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<\/div>\n\n\n\n
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Laboratoire de Physique des Gaz et des Plasmas<\/h3>\n\n\n\n
Bat 210, rue Henri Becquerel<\/p>\n\n\n\n
91405 Orsay Cedex<\/p>\n\n\n\n
T\u00e9l : (33) 01 69 15 72 51<\/p>\n<\/div>\n\n\n\n
Cette d\u00e9charge est toujours \u00e9tudi\u00e9e de mani\u00e8re fondamentale depuis sa d\u00e9couverte il y a plus de 50 ans. Les ions positifs du plasma sont acc\u00e9l\u00e9r\u00e9s vers la cathode (ou cible) entra\u00eenant la pulv\u00e9risation des atomes qui la composent. Ces derniers vont alors traverser le plasma et se d\u00e9poser vers l\u2019anode (ou substrat) cr\u00e9ant ainsi un d\u00e9p\u00f4t. La particularit\u00e9 du magn\u00e9tron est la faible pression de travail possible par l\u2019ajout d\u2019un champ magn\u00e9tique qui pi\u00e8ge efficacement les \u00e9lectrons augmentant de fait le taux d\u2019ionisation du gaz (en g\u00e9n\u00e9ral d\u2019Argon). L\u2019av\u00e8nement des nouvelles fa\u00e7ons de transmettre la puissance \u00e9lectrique au plasma, notamment par l\u2019application des impulsions de haute puissance (High Power Impulse Magnetron Sputtering – HiPIMS) a ouvert des nouveaux horizons et potentialit\u00e9s pour ces plasmas. Le plasma HiPIMS \u00e9largit consid\u00e9rablement les ph\u00e9nom\u00e8nes \u00e0 explorer par l\u2019ajout d\u2019une dimension temporelle qui s\u00e9pare les phases d\u2019ionisation du gaz, de pulv\u00e9risation, et d\u2019ionisation de la mati\u00e8re pulv\u00e9ris\u00e9. Ainsi, les propri\u00e9t\u00e9s des films obtenus se trouvent am\u00e9lior\u00e9es [1].<\/p>\n\n\n\n
Le LPGP s\u2019att\u00e8le depuis de nombreuses ann\u00e9es \u00e0 la compr\u00e9hension des diff\u00e9rents m\u00e9canismes \u00e0 l\u2019\u0153uvre dans le magn\u00e9tron que ce soit au niveau du plasma ou du transport de la mati\u00e8re pulv\u00e9ris\u00e9e. L\u2019une des principales difficult\u00e9s r\u00e9side dans l\u2019inaccessibilit\u00e9 des mesures exp\u00e9rimentales au plus proche de la cathode, l\u00e0 o\u00f9 les champs \u00e9lectrique et magn\u00e9tique sont les plus intenses. Toutefois, les derni\u00e8res avanc\u00e9es r\u00e9alis\u00e9es par diffusion Thomson ont permis d\u2019apporter des \u00e9l\u00e9ments de r\u00e9ponse sur les instabilit\u00e9 pr\u00e9sentes dans cette r\u00e9gion, les d\u00e9rives des \u00e9lectrons et leur impact sur le comportement de la d\u00e9charge.<\/p>\n\n\n\n
1) Nouveau Mode de fonctionnement des plasmas E x B<\/h2>\n\n\n\n
Les \u00e9tudes men\u00e9es au LPGP sur les d\u00e9charges magn\u00e9tron impulsionnel haute puissance (HiPIMS pour High Power Impulse Magnetron Sputtering) ont accompagn\u00e9 le d\u00e9veloppement de ces d\u00e9charges depuis leur mise en \u0153uvre, dans les ann\u00e9es 2000. A pr\u00e9sent le magn\u00e9tron HiPIMS est devenu un outil versatile permettant non seulement d\u2019am\u00e9liorer la qualit\u00e9 des films d\u00e9pos\u00e9s, mais aussi de mieux contr\u00f4ler les conditions de croissance et d\u2019obtenir, dans certains cas, des arrangements atomiques quasi-parfaits, tels que la croissance epitaxi\u00e9e [2] (voir Films ultra-minces<\/em>).