脉冲阴极弧等离子体及有关特性研究.pdf

真空VACUUM第 61 卷第1 期2024年1月Vol.61，No.1Jan.2024脉冲阴极弧等离子体及有关特性研究武洪臣，杨丽媛（中国航发北京航空材料研究院，北京100095）摘要：阴极弧（Cathodic Arcs）是目前多种薄膜及涂层制备工艺的重要物质来源。从阴极表面起弧形成阴极斑点、产生等离子体（相变）、等离子体在真空室中的扩展（输运），到最终在施加偏压的基体上沉积、凝聚形成涂层或薄膜，这一系列环节包含着复杂的物理过程。对这些过程及相关机制的深入分析与认识，无疑会对涂层制备工艺起到重要的理论指导作用。本文简要回顾了人类对阴极弧有关的放电现象的认识过程以及相关涂层的发展历史。对阴极放电机制以及与涂层工艺密切相关的等离子体行为，诸如脉冲阴极弧等离子体速度、鞘层、斜入射与附着系数等问题进行了探讨与实验结果的汇总。旨在为读者对阴极弧及其涂层工艺提供感性认识，为指导科研生产实践服务。关 键 词：阴极弧；脉冲阴极弧等离子体；等离子体鞘层；斜入射；附着系数中图分类号：O539；TB43文献标识码：A文章编号：1002-0322（2024）01-0001-09doi：10.13385/ki.vacuum.2024.01.01Research on Pulsed Cathodic Arc Plasma and the Related CharacteristicsWU Hong-chen,YANG Li-yuan（AECC Beijing Institute of Aeronautical Materials,Beijing 100095,China）Abstract：Cathodic arc is an important material source for a variety of film and coating preparation processes.From the cathodespot on the cathode surface,the generation(phase transition)and expansion(transport)of plasma in the vacuum chamber,to the finaldeposition on the biased substrate to form a coating or film,this series of links contain complex physical processes.Deeply analyzingand understanding of the processes and related mechanisms will undoubtedly play an important role in guiding the coatingpreparation process.This paper briefly introduces the process of the discharge phenomena and the history of the related coatingsdevelopment.Then the cathode discharge mechanism and the plasma behaviors closely related to the coating process,such as plasmavelocity,sheath,oblique incidence and attachment coefficient are discussed.The aim is to help readers form a clear physical imageand context for the process of cathode arc and its coating formation,and serve to guide the practice of scientific research andproduction.Key words：cathode arc;pulsed cathodic arc plasma;plasma sheath;oblique incidence;attachment coefficient收稿日期：2023-05-25作者简介：武洪臣（1964-），男，河北省滦南县人，博士，研究员。