崔歲寒 吳忠振?肖舒 劉亮亮 鄭博聰 林海 傅勁裕田修波 朱劍豪 譚文長 潘鋒

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)

筒內(nèi)高功率脈沖磁控放電的電磁控制與優(yōu)化?

崔歲寒1)吳忠振1)?肖舒1)劉亮亮1)鄭博聰1)林海1)傅勁裕2)田修波1)朱劍豪2)譚文長1)潘鋒1)

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)

(2016年11月4日收到;2017年2月6日收到修改稿)

高功率脈沖磁控濺射(HiPIMS)技術被提出以來就受到廣泛關注,其較高的濺射材料離化率結合適當?shù)碾姶趴刂?可產(chǎn)生高致密度、高結合力和高綜合性能的涂層,但其沉積速率低、放電不穩(wěn)定、濺射材料離化率差異較大.我們設計了一種筒形濺射源,通過對結構的設計優(yōu)化,利用類空心陰極放電效應,使問題得到解決.然而其靶面切向磁場不均勻,電子逃逸嚴重,進而造成等離子體密度偏低,且放電不均勻.本文通過對其放電和等離子體分布進行仿真,提出電場阻擋和磁鐵補償兩種方案,研究了不同電場控制條件下的放電行為和等離子體分布.結果表明:增加電子阻擋屏極可以生成勢阱,從而有效抑制電子從邊緣的逸出;優(yōu)化后的磁鐵補償可以顯著提高靶面橫向磁場的均勻性及靶面利用率.兩種方案同時作用時,HiPIMS放電刻蝕環(huán)面積更大、且更加均勻.

高功率脈沖磁控濺射,筒內(nèi)放電,電子阻擋屏極,磁場補償

1 引 言

高功率脈沖磁控濺射 (high power impulse magnetron sputtering,HiPIMS)［1]技術由于濺射材料離化率高［2,3]、沉積粒子能量高、涂層致密度和結合力綜合性能好等優(yōu)勢［4?6],在1999年被提出后就在真空鍍膜領域引起了廣泛的關注.但是HiPIMS技術卻存在放電不穩(wěn)定［7]、不同濺射材料離化率差異大［8]、沉積速率低［6]等技術問題［9,10],制約著HiPIMS技術在工業(yè)上的推廣和應用.為了從根本上解決上述問題,我們借鑒陰極弧彎管過濾技術［11,12],通過對濺射源的結構進行仿真,并利用類空心陰極放電效應［13],開發(fā)出了一種新型的筒形濺射源［14].該筒形濺射源一方面可以避免“打弧”產(chǎn)生的“大顆?！背练e到基片上影響薄膜質(zhì)量,另一方面又可以使電子、離子和原子在筒內(nèi)反復振蕩和濺射,促進濺射材料的進一步離化［14].此外,由于其放電面積遠大于束流引出截面的面積,筒形濺射源等離子體密度存在集中引出效果,這使得束流密度大大增加,薄膜沉積速度得到相應的加快［15].

然而在磁場仿真和放電測試過程中發(fā)現(xiàn),新開發(fā)的筒形濺射源中,平行于靶面的橫向磁場分布不均勻,造成靶面刻蝕不均勻和電子的快速逃逸,放電電壓較高.圖1(a)給出了原濺射源的靶面橫向磁場展開圖(x方向為弧度角,y方向為靶材高度),黑線包圍的面積(橫向磁場在20—40 mT［16]之間的區(qū)域)為靶面濺射的有效區(qū)域,占整個靶面積的60%,但靶上下邊緣處橫向磁感應強度偏小,均小于20 mT［14].這就造成了靶面磁場對電子的約束存在差異,使得電子在靶面橫向磁感應強度較小的地方難以被束縛,會大量地從濺射源兩側逸出［17],從而導致等離子體以雙極擴散的形式從放電區(qū)域損失,造成放電區(qū)域等離子體密度相對較低、放電和靶材刻蝕不均勻.如圖1(b)所示,筒形濺射源的放電不均勻,濺射源外側存在輝光放電區(qū),且由于磁場的交錯分布,濺射源內(nèi)部8塊濺射區(qū)域存在4大4小的現(xiàn)象.因此,需要對筒形濺射源的結構進行進一步的優(yōu)化和設計,以增強對電子的束縛、提高等離子體密度并改善靶面的刻蝕均勻性.