<\/p>\n\n\n\n Suivant une approche – Physique des D\u00e9charges – on trouve le r\u00e9gime HiPIMS comme une extension du r\u00e9gime de d\u00e9charge luminescente anormale, \u00e0 la fois vers les hautes tensions et vers les forts courants. En effet, pour une tension typiquement 2 \u00e0 3 fois sup\u00e9rieure au fonctionnement conventionnel des d\u00e9charges magn\u00e9tron, le courant en mode HiPIMS est 100 \u00e0 1000 fois sup\u00e9rieur, mais avec un rapport cyclique de 100 \u00e0 1000, afin que la densit\u00e9 moyenne de courant sur la cathode (cible) soit \u00e9quivalente. Toutefois, cette extension reste relativement r\u00e9duite, car en essayant d\u2019augmenter la tension de fonctionnement et surtout la densit\u00e9 de courant (> 10 A cm-2<\/sup>), la d\u00e9charge HiPIMS \u00e9volue in\u00e9vitablement vers l\u2019arc \u00e9lectrique. Cette transition est facilement identifiable par une chute brutale de la tension, simultan\u00e9e \u00e0 l\u2019augmentation du courant [3]. <\/p>\n\n\n\n Une question ouverte en physique des d\u00e9charges, jusqu\u2019\u00e0 pr\u00e9sent, est le fonctionnement d\u2019un plasma en mode luminescent, mais avec des densit\u00e9s de courant qui d\u00e9passent les 10 A cm-2<\/sup><\/strong>.<\/p>\n\n\n\n Nous avons trouv\u00e9 les conditions pour un tel fonctionnement, parfaitement distinct du r\u00e9gime anormal, mais aussi du bien connu arc \u00e9lectrique. Ce r\u00e9gime est caract\u00e9ris\u00e9 par des tr\u00e8s fort courants, typique pour les arcs \u00e9lectriques (jusqu\u2019\u00e0 50 A cm-2<\/sup>), tout en pr\u00e9servant l\u2019op\u00e9ration en mode luminescent (\u2018glow\u2019), c\u2019est-\u00e0-dire sans formation de spots cathodiques, sans \u00e9jectas de particules, et surtout sans chute de la tension en de\u00e7\u00e0 de 100V.<\/p>\n\n\n\n Ce nouveau mode a \u00e9t\u00e9 nomm\u00e9 Hyper Power Impulse Magnetron [4] (HyPIM glow discharge). En effet, en diminuant la tension de 2\/3 par rapport au HiPIMS, le courant de d\u00e9charge dans une m\u00eame configuration E x B de type magn\u00e9tron, le courant de d\u00e9charge augmente d\u2019un facteur 6 par rapport au mode HiPIMS couramment enregistr\u00e9. Clairement, ces points de fonctionnement se trouvent dans la r\u00e9gion typique de l\u2019arc \u00e9lectrique, comme le montre la figure ci-dessous (points bleu).<\/p>\n\n\n\n Ce mode de fonctionnement a \u00e9t\u00e9 v\u00e9rifi\u00e9 avec trois mat\u00e9riaux cible (carbone (C), molybd\u00e8ne (Mo) et tungst\u00e8ne (W)) sous atmosph\u00e8re d’h\u00e9lium 10-30 Pa. Deux conditions critiques ont \u00e9t\u00e9 identifi\u00e9es comme n\u00e9cessaires pour atteindre le mode HyPIM :<\/p>\n\n\n\n <\/p>\n\n\n\n Le diagnostic des plasmas magn\u00e9tron et mode impulsionnel exige \u00e0 la fois une r\u00e9solution temporelle (< 1 \u00b5s) et spatiale impos\u00e9e par les forts gradients de champs (\u00e9lectrique et magn\u00e9tique) qui r\u00e9gissent le transport et l\u2019ionisation des esp\u00e8ces dans une r\u00e9gion localis\u00e9e devant la cathode, dite zone d\u2019ionisation.