1历史回顾人们对阴极弧放电现象的认识与研究可追溯到 18 世纪1，当时的研究者正试图阐释电学的一些基本概念，而电学史上一般记载的问题也已成为很多研究的主题2-5。其中开创性的成果是储能元件电容器与电化学电池的发明，同类装置当时被命名为雷顿罐（Leyden jars）。到 18世纪后半叶，雷顿罐已成为储存电能的标准装置6。紧接着，伏特（Alessandro Volta）在当时“动物电学”热潮的基础上发展了接触理论，指出两种不同的金属与某种溶液导体如盐水接触时，就会产生电流，并在 1799 年底突破性地发明了“伏特堆”，即电化学电池的雏形。由于任何形式的放电都需要足够的电流（能量），所以与阴极弧及相关现象有关的物理学早期发展是与相应的电源发展密切相关的7-8，每一次电能产生与存储的重大进步都伴随着新的发现。因此，“伏特堆”的出现，依次开创了化学、电学及放电物理学的新篇章。真空VACUUM第 61 卷进入 19 世纪，随着伏特开创性成果的发表，很多研究者都建造了各自的伏特堆并进行改进（增加金属板面积）。人们发现增加电极面积不能提高电压，但可以增加“放电火花强度”。改进后的伏特堆具有更大的功率，因此给人们提供了产生并观察脉冲弧与连续弧放电的机会。代表性的记载是 1801 年英国人戴维（Davy）对脉冲放电的观察，以及俄国人彼得罗夫（Petrov）在1803 年前后对连续弧放电的观察6。戴维所用电极为石墨与黄铜、锡、铅、锌等金属，并在电极接触点观察到了耀眼的火花和熔化的金属等现象。彼得罗夫则观察并描述了首次连续弧放电，此外，他还建议“如此明亮的光线”或“火焰”（等离子体）可以用来照明，这是“电”脱离贵族娱乐而首次朝可能的应用迈出的一步。之后，随着真空技术的不断成熟、电磁感应现象的发现以及相应理论的产生，人们对放电的研究从大气压延伸到真空环境，并同时关注到了真空放电在玻璃管内壁上形成的涂层。爱迪生在 1888 年提交了“声音的复制方法”的专利申请，其中主要描述阴极弧涂层技术，并于 1892 年 10 月 18 日首次获得授权6。20 世纪初，近代物理学迅速发展也带动了放电现象的研究热潮。由于照明的需要，对真空水银弧的研究是当时的热点之一。GE 公司的维恩超伯（Weintraub）利用图 1 所示的放电管系统地研究了水银放电6：闭合开关 P，电流通过 O 处双触点、线圈 S 以及管内水银液面 ef 形成回路；线圈 S 吸引铁芯上移，造成水银液面下降（引起 AB间的电流通道的切断），因此在玻璃管 AB 之间（上方）会产生弧放电形成等离子体。由于电极D 与 A 同电位，电弧会扩展到 BD 之间。随之线圈 O 下方双触点开关断开。其结果是 AB 间放电熄灭，而在主放电管 BD 内产生弧光放电，直至开关 P 断 开。到 1920s，阴 极 弧 水 银 灯 已 广 泛 使用9，在此期间对各种放电现象的研究也已经相当深入。1928 年，朗缪尔首次借用医学上的血浆（plasma）概念来描述“放电气体”10（1985 年由我国科学家王承书先生提出中文“等离子体”概念对应“plasma”并沿用至今11）。电极材料也很快由水银扩展到了其他可用的金属材料以及石墨，甚至电极上的氧化物对电弧行为的影响也被明确下来12，这些工作均为随后的阴极弧沉积工艺作了铺垫。图 1维恩超伯阴极实验用放电管Fig.1Discharge tube used by Weintraub for cathodic arc experiments阴极弧沉积涂层广泛应用的开始，必须提到乌克兰哈尔科夫物理与技术研究所（NSC KIPT）的工作13，它当时是一个国家研究中心。该所的研究人员起初利用阴极弧产生的金属离子捕获气体分子来进一步提高真空度，该过程中室壁上的凝聚物自然形成了某种涂层，于是一种制备硬质涂层的工艺方法应运而生。该方法很快引 起 了 苏 联 刀 具 厂 商 以 及 政 府 机 构 的 高 度 重视。随之，苏联国家科技委于 1974 年号召全国范围内对该技术商业化，于是工业化阴极弧涂层设备“Bulat”系列在苏联开始批量生产。到 20世纪 80 年代后期，数千套 Bulat-3 及其后续型号在很多工厂里运行6。在此期间，Bulat-3 技术被引入到美国，使得阴极弧沉积技术在西方国家被大范围知晓。20 世纪末及 21 世纪初，相关现代技术诸如快速高分辨率检测诊断技术、新材料（纳米）技术、自动化控制技术的发展，使阴极弧沉积（涂层）技术及其应用如雨后春笋般提升与推广。