圖1 (網(wǎng)刊彩色)筒形濺射源靶面橫向磁場分布示意圖 (a)橫向磁感應強度分布圖;(b)輝光放電照片F(xiàn)ig.1.(color online)The tangential magnetic distribution of the target surface of the cylindrical sputtering source:(a)Tangential magnetic intensity distribution;(b)the image of the discharge glow.

本文針對筒形濺射源的放電問題,提出在筒形濺射源兩端添加電子阻擋屏極和磁場補償?shù)姆桨?期望通過負偏壓阻擋電子逸出,并通過補償磁鐵使靶面磁場更均勻、減少電子逃逸,并增強等離子體放電和靶面刻蝕的均勻性.采用Comsol Multiphysics軟件［18,19]模擬濺射源的等離子體放電情況,對電子阻擋屏極和補償磁鐵的結構和尺寸進行設計和優(yōu)化,發(fā)現(xiàn)優(yōu)化后的濺射源可以明顯提高等離子體放電強度、范圍和靶材刻蝕的均勻性;濺射源實際放電測試也表明放電更加容易,靶面刻蝕面積大大增加,這必將促進濺射源沉積速率的提高.

2 實 驗

2.1模擬計算

采用Comsol Multiphysics軟件在已建立的八塊條形磁鐵筒形濺射源結構的基礎上,優(yōu)化電場和磁場分布,盡可能增強其對電子的約束,同時盡量提高原有的靶材利用率.電子阻擋屏極的添加方案如圖2(a)所示,在靶材兩側加上電子阻擋屏極(圖中藍色區(qū)域所示),屏極與陰極相連,即兩者等勢.盡管等離子體內(nèi)部的電勢被屏蔽,屏極表面依然會形成鞘層,電子運動到端面逃逸時,會受到屏極電場的作用返回濺射源內(nèi)部,起到對電子的抑制作用.磁鐵補償方案如圖2(b)所示,在每一塊條形磁鐵兩側增加一定強度的補償磁鐵,利用補償磁鐵(圖中藍色區(qū)域所示)改善靶面橫向磁場的均勻性,可增強對電子的約束,提高靶面放電和刻蝕的均勻性.為了防止補償磁鐵和濺射源磁鐵的磁極之間形成磁回路,進而抑制磁感線穿越靶材,并影響靶面磁感應強度,在補償磁鐵與濺射源磁鐵之間添加一層不銹鋼隔板.此外,補償磁鐵中央與濺射源磁鐵中央對齊,磁極方向相同.

圖2 (網(wǎng)刊彩色)筒形濺射源電磁場改進方案示意圖(a)電子阻擋屏極;(b)磁鐵補償Fig.2.(color online)The schematic diagrams of the electric and magnetic fi eld improvements to the cylindrical sputtering source:(a)Electron blocking plate;(b)magnetic compensation.

使用Comsol Multiphysics軟件對改進后的筒形濺射源進行放電仿真,研究改進后電磁場對筒形濺射源放電等離子體的約束效果,優(yōu)化電磁場結構和分布,并預測等離子體密度分布.陽極設置在濺射源中央并接地,靶材電壓設置為?800 V.放電氣體設置為氬氣,氣壓為1 Pa.初始等離子體密度設置為1×1014m?3,仿真采用軟件自帶的4組分7反應的模型［18].模擬過程中,將環(huán)形源的中軸線方向視為z方向,即軸向.

2.2放電測試

通過優(yōu)化的電子阻擋屏極和磁鐵補償對筒形濺射源進行改進后,其實際放電測試在自主設計的真空系統(tǒng)內(nèi)完成.真空腔尺寸為600 mm×600 mm×500 mm,腔體材料為不銹鋼.配備的電源為哈爾濱工業(yè)大學研制的復合HiPIMS電源［20],輸出電壓為0—1000 V,脈沖頻率為50—300 Hz,脈沖寬度為50—400μs.放電實驗采用內(nèi)徑120 mm,外徑132 mm,高50 mm的圓筒形銅靶(純度為99.9%)［14].工作氣體使用純度99.99%的高純氬氣,本底真空1×10?3Pa.放電時靶電壓脈沖頻率為100 Hz,脈沖寬度為300μs.實驗室使用的補償磁鐵尺寸為40 mm×10 mm×10 mm.