<\/p>\n\n\n\n Les techniques de diagnostic avanc\u00e9es utilisant les lasers et la spectroscopie r\u00e9pondent \u00e0 ces exigences. Les diodes laser solides ont une finesse de raie telle qu\u2019il est possible de discerner le profil spectral des raies sond\u00e9es. Ainsi, pour des particules \u00e9nerg\u00e9tiques, telles que celles issues de la cible lors de la pulv\u00e9risation, il est ais\u00e9 de mesurer la densit\u00e9 et leur vitesse obtenue \u00e0 partir de l\u2019\u00e9largissement Doppler, donc de mesurer les flux de ces esp\u00e8ces. Suivant la longueur d\u2019onde, ces techniques d\u2019absorption laser ou de fluorescence induite par laser peuvent renseigner sur le comportement du gaz plasmag\u00e8ne, des \u00e9tats excit\u00e9s (notamment m\u00e9tastables), des ions, des neutres pulv\u00e9ris\u00e9s, ou encore des ions du mat\u00e9riau cible form\u00e9s apr\u00e8s leur passage dans la zone d\u2019ionisation. La pr\u00e9cision de ces mesures a permis d\u2019\u00e9valuer les sections efficaces d\u2019interaction m\u00e9tal-gaz (e.g. Titane \u2013 Argon) dans un magn\u00e9tron [5].<\/p>\n\n\n\n La connaissance pr\u00e9cise de la densit\u00e9 \u00e9lectronique locale dans les pi\u00e8ges magn\u00e9tiques est tr\u00e8s importante pour comprendre le comportement des plasmas confin\u00e9s, tel le plasma magn\u00e9tron. Le seul diagnostic non-intrusif semble \u00eatre la diffusion Thomson qui a \u00e9t\u00e9 employ\u00e9e avec succ\u00e8s pour la mesure de la densit\u00e9 et de la temp\u00e9rature des \u00e9lectrons dans le pi\u00e8ge magn\u00e9tique des plasmas E x B. [6] De plus, cette technique est suffisamment r\u00e9solue en temps pour suivre l\u2019\u00e9volution des param\u00e8tre \u00e9lectroniques dans les d\u00e9charges HiPIMS. Elle permet aussi de mesurer la vitesse et le sens de d\u00e9rive des \u00e9lectrons, en diff\u00e9rents r\u00e9gimes de d\u00e9charge et apporte un \u00e9clairage nouveau sur les plasmas magn\u00e9tis\u00e9s.<\/p>\n<\/div>\n\n\n\n De plus, la diffusion Thomson, cette fois-ci coh\u00e9rente, a permis d\u2019identifier un comportement similaire \u00e0 celui mod\u00e9lis\u00e9 par PIC-MCC avec l\u2019approche Pseudo-3D <\/em>[7]. Un pic de fr\u00e9quence est obtenu par transform\u00e9e de Fourier du signal \u2013 mesur\u00e9 ou calcul\u00e9 pour la densit\u00e9 \u00e9lectronique \u2013 dans la gamme des MHz (la pulsation plasma est dans la gamme des GHz). Ces fluctuations sont orient\u00e9es en direction normale \u00e0 la cathode (voir figure 4). La mod\u00e9lisation montre des gerbes d\u2019\u00e9lectrons en direction normale, contribuant au d\u00e9confinement du plasma. Une autre direction, presque parall\u00e8le \u00e0 la cathode montre une grande amplitude des fluctuations \u00e9lectroniques, correspondant \u00e0 la d\u00e9rive des \u00e9lectrons. [8]<\/p>\n\n\n\n [1] Daniel Lundin, Tiberiu Minea, Jon Tomas Gudmundsson, Editors \u2013 High Power Impulse Magnetron Sputtering: Fundamentals, Technologies, Challenges and Applications – 1st Edition, ISBN: 9780128124543, Elsevier, 2019<\/a>\n\n<\/div>\n<\/div>\n\n\n\n\n\n![\"\"](\"https:\/\/biblioconf.lpgp.universite-paris-saclay.fr\/wordpress\/wp-content\/uploads\/2024\/09\/44b05832-9325-4ac2-a5aa-1c82545a39ac.png\")