多元多层、多层/微叠层、纳米梯度等涂层结构相继出现，不但使阴极弧沉积技术在民用产品上进一步普及，而且随着大颗粒过滤器的应用，该技术在高端涂层上的应用也成为可能。2阴极弧运行机制阴极弧的运行是其表面放电过程的延续，也是产生相应元素等离子体的源头，该过程严格说来非常复杂。由于阴极斑点（放电路径在阴极表面的附着点或空间电流与固体表面的衔接点）的f 2第 1 期武洪臣，等：脉冲阴极弧等离子体及有关特性研究时间（短暂）空间（微小）特征，其研究和考察面临很大的认知难度。在没有快速、高分辨率诊断检测手段的情况下，阴极弧斑处发生的事情，对人类的自然感官而言，几乎等同于“黑盒子”。但可以确信的是，阴极材料在这些斑点部位都要经历由固体向等离子体的转化（相变）。2.1阴极斑点的形成放电过程是物质发射电子的通俗说法。物质的电子发射通常有两种类型，一种是由单个事件引起，例如离子撞击，发出相应产额的若干电子；另一种则是由影响阴极较大区域内所有电子的集体效应引起，例如高的表面温度与/或强电场。这两种类型的电子发射对应着辉光放电与弧放电模式。参照汉兹彻（Erhard Hantzsche）的方法6，14，人们可以按照两种发射机制来非常广义地定义放电形式，即辉光放电与弧放电。实际情况下的电子发射，往往是很高的表面温度和很强电场共同作用（如瞬间接触式引弧，或表面因机加工引起的微突起）下产生的，也就是发生所谓热-场耦合发射。这种耦合可能导致热失控，即当发射与能量耗散及阴极净加热相关时，又会反过来引起升温和相关的电子发射。发生这一过程的位置会爆炸性地蒸发，导致一种本质上非静态的新电子发射方式爆炸电子发射，同时爆炸发生的位置会生成一个弧斑阴极斑点，导致此处出现非常高的电流密度，尽管其燃烧电压通常只有 20 几伏。此时两电极间的电传导是由等离子体来承担的，两极间的电势分布通常表现为图 2 所示6，15，电压分布并不均匀，而是集中在阴极与阳极附近的鞘层中。阴极鞘层中的电势差对于从阴极释放电子至关重要，而且其附近可能出现一个kT量级的势垒驼峰。相比之下，阳极压降可正可负，取决于弧电流、阳极面积以及影响阳极电子电流的其他因素。阴极压降的幅度是阴极弧运行机制的“指纹”特征。阴极发射机制会自动调节维持放电所需要的阴极压降，即阴极鞘层中的电压降6。阴极斑点留下的痕迹（喷口）放大图如图 3 所示6。图 3（a）、（b）分别对应两种类型的放电：带氧化物表面（类型 I）与纯金属（干净）表面（类型 II），这在弧斑类型中是要区分对待的。需要指出的是，人们在阴极表面所看到的不断“移动”的弧斑，只是一种表观现象，真实的弧斑并未连续移动，而是在相邻的不同位置（点火位置）处不断产生与熄灭，在视觉上造成了弧斑“随机行走”的表观运动，其移动速度也是一种“表观速度”。阳极压降图 2弧放电电极间的电位分布示意图Fig.2Schematic,generic,one-dimensional presentation of thepotential distribution between cathode and anodeMag:50050 mWD:1120 m（a）带氧化物（Al2O3）金属表面（b）纯金属（Cu）表面图 3阴极表面形成弧斑时留下的喷口痕迹Fig.3The craters left by spots of type 1（a）with oxide surface andtype 2（b）pure metal surface2.2阴极斑点的分形时空特征虽然阴极斑点尺寸很微小，出现时间很短暂，但随着高时空分辨率检测手段的不断出现，人们对弧斑时间、空间特征尺度的观察不断精细化，并且不同比例下，弧斑在空间、时间上显示出了自相似性16-17。通过大量数据分析18-24，人们逐渐认识到阴极弧斑在时间、空间上具有分形特征，这自然引起了进一步的质疑阴极斑点的产生是否存在一个时空极限？1990s 年代，迈斯亚茨（Mesyats）引入了一个非常特殊的爆炸电子发射模型艾克屯（ecton）模型25-26，它是基于一个由强电场作用在热阴极表面形成的液态金属锥的爆炸而提出的，用于描述阴极斑点爆炸的最小事件，是一个爆炸事件的“量子”属性。按该模型，每一个艾克屯在一次爆炸中释放大约 1011个电子，持续 10 ns 量级的时间，其空间结构也随着观察手段分辨率的提升细化至微米量级20。微爆炸产生了阴极材料的等离子体以及引发下一个艾克屯的点火条件。