3 結果與討論

3.1電場仿真及放電測試

添加電子阻擋屏極前后的筒形濺射源穩(wěn)態(tài)等離子體電勢分布如圖3所示.無電子阻擋屏極時,筒形濺射源沿z軸方向電勢幾乎不變,如圖3(a)所示,這樣電子在z方向不受電場約束,電子會沿磁感線方向迅速逸出,導致等離子體密度降低.在筒形濺射源兩端增加10 mm電子阻擋屏極后,其穩(wěn)態(tài)電勢分布如圖3(b)所示,電子阻擋屏極使濺射源內(nèi)部靶面附近生成了一個勢阱,該勢阱能夠對電子起到一定的約束作用,可有效防止電子從濺射源兩端的磁場薄弱處大量逸出.

圖3 (網(wǎng)刊彩色)穩(wěn)態(tài)等離子體電勢分布圖 (a)無電子阻擋屏極;(b)電子阻擋屏極(高10 mm)Fig.3.(color online)The stabilized plasma electric potential distribution:(a)No electron blocking plate;(b)electron blocking plate(10 mm height).

圖4是添加電子阻擋屏極(10 mm)前后的筒形濺射源電子密度分布圖,截取濺射源中央橫截面,時間節(jié)點為1×10?7s.二者都有八個相對較強的濺射區(qū)域.對比圖4(a)和圖4(b)可以看出,增加電子阻擋屏極后,濺射源靶面濺射區(qū)域內(nèi)電子密度有一定提升,同時該濺射區(qū)域也相應變寬.由于電壓勢阱的作用,電子從濺射源側面的逸出得到了有效控制,濺射源內(nèi)粒子的碰撞頻率和離化率都得到明顯改善.此外,中央截面上的靶面等離子體密度較高(1×1016m?3以上)的區(qū)域由原來的60%增加到接近70%,大大增加了金屬原子的濺射效率.

圖4 (網(wǎng)刊彩色)1×10?7s時濺射源中央橫截面電子密度分布 (a)無電子阻擋屏極;(b)電子阻擋屏極(高10 mm)Fig.4.(color online)The electron density distribution of the center source at 1× 10?7s:(a)No electron blocking plate;(b)electron blocking plate(10 mm height).

為進一步優(yōu)化電子阻擋屏極的寬度,對寬度分別增加10,15,18和20 mm的電子阻擋屏極濺射源進行了放電仿真研究,并取出其中代表性的點進行對比分析,如表1所列.結果顯示,隨電子阻擋屏極寬度的增加,濺射源內(nèi)部總體的等離子體密度增加,但是增加幅度逐漸減小,當電子阻擋屏極寬度達到15 mm以上時,其平均等離子體密度幾乎不再發(fā)生變化.濺射源中央截面上的等離子體密度分布隨電子阻擋屏極寬度的增加先增大后減小,在電子阻擋屏極寬度為18 mm時存在最優(yōu)值,達到2.5×1016m?3.因為濺射源中央截面附近是等離子體放電的主要區(qū)域,中央截面等離子體密度可直接表征濺射源內(nèi)部的總體放電強度.因此,電子阻擋屏極寬度的最優(yōu)值取18 mm,此時濺射源放電更容易,效率最高.

表1 不同寬度電子阻擋屏極濺射源內(nèi)部放電等離子體密度分布對比Table 1.The plasma density in the cylindrical sputtering source with di ff erent electron blocking plate widths.

表2 不同寬度電子阻擋屏極的實驗放電條件Table 2.The discharge conditions of the cylindrical sputtering source with di ff erent electron blocking plate widths.

對不同電子阻擋屏極寬度濺射源的實際放電測試結果如表2所列,當電子阻擋屏極寬度較小時,其對放電的作用并不明顯,仍呈現(xiàn)出4大4小的輝光區(qū),與無電子阻擋屏極時相似.當電子阻擋屏極寬度大于10 mm時,放電輝光開始變得均勻,隨電子阻擋屏極寬度的繼續(xù)增加,其相同條件下的起輝電壓和工作電壓均明顯下降,表現(xiàn)出良好的工作性能,同時驗證了之前模擬的結果.

3.2補償磁場的仿真與優(yōu)化

為保證磁場補償后濺射源靶面濺射的均勻性,我們優(yōu)化了補償磁鐵的磁場強度,其靶面磁感線分布隨補償磁鐵磁場強度的變化如圖5所示.圖5(a)所示補償磁鐵磁場強度為,即等效于原濺射源,此時磁場分布很不均勻,多條磁感線由磁極出發(fā)發(fā)散到濺射源外部,造成濺射跑道兩端橫向磁場強度明顯偏低.隨補償磁鐵磁場強度增大,靶面兩端的磁感線逐漸被壓縮,由向外擴散的磁力線分布逐漸變成平行分布,尤其是圖5(c)和圖5(d)所示的磁感線分布最均勻,故補償磁鐵的磁場強度在100—150 mT范圍內(nèi)時,磁感線近似于平行分布,此時靶面的橫向磁場強度也最均勻.當補償磁鐵磁場強度過大時,如圖5(e)和圖5(f)所示,補償磁鐵的磁場強度高于200 mT后,磁力線被過度壓縮,最終向濺射源中間匯聚,這一方面會導致矯枉過正,靶面中央的橫向磁場增強,進而阻礙后續(xù)金屬離子的引出.

