МОДЕЛЬ ЭМИССИИ КВАЗИТЕПЛОВЫХ АТОМОВ ПРИ РАСПЫЛЕНИИ МЕТАЛЛОВ В РЕЖИМЕ НЕЛИНЕЙНЫХ КАСКАДОВ СТОЛКНОВЕНИЙ
С. Ф. Белых"*, А. Б. Толстопузов''. А. А. Лозован", М. Е. Алешин", И. А. Елантьев"
аМАТИ Российский государственный технологический университет им. К. Э. Циолковского
1093S3, Москва, Россия
ь Centre for Physics and Technological Research (CeFITec) , Dept. de Física da Faculdade de Ciencias e Tecnología (FCT)
Universidade Nova de Lisboa, Campus de Caparica 2829-516, Caparica, Portugal
Поступила в редакцию 6 октября 2013 г.
Ионное распыление металлов и замороженных инертных газов в режиме нелинейных каскадов столкновений, когда плотность энергии, выделенной в объеме теплового пика, превышает критическую температуру среды, инициирует эмиссию «квазитепловых» атомов. Энергетический спектр таких атомов существенно смещен в область малых энергий и не описывается максвелловским распределением. В предположении о столкновительном движении распыленных атомов на отлете от мишени предложена простая модель эмиссии, в рамках которой получена аналитическая формула для расчета энергетических спектров «квазитепловых» атомов. Сравнение рассчитанных энергетических спектров атомов индия, криптона, ксенона и спектров, измеренных при ионном распылении индия и замороженных инертных газов в режиме нелинейных каскадов столкновений, показало их согласие при разумных значениях подгоночных параметров.
DOI: 10.7868/S0044451014040065
1. ВВЕДЕНИЕ
Бомбардировка металлов атомными и многоатомными ионами с энергией в кэВ-диапазоне вызывает эмиссию нейтральных и заряженных атомных частиц, молекул и кластеров [1]. Исследования распыления металлов атомными ионами, проведенные для большого числа комбинаций «бомбардирующий ион/мишень» [1 4], свидетельствуют о иетерми-ческой природе распылеиия. Интенсивности и энергетические спектры распыленных атомов хорошо описываются теорией линейных каскадов столкновений [5], основанной на предположении о малой плотности движущихся атомов в объеме каскада («линейный режим распыления»), и согласуются с результатами компьютерного моделирования [4]. Предполагается, что в линейном режиме распыления эмиссия кластеров реализуется в процессах одновременной передачи коррелированных импульсов группе соседних атомов, расположенных в приповерхностном слое металла [6 8].
E-mail: serolg'fflrambler.ru
По сравнению с атомными ионами, бомбардировка металлов многоатомными ионами с той же скоростью инициирует высокую плотность движущихся атомов в объеме каскада («нелинейный режим распыления») и приводит к нелинейному увеличению интенсивности распыленных частиц, зависящему от числа атомов в бомбардирующем ионе [9 18]. При этом интенсивности атомов и атомных ионов увеличиваются всего лишь в несколько раз, тогда как интенсивности кластеров и кластерных ионов быстро растут с числом атомов в кластере, достигая аномально высокого усиления (более чем на два порядка величины) для больших кластеров. При переходе от линейного режима распыления к нелинейному энергетические спектры атомных частиц кардинально изменяются: с ростом числа атомов в бомбардирующем ионе происходит сужение спектров и смещение их максимумов в область малых энергий [16,18 21]. В меньшей степени подобное изменение спектров проявляется для димеров [19 21]. Спектры частиц с малой энергией не соответствуют максвел-ловскому распределению и для их обозначения используют термин квазитепловые частицы. Вопрос о
643
5*
природе эмиссии квазитепловых частиц до сих пор остается открытым.
Характеристики распыления, наблюдаемые при бомбардировке металлов многоатомными попами, не описываются теорией линейных каскадов [5]. Попытки объяснения эффекта нелинейного усиления предложены в работах [22 24], в которых интенсивность распыленных атомов трактуется как сумма вкладов, вносимых линейным каскадом столкновений и тепловым пиком. Под тепловым пиком понимается локальная область вблизи поверхности металла с высокой плотностью энергии, формируемая на поздних стадиях эволюции каскада (1 ~ Ю-11 с), когда энергия бомбардирующего иона, распределяясь между всеми атомами в этой области, приводит к возбуждению, соответствующему «температуре» То. Согласно модели «теплового пика» [23], при Т0 < Тсг (Тсг критическая температура вещества мишени), дополнительная эмиссия происходит за счет испарения атомов из области пика. В модели «свободного газового потока» [24] предполагается, что при То > Тсг, вещество в объеме теплового пика претерпевает фазовый переход и превращается в плотный пар, который под действием высокого давления расширяется в вакуум, увеличивая выход распыленных атомов. Отметим, что в [23, 24] постулируется бесстолкиовительпое движение атомов на отлете от мишени, что исключает из рассмотрения процессы образования кластеров при ионном распылении металлов в режиме нелинейных каскадов столкновений.
В работе [24] с учетом диссипации энергии атомов при их движении в объеме теплового пика и конденсации части атомов на стенках кратера получены формулы для расчета интенсивности и энергетического спектра распыленных атомов, содержащие два подгоночных параметра начальную температуру теплового пика Го и температуру кипения Ть вещества мишени при нормальном давлении