“ecton”一词也是由“爆炸中心（explosion center）”加后缀“ton”组合而来。艾克屯模型结合现代量子思想，解释了阴极 3真空VACUUM第 61 卷斑点行为的大部分现象。3阴极弧等离子体的行为及重要属性3.1阴极弧等离子体的扩展弧斑在阴极表面形成以后，会按弧电源的输出模式，在阴阳两极间产生连续等离子体（连续弧）或脉冲等离子体（脉冲弧）。虽然是两种工作模式，但其等离子体的很多属性都是类似或相同的，只不过脉冲弧电流往往很大，通常达到几百甚至上千安，这是大数弧斑同时激活的结果。等离子体在阴极附近产生以后，会迅速膨胀扩展至周围空间，依工艺环境不同，可分为向真空中的扩展、向背景气体中的扩展以及在外加磁场约束下的扩展几种情况，扩展输运途中若遇固体（基体），则会在其表面凝聚（沉积）形成涂层，如图 4所示。由于阴极斑点的尺度相对于扩展的等离子体而言很小，所以可将其视为理想化的点源。这样自阴极扩展的等离子体通量可以用余弦分布近似：n cosaq（1）式中：q为对表面法线的夹角；指数 描述了等离子体“羽流”沿表面法线的多少，当 1 时将得到一个球形分布。约束线圈等离子体的扩展与输运荷能粒子/离子在基体上的凝聚（涂层）基体鞘层阴极阴极斑点阳极（室壁）基体偏压图 4阴极弧等离子体在真空室内产生、扩展输运示意图Fig.4Schematic presentation of cathodic arc plasma expansion andtransportation in the chamber图 5 为 按 上 述 近 似 与 实 验 数 据 的 贴 合 曲线6。同样，已有研究者用实验验证了等离子体密 度 沿 表 面 法 线 按 点 源（平 方 反 比）定 律 下降27-28：n=CIarcr2（2）式中：C为与阴极材料特有的离子烧蚀率相关的常数；Iarc为弧电流；r为到弧斑的距离。对于铜，C1013A-1m-1。考虑到对角度的依赖性，更一般的表达式可以写成：n=CIarcr2cos（3）按照式（3），可根据涂层质量与沉积效率，合理安排基体、零件到弧源的距离。图 5从阴极（对选定材料）发出的等离子体离子通量随与表面法线夹角的变化Fig.5Plasma ion flux from a cathode placed in the center of asymmetric anode（for selected materials）,as a function of angle to thesurface normal除了角分布，等离子体的漂移速度也是工艺上很关注的问题。漂移速度越高，与背景气体碰撞引起的散射效应越明显，三维零件表面涂层越均匀。阴极弧等离子体由弧斑处爆炸产生，接着迅速扩展输运至真空室工艺区，通常采用飞行-时间（TOF）技术对离子漂移速度进行测量29-33。实 验 和 理 论 计 算 均 表 明，随 着 原 子 序 数 的 增加，离子平均漂移速度总体呈下降趋势，大约在 5 00025 000 m/s 范围6。对于脉冲弧，其弧电流峰值可达数百安培，产生的等离子体在真空室内漂移时会形成明显的“波前”，因此可用平板型探针进行测量并用示波器进行观察，实验布置如图 6 所示34。对一个弧脉冲，通过适当匹配两极板的面积以及相对弧源的距离d1、d2，可在示波器上观察到两个探针电流的脉冲包络以及前沿阶段的时间差（图 7）。该时间差就是等离子体波前从近端极板到远端极板所用时间。两次实验中，所用阴极为金属 Ti，极板间的距离分别为38 cm、20 cm，相应的脉冲前沿间隔平均值 Dt分别为 26.47 ms、13.89 ms，基本成比例。计算可得Ti 等离子体的漂移速度为（1.4361.439）104m/s，与文献35报道的平均等离子速度实验值 1.54 4第 1 期武洪臣，等：脉冲阴极弧等离子体及有关特性研究104m/s 比较接近。在散射引起的粒子绕射性不足以满足涂层均匀性的情况下，采用相应的运动机构来弥补沉积不均匀性是必要的。接示波器d2d11234561-极板偏压;2-电流传感器;3-极板支架;4-远端极板;5-近端极板;6-小型脉冲弧源（Ti 阴极）。图 6双极板（探针）测量脉冲阴极弧（Ti）等离子体漂移速度实验布置Fig.6The measurement experiment of pulsed arc plasma driftvelocity in chmaber探针电流/At1=33.93t2=32.76t3=25.16t4=14.04tA=26.47s1614121086420-2Ip2cmIp40cmIarcA1 B1A2 B2A3 B3A4 B4-2000200400600800100012008006004002000-200Iarc/A时间/s（a）38 cm（含有弧电流波形，Ti 为阴极）4.03.53.02.52.01.51.00.50.0探针电流/A-200020040060080010001200时间/st1=17.55t2=15.80t3=12.87t4=9.36tA=13.89sA1 B1A2 B2A3 B3A4 B4Ip4cmIp24cm（b）20 cm图 7不同间距下，+30 V 两平面探针的电流波形包络与时间差Fig.7The time differences of current wave forms of two probesbetween which the distance is 38 cm（a），20 cm（b）andboth biased to+30 V3.2阴极弧等离子体鞘层历史上，鞘层（sheath）概念的出现要比等离子 体（plasma）用 于 描 述 电 离 气 体 及 相 关 特 性（1928 年）大约早 5 年（1923 年，也是由美国物理学家 Langmuir 首先提出并对其进行了描述36）。鞘层的产生，归因于等离子体抵抗外界干扰或者说屏蔽外界电场的一种能力，即德拜屏蔽效应。等离子体鞘层对涂层沉积工艺之所以至关重要，是因为只有鞘层空间内的离子才对涂层沉积或改性有所贡献，鞘层尺寸与涂层以及改性层（离子注入的情况）均匀性密切相关。实际上，与等离子体接触的固壁附近、上述阴极表面以及处于等离子体中的零件周围，均存在“鞘层区域”。在比较稳定的情况下，鞘层有时是肉眼可见的。图8 为在磁控溅射等离子体氛围下，基体周围的鞘层随所加偏压的变化，可以看到，基体周围“暗区”随电压逐渐变厚。对于动态鞘层，只能通过特定的检测手段进行测量。0 V200 V400 V600 V800 V900 V图 8不同偏压下磁控靶下方基体静态鞘层（图中暗区）图片Fig.8The static sheath around the substrate at different bias underMS target沉积、改性工艺中，鞘层越薄，对复杂形状零件形成的涂层或改性层越均匀，达到所谓“保形（conformal）”效果。因此在 20 世纪八九十年代，随着 PIII&D（等离子体浸没注入与沉积）技术的出现，国际上掀起了一股有关鞘层的研究热潮，包括理论模拟与实验检测。鞘层尺寸明显依赖于等离子体密度以及偏压特性，在暂时不考虑鞘层内离子运动的情况下，负电位-V0引起的简单点阵鞘层可表示为34s=()20V0ens12（4）式中：0为真空介电常数，8.85410-12As/Vm；e 为电子电量，1.60210-19As；ns为等离子体密度，cm-3；V0为基体偏压，V。实际工艺中鞘层的变化复杂得多，牵涉到鞘层内离子不断被吸向基体、鞘层边缘扩展、脉冲电压上升下降等因素，其模型建立涉及较多理论与假设（因本文性质不过多详述）。因此很多研究人员从实际出发，采用实验方法进行测量，通过 5真空VACUUM第 61 卷在不同位置安放多个 Langmuir 探针（或单探针移动），在一定偏压下测量探针电流的变化来估算鞘层尺度37-39。但是这种方法不足以捕捉鞘层的实时动态信息，若在鞘层扩展方向利用尺度涵盖鞘层扩展范围的长探针（图 9）40，则可通过探针电流的变化，来观察鞘层的时空特征信息（因等离子体的流动，导致了球体周围的鞘层不对称）。等离子流初始鞘层HVP鞘层探针鞘层长探针L（t）L（t）d0L0图 9流动等离子体中导体球周围动态鞘层“长探针”测量原理示意Fig.9The principle of dynamic sheath measurement by using longprobe in flowing arc plasma设探针长度为L0，与基体表面相距d0，在一定正探针偏压Up下，假设等离子体密度在探针长度范围内均匀，则接收电流I0应与探针长度L0成正比:I0L0。当高压脉冲驱动鞘层向外扩展时，有部分探针长度 L（t）暴露在鞘层之中，这部分探针不再被等离子体淹没因而不能接收到电子流。显然，接收电流应按探针暴露在鞘层中的长度所占比例减少相应的值 I（t），即 I（t）与 L（t）成正比（忽略探针顶部的接受面积）。所以由鞘层引起的探针电流（电子流）的减少为DI（t）=kDL（t）（5）或暴露在鞘层当中的长度为DL（t）=I(t)I0L0（6）显然，DL（t）即代表了鞘层扩展尺寸。如果从基体表面观察，则鞘层厚度或边缘位置 S（t）随时间的变化可表示为S(t)=d0+I(t)I0L0（7）而鞘层最大厚度或位置为Smax=d0+ImaxI0L0（8）式中，Imax为电流减小的最大幅度。由于将鞘层边缘位置转化为了电流变化，因此可以用示波器加以观察。通过设置弧电流、高压脉冲的触发延迟，可以得到如图 10 所示的各路信号波形。注意多踪示波器各通道的刻度值随信号大小进行了适当调整（如第 1 通道弧电流Ch1Iarc：100 A/V）。在屏幕上可方便读取 Imax值，进而按式（7）、（8）计算 L与鞘层边缘Smax，而且鞘层的动态时空信息一目了然。此处假设等离子体密度沿探针长度方向均匀，如密度分布不均匀，则在信号读取时应进行积分处理。用该方法对置于脉冲阴极弧中的导体球周围的鞘层进行实际测量时，在等离子体来流及尾流区的鞘层明显不同（上游鞘层尺寸太小暂不考虑），侧面鞘层尺寸在0.51.0 cm，而 下 游 鞘 层 尺 寸 在 1.62.45 cm。显然，对于快速流动的等离子体，要想获得三维零件的均匀涂层，旋转机构是非常必要的。Tek StopTTImax弧电流Iarc探针电流（鞘层信号）Ip123基体电流（脉冲）Ib基体偏压（负高压脉冲）Vb5.00 VCh1Ch35.00 VCh2Ch4100 mV2.00 VMT100 s20.60%ACh31.30 V图 10脉冲阴极弧等离子体中偏压（5 kV，10 s）导体球下游鞘层信号及弧电流波形Fig.10The arc current，probe current（sheath signal），HVP（5 kV，10 s）and the substrate current of the sphere in downstream3.3斜入射与附着系数荷能粒子（包括离子与原子）沉积到基体表面以后的附着概率，对涂层制备工艺而言显然是至关重要的。理论模拟表明，斜入射粒子通常会有较大概率反弹或附带溅射出同类（或其他）原子，这些粒子显然不能形成涂层，且在某些特定角度（60）附近，会形成全反射（或溅射），如图11 所示41。而工程上很多需要涂层的零件均为三维形态，其表面带有曲率，很难满足入射粒子均以垂直角度入射。故此，研究、测量斜入射下沉积粒子的附着概率具有重要的实际意义。所用实验装置可参考图 12，通过对比沿法线沉积 6第 1 期武洪臣，等：脉冲阴极弧等离子体及有关特性研究（入射方向与基体表面法向夹角为 0）的涂层厚度 d0以及沿入射角沉积（入射方向与基体表面法向夹角为）的涂层厚度 d，则可获得该角度下入射粒子的相对附着系数 S（），即S（）=dd0cos（9）之所以引入 cos，是因为斜入射时接收面积会变为原来的 cos。实际上粒子的绝对沉积（附着）效率很难测出，因为接收的所有粒子数很难准确统计。同时图 12 中每一对垂直放置与倾斜放置的试样相距很近，它们之间的相互影响以及涂层厚度和致密性，在式（9）中并未考虑。另外当涂层很薄时，轮廓仪测试所得厚度误差可达20%25%。综合以上因素，从实用角度考虑对式（9）进行以下简化并得到有效附着系数k应该是合理的：k=dd0（10）1.00.80.60.40.20.0100 eV75 eV10 eV15 eV25 eV35 eV50 eV020406080入射角/（）（a）铜入射角/（）1.00.80.60.40.20.002040608025 eV50 eV75 eV100 eV（b）镍图 11理论模拟的附着系数随入射角及粒子能量的变化（基体为硅）Fig.11The simulation results of sticking probability of Cu（a）andNi（b）atoms on silicon surface with different angle以 Cu、Ti、Ni、Au 等元素为例，实际测得的附着系数如图 13 所示。结果表明，在一定的入射能 量 下（脉 冲 弧 中 Cu 离 子 的 平 均 初 始 动 能 为57.4 eV35），Cu 在 60角附近很难有原子附着。亦即在此角度下，几乎不可能形成涂层。这与图11（a）所示理论模拟结果有很好的吻合。但对于Ni、Ti、Au 等元素，附着系数随入射角呈单调递减趋势，与图 11（b）所示模拟结果有较大出入。为了研究这种现象，在 Cu 附着系数的测量过程中人为地引入微量氧气，结果显示附着行为发生了很大变化，60角附近附着为 0 的现象消失，变得与 Ni、Ti 等元素的变化趋势一致。这一结果从实验上证明，真空室内的的残余气体，对某些元素离子的行为有较大影响。文献42对温度、粒子能量等因素对自溅射与有效附着的影响作了较详细讨论。实际工艺中，粒子（离子）与基体表面的相互作用能量，一部分来自其自身的初始动能（如阴极弧的发射过程或其他粒子的级联碰撞而产生），另一部分，对带电粒子而言则是来自基体的偏压（鞘层）。鞘层除了使带电粒子加速而获得能量以外，还将促使粒子的入射方向向法向偏移（图 14），因为电场始终是垂直于表面的，尤其是离子接近表面的临近区域，会受到金属基体内部镜像电荷力的作用，从而产生很强的电场，这是偏压的另一个重要作用。因此在涂层沉积过程中，巧妙灵活地使用不同偏压模式，不仅可以提高涂层质量，优化涂层均匀性，还可实现调图 12附着系数测量布置示意图Fig.12The experiment setup of sticking probability measurement按法线方向放置的试样按入射角放置的试样磁导管过滤器=90=80=70等离子体流16 cm=10阳极阴极d试样及涂层放大弧电源d0（a）Cu（无背景气体）Cu 0 VCu-15 VCu-2 kV1.00.80.60.40.20.0有效附着系数k0102030405060708090入射角/()-15 V-2 kV0 V 7真空VACUUM第 61 卷节涂层致密度、减小应力等多重作用。入射离子实际入射点鞘层A0C原轨迹入射点B图 14鞘层改变离子入射方向示意图Fig.14Sheath makes the change of particles incidence direction4结束语阴极弧等离子体沉积工艺在涂层制备领域一直发挥着重要作用。但从阴极斑点的产生到等离子体扩展输运，以及最终荷能粒子/离子在基体表面凝聚成膜，均包含着复杂的物理过程。只有尽可能了解由固体靶材（阴极）到涂层、薄膜之间的“黑匣子”的“内涵”，才有可能设计并制备出理想涂层。本文针对脉冲阴极弧等离子体的一些特性进行的测试结果，同样适合连续弧等离子体。其区别只是强度和持续时间不同，而脉冲模式有时会使测量变得方便。其中等离子体在扩展与输运过程中的电荷态分布由于篇幅所限，未进行讨论。参考文献1ANDERS A.Cathodic arcs:from fractal spots to 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on Plasma Science,1983,11:94-102.（b）Cu+O2与其他元素（无背景气体）的情况对比图 13实验测得的 Cu、Ti、Ni、Au 等元素的（脉冲弧）附着系数（基体为硅）随入射角的变化Fig.13The experiment results of sticking probability of Cu（a）andCu+O2as well as other atoms（b）on silicon surface withdifferent angleCu+O2（18 sccm，310-2Pa）TiNiAu1.00.80.60.40.20.0有效附着系数k0102030405060708090入射角/()8第 1 期武洪臣，等：脉冲阴极弧等离子体及有关特性研究20 ANDERS A,ANDERS S,JTTNER B,et al.Pulsed dyelaser diagnostics of vacuum arc cathode spotsJ.IEEETransactions on Plasma Science,1992,20:466-472.21 ANDERS A,ANDERS S,JTTNER B,et al.High-resolution imaging of vacuum arc cathode spotsJ.IEEETransactions on Plasma Science,1996,24:69-70.22 VOGEL N.The cathode spot plasma in low-current air