圖5 磁感線分布與補償磁鐵磁場強度的關系 (a)0 mT(相當于原濺射源);(b)50 mT;(c)100 mT;(d)150 mT;(e)200 mT;(f)300 mTFig.5.The distribution of the magnetic induction line vs.magnetic strength of the compensation magnets:(a)0 mT;(b)50 mT;(c)100 mT;(d)150 mT;(e)200 mT;(f)300 mT.

模擬結果顯示補償磁鐵的磁場強度在100—150 mT內(nèi)最優(yōu),但考慮到濺射源的加工,最終選擇的補償磁鐵磁場強度為100 mT,此時靶面橫向磁場分布如圖6所示.可以看出,磁鐵補償后濺射源靶面橫向磁場分布均勻,濺射跑道為規(guī)則的矩形,呈條帶狀分布.靶面有效濺射面積(25—50 mT區(qū)域)比例超過80%,相對沒有進行磁鐵補償?shù)臑R射源(圖1(a))有顯著提高.

圖7為5×10?7s時磁鐵補償前后濺射源中央縱向和橫向截面上的電子密度分布圖.可以看出,磁場補償后的濺射源無論是在等離子體密度大小還是在分布上都有明顯的改善,其等離子體密度最高處接近3.0×1017m?3,而沒有磁場補償?shù)臑R射源最高等離子體密度只有9.0×1016m?3.對比圖7(a)和圖7(c),磁場補償后濺射源內(nèi)部等離子體分布更為均勻,尤其是在豎直方向上,等離子體密度梯度非常小.從圖7(b)和圖7(d)也可以看出,磁場補償后濺射源的等離子體向濺射源中央聚集,形成高密度等離子體區(qū),而無磁場補償時,濺射源的電子逃逸快,等離子體隨之向外擴散,很難匯集到濺射源中心形成高密度放電區(qū)域.

圖6 (網(wǎng)刊彩色)補償磁鐵磁場強度為100 mT時靶面橫向磁場強度分布圖Fig.6.(color online)The tangential magnetic intensity distribution on the target with the compensation magnets strength of 100 mT.

圖7 (網(wǎng)刊彩色)5×10?7s時濺射源縱向截面和中央橫截面電子密度分布 (a)無磁鐵補償?shù)臑R射源縱截面;(b)無磁鐵補償?shù)臑R射源中央橫截面;(c)磁場補償?shù)臑R射源縱截面;(d)磁場補償?shù)臑R射源中央橫截面Fig.7.(color online)The electron density distribution at the longitudinal and central cross-section of the cylindrical sputtering source at 5×10?7s:(a)Longitudinal section without magnetic compensation;(b)central cross-section without magnetic compensation;(c)longitudinal section with 100 mT magnetic compensation;(d)central cross-section with 100 mT magnetic compensation.

3.3電磁場改進后的靶面刻蝕

綜上可知,電子阻擋屏極和補償磁場的添加都可以顯著增加濺射源內(nèi)部等離子密度及放電均勻性,進而促進濺射靶面的刻蝕更加均勻.圖8對比了未改進濺射源、添加電子阻擋屏極的濺射源,和同時添加電子阻擋屏極和磁鐵補償后的筒形濺射源的靶面刻蝕情況,可以看出,所有的濺射源的刻蝕條紋都有8條,對應于橫向磁鐵的排布,但是其刻蝕條紋形狀各異.未進行改進的濺射源靶面刻蝕極不均勻,其中四條左寬右窄,四條左窄右寬,呈交替分布,對應于電子受力逃逸的方向,與電子受力方向一致的一邊刻蝕條紋較寬.當添加電子阻擋屏極之后,電子的逃逸被抑制,濺射源靶面刻蝕面積增加,刻蝕條紋兩端對稱,但呈現(xiàn)圓鼓狀,即濺射源中間刻蝕條紋較寬,兩端較窄,對應于靶面橫向磁場的分布,即兩端漏磁,橫向磁場減小,如圖8(b)所示.將補償磁鐵也添加后,筒形濺射源靶面刻蝕面積進一步增加,刻蝕條紋變?yōu)橄鄬鶆虻膸?與仿真結果(圖6)一致,有效地提高了靶材刻蝕速率和刻蝕均勻性,如圖8(c)所示.