des d\u00e9charges luminescentes en configuration E x B dans la r\u00e9gion
historiquement correspondant aux arcs \u00e9lectriques [4].<\/em><\/figcaption><\/figure>\n<\/div>\n<\/div>\n\n\n\n\n
![\"\"](\"https:\/\/biblioconf.lpgp.universite-paris-saclay.fr\/wordpress\/wp-content\/uploads\/2024\/09\/0617cd05-9634-41e4-b653-a919b8b6c014.png\")
\n\n<\/div>\n<\/div>\n\n\n\n2) Diagnostic des plasmas magn\u00e9tron et des instabilit\u00e9s<\/em><\/h3>\n\n\n\n
Diffusion Thomson – mesure de la densit\u00e9 et de la d\u00e9rive des \u00e9lectrons ainsi que des instabilit\u00e9s du plasma HiPIMS<\/em><\/h4>\n\n\n\n
![\"\"](\"http:\/\/biblioconf.lpgp.universite-paris-saclay.fr\/wordpress\/wp-content\/uploads\/2024\/09\/31c716b8-7bdf-4528-8e91-b69ab7a6e82f.png\")
\n![\"\"](\"https:\/\/biblioconf.lpgp.universite-paris-saclay.fr\/wordpress\/wp-content\/uploads\/2024\/09\/db624746-581f-4e0d-86f9-9a0e6119ee1e.png\")
[2] F. Cemin, G. Abadias, T. Minea, D. Lundin, Tuning HiPIMS discharge and substrate bias conditions to reduce the intrinsic stress of TiN thin films, Thin Solid Films 688 (2019) 137335<\/a>
[3] E. Morel, Y. Rozier, Ch. Ballages, R. Bazinette, T. Forchard, C. Creusot, A. Girodet, T. Minea, Behavior of high current density pulsed magnetron discharge with carbon target, Plasma Sources Sci. Technol. 30 (2021) 125001<\/a>
[4] E. Morel, T. Minea, Y. Rozier, Hyper Power Impulse Magnetron – HyPIM -glow discharge, Euro. Phys. Lett. (EPL) 138 (2022) 24001<\/a>
[5] A. Revel, T. Minea, C. Costin,. 2D PIC-MCC simulations of magnetron plasma in HiPIMS regime with external circuit, 2018, PSST, 27, 105009.<\/a>
[6] S. Tsikata, B. Vincent, C. Ballage, A. Revel, and T. Minea, Time-resolved electron properties of a HiPIMS argon discharge via incoherent Thomson scattering, 2019 Plasma Sources Sci. &Technol. 28(3) (2019) 03LT02<\/a>
[5] M. Rudolph, A. Revel, D. Lundin, H. Hajihoseini, N. Brenning, M. Raadu, A. Anders, T. Minea, JT Gudmundsson, On the electron energy distribution function in the high power impulse magnetron sputtering discharge, 2021 Plasma Sources Sci. Technol. 30, 045011<\/a>
[6] A. Revel et. al.Transition from ballistic to thermalized transport of metal-sputtered species in a DC magnetron, 2021, PSST, 30, 125005.<\/a>
[7] A. Revel, T. Minea, and S. Tsikata Pseudo-3D PIC modeling of drift-induced spatial inhomogeneities in planar magnetron plasmas 2016 Phys. Plasmas 23, 100701<\/a>
[8] S. Tsikata and T. Minea, Modulated Electron Cyclotron Drift Instability in a High-Power Pulsed Magnetron Discharge, 2015 Phys. Rev. Lett. 114, 185001<\/a><\/p>\n<\/div>\n\n\n\n