雙極HiPIMS中銅靶等離子體發(fā)射——正脈沖放電的時空光譜特征

點睛

雙極HiPIMS正脈沖期間，等離子體發(fā)射完全來自Ar，形成“蘑菇狀”或“穹頂狀”發(fā)光區(qū)，空間局限于磁阱漏斗區(qū)。與單極HiPIMS（負脈沖期間以Cu發(fā)射為主）相比，正脈沖改變了放電機制：電子被磁阱耗盡，僅通過靶中心/邊緣傳輸，電離返回的Ar原子，實現(xiàn)離子能量與方向的額外調(diào)控。

引言

傳統(tǒng)單極HiPIMS因金屬離子被回吸至靶面，沉積速率低，通常僅為DCMS的10-20%。雙極HiPIMS在負脈沖后施加正脈沖，旨在將殘留正離子加速推向基片。然而正脈沖期間的放電機制尚不清晰：電子如何運動？何種離子參與發(fā)光？等離子體如何演化？

解析：

捷克馬薩里克大學物理電子學系的P Klein等人采用雙極HiPIMS技術(shù)，以“Temporal, spatial and spectroscopic study of plasma emission on Cu target in bipolar HiPIMS”為題發(fā)表在《Plasma Sources Science and Technology》上，其工藝參數(shù)如下：

1）靶材：2英寸（50.8mm）圓形Cu靶（99.99%）；2）工作氣體：Ar，氣壓0.3Pa和1Pa；3）電源參數(shù)：負脈寬100-110μs，峰值電流50-60A（電流密度2.5-3A/cm2）；正脈寬380μs，電壓60-100V；4）基片：無沉積，等離子體診斷。

圖1 Case I（0.3Pa，100V正脈沖）的波形與發(fā)射光譜

圖1a顯示了負脈沖100 μs后跟隨380 μs正脈沖的波形。等離子體電位在正脈沖初期高達89 V（相A），25 μs后驟降至近0 V（相B），隨后在B與C之間振蕩，穩(wěn)定在約55 V（相C）。圖1b展示了靶面上方0.3-1.3cm的不同階段的光譜。負脈沖期間，光譜以Cu原子線為主（如Cu I 324.7 nm、327.4 nm），Ar線很弱。正脈沖期間，無論哪個相，均未檢測到Cu發(fā)射線，只出現(xiàn)Ar原子線（如Ar I 696.5 nm、750.4 nm）和Ar離子線（Ar II 434.8 nm）。這證明正脈沖放電完全由Ar支撐，Cu不參與發(fā)光。

圖2 Case I正脈沖期間不同時間的等離子體發(fā)射圖像（ICCD）

圖2a（0μs）：負脈沖余輝，彌散發(fā)光。圖2b（~5μs）：發(fā)光消失。圖2c（~24μs）：靶中心出現(xiàn)細“毛細管”狀發(fā)光柱。圖2d（~100μs，相B/C過渡）：演變?yōu)椤澳⒐綘睢卑l(fā)光，強度大。圖2e（~111μs）：再次出現(xiàn)毛細管狀。圖2f（~230μs，相C）：發(fā)光強度低且彌散。由此推斷正脈沖放電僅發(fā)生在靶中心及邊緣的磁阱“漏斗”區(qū)域，電子只能沿磁力線進入靶前，形成局部發(fā)光。

圖3 Case II（0.3Pa，60V正脈沖）相C期間的多種發(fā)射模式

正脈沖電壓降至60V后，相C期間等離子體發(fā)射模式出現(xiàn)隨機多樣性。蘑菇狀結(jié)構(gòu)可向左或向右傾斜（圖3a-d），有時發(fā)光出現(xiàn)在靶邊緣形成穹頂狀（圖3e-f）。盡管形貌差異巨大，放電電流和等離子體電位波形幾乎完全相同。這表明相C放電是非自持的，其空間模式對初始條件敏感，小擾動即可導致不同的發(fā)光路徑，反映了磁約束等離子體中的不穩(wěn)定性。

結(jié)論與延伸：

1. 單極HiPIMS（僅負脈沖）以Cu發(fā)射為主；雙極HiPIMS正脈沖期間發(fā)射完全來自Ar，放電機制由電子被磁阱耗盡、僅通過漏斗區(qū)傳輸主導。

2. 正脈沖存在相A（高電位，電子電流）、相B（低電位，離子電流）、相C（中間態(tài)）。階段間可振蕩轉(zhuǎn)換，氣壓和正脈沖電壓顯著影響各階段穩(wěn)定性。

3. 正脈沖放電強度隨時間衰減，依賴負脈沖殘留電荷載體；Ar返回靶前區(qū)域后方可維持電離，為優(yōu)化雙極HiPIMS離子能量和沉積速率提供了物理依據(jù)。

論文DOI：10.1088/1361-6595/ace8b8