圖8 (網(wǎng)刊彩色)不同結構的濺射源靶面刻蝕條紋 (a)原筒形濺射源;(b)采用電場改進方案的濺射源;(c)結合了電場和磁場改進方案的新筒形濺射源Fig.8.(color online)The etching ring of the discharge test:(a)The initial cylindrical sputtering source;(b)the cylindrical sputtering source which adopts the improvement of the electric fi eld;(c)the cylindrical sputtering source which combines the improvement of the electric fi eld and the magnetic fi eld.

4 結 論

為了改善筒形濺射源由于磁場不均勻和電子逃逸對等離子體放電和靶材刻蝕均勻性的影響,本文設計了電子阻擋屏極和磁鐵補償兩種方案,通過模擬仿真和實際放電測試研究了其電場和磁場的變化,獲得最優(yōu)的電子阻擋屏極尺寸和補償磁場強度.對電、磁場改進前后的筒形濺射源的等離子體放電和靶材刻蝕情況的對比研究表明,改進后的濺射源放電強度和系統(tǒng)等離子體密度得到明顯增強,其等離子體密度分布更加均勻,并在濺射源中間位置等離子體密度最高,靶面刻蝕面積增大,刻蝕條紋更加均勻.兩種方案同時執(zhí)行時,其作用可以相互疊加,能夠得到均勻且面積更大的刻蝕環(huán).

[1]Kouznetsov V,Macák K,Schneider J M,Helmersson U,Petrov I 1999Surf.Coat.Technol.122 290

[2]Wu Z Z,Tian X B,Li C W,Fu R K Y,Pan F,Chu P K 2014Acta Phys.Sin.63 175201(in Chinese)[吳忠振,田修波,李春偉,Ricky K Y Fu,潘鋒,朱劍豪2014物理學報63 175201]

[3]Wu Z Z,Tian X B,Pan F,Ricky K Y Fu,Chu P K 2014Acta Phys.Sin.63 185207(in Chinese)[吳忠振,田修波,潘鋒,Ricky K Y Fu,朱劍豪2014物理學報63 185207]

[4]Ehiasarian A P,Munz W D,Hultman L,Helmersson U,Petrov I 2003Surf.Coat.Technol.163–164 267

[5]Ehiasarian A P,Wen J G,Petrov I J 2007Appl.Phys.101 054301

[6]Samuelsson M,Lundin D,Jensen J,Raadu M A,Gudmundsson J T,Helmersson U 2010Surf.Coat.Technol.205 591

[7]Anders A 2011Surf.Coat.Technol.205 S1

[8]Wu Z Z,Tian X B,Pan F,Fu R K Y,Chu P K 2014Acta Meta.Sin.10 1279(in Chinese)[吳忠振,田修波,潘鋒,Ricky K Y Fu,朱劍豪2014金屬學報10 1279]

[9]Sarakinos K,Alami J,Konstantinidis S 2010Surf.Coat.Technol.204 1661

[10]Helmersson U 2011Proceedings of 11th International Workshop on Plasma Based Ion Implantation&DepositionHarbin,China,October 8–12,2011 p21

[11]Xu L,Wang S Q 2010Vacuum47 79(in Chinese)[許麗,王世慶2010真空47 79]

[12]Karpov D A 1997Surf.Coat.Technol.96 22

[13]Lai J J,Yu J H,Huang J J,Wang X B,Qiu J L 2001Acta Phys.Sin.50 1528(in Chinese)[賴建軍,余建華,黃建軍,王新兵,丘軍林2001物理學報50 1528]

[14]Xiao S,Wu Z Z,Cui S H,Liu L L,Zheng B C,Lin H,Fu J Y,Tian X B,Pan F,Chu P K 2016Acta Phys.Sin.65 185202(in Chinese)[肖舒,吳忠振,崔歲寒,劉亮亮,鄭博聰,林海,傅勁裕,田修波,潘鋒,朱劍豪2016物理學報65 185202]

[15]Wu Z Z,Pan F,Xiao S 2014ChinaPatent201410268695.1(in Chinese)[吳忠振,潘鋒,肖舒2014中國專利201410268695.1]

[16]Guan K Z,Li Y Q 1986Vaccum23 37(in Chinese)[關奎之,李云奇1986真空23 37]

[17]Wang H Y,Sun W B,Chen Y B,He Y J 2008Phys.Exp.28 1(in Chinese)[王合英,孫文博,陳宜寶,何元金2008物理實驗28 1]

[18]Fu Q X 2013M.S.Thesis(Xi An:Xi Dian University)(in Chinese)[付強新2013碩士學位論文(西安:西安電子科技大學)]

[19]Zhang W R 2013M.S.Thesis(Da Lian:Dalian University of Technology)(in Chinese)[張文茹 2013碩士學位論文(大連:大連理工大學)]

[20]Duan W Z 2010M.S.Thesis(Harbin:Harbin Institute of Technology)(in Chinese)[段偉贊 2010碩士學位論文(哈爾濱:哈爾濱工業(yè)大學)]

PACS:52.80.–s,52.50.Dg,52.25.Fi,52.25.–bDOI:10.7498/aps.66.095203

Electromagnetic control and optimization of high power impulse magnetron sputtering discharges in cylindrical source?

Cui Sui-Han1)Wu Zhong-Zhen1)?Xiao Shu1)Liu Liang-Liang1)Zheng Bo-Cong1)Lin Hai1)Ricky K Y Fu2)Tian Xiu-Bo1)Paul K Chu2)Tan Wen-Chang1)Pan Feng1)

1)(School of Advanced Materials,Peking University Shenzhen Graduate School,Shenzhen 518055,China)2)(Department of Physics and Materials Science,City University of Hong Kong,Hong Kong 999077,China)

4 November 2016;revised manuscript

6 February 2017)

High-power impulse magnetron sputtering(HiPIMS),a new physical vapor deposition technique which combines the advantages of the high ionization rates of the sputtered materials and control of electromagnetism,has been widely used to deposit high-performance coatings with a large density and high adhesion.However,HiPIMS has some intrinsic disadvantages such as the low deposition rate,unstable discharge,and di ff erent ionization rates for di ff erent materials thereby hampering wider industrial adoption.We have recently designed an optimized cylindrical source based on the hollow cathode e ff ect to circumvent the aforementioned limitations.However,during the operation of the cylindrical source,the discharge is inhomogeneous and the etching stripes are nonuniform.In order to determine the underlying mechanism and optimize the electromagnetic control,the discharge in the HiPIMS cylindrical source is simulated.The tangential magnetic fi eld distribution on the target surface of the cylindrical sputtering source is inhomogeneous and electron runaway is serious,resulting in a relatively low plasma density.Two solutions are proposed to improve the situations.The fi rst one is electrical improvement by installing an electron blocking plate,and the second one is magnetic improvement by adding compensating magnets.Our simulation results of the fi rst method show that a potential well is produced by the electron blocking plate to suppress electron runaway and the plasma density is improved signi fi cantly,especially around the central cross-section of the cylindrical sputtering source.The discharge becomes homogeneous,and the etching stripes are uniform albeit not full enough.The second method of magnetic improvement signi fi cantly improves the homogeneity of the tangential magnetic fi eld distribution on the target surface and the target utilization rate.After adding the optimized compensating magnets,the shape of the e ff ective area(the value of the tangential magnetic fi eld in a range of 25–50 mT)on the target surface can be controlled and made zonal.The target utilization rate increases to over 80%from 60%.In order to obtain the optimal conditions,the two techniques are combined.A larger and more homogeneous etching ring is observed by adopting both the electrical and magnetic improvements as predicted and explained by the simulation results.It can be concluded that the combination of the two improvement techniques can improve and optimize the HiPIMS cylindrical source.

high power impulse magnetron sputtering,discharge in cylindrical source,electron blocking plate,magnetic fi eld compensation

10.7498/aps.66.095203

?國家材料基因組計劃(批準號:2016YFB0700600)、國家自然科學基金 (批準號:51301004)、深圳科技研究基金(批準號:JCYJ20140903102215536,JCYJ20150828093127698)和香港城市大學應用研究基金(批準號:9667122)資助的課題.

?通信作者.E-mail:wuzz@pkusz.edu.cn

*Project supported by the National Materials Genome Project,China(Grant No.2016YFB0700600),the Natural Science Foundation of China(Grant No.51301004),the Shenzhen Science and Technology Research Grant,China(Grant Nos.JCYJ20140903102215536,JCYJ20150828093127698),and the City University of Hong Kong Applied Research Grant(ARG),China(Grant No.9667122).

?Corresponding author.E-mail:wuzz@pkusz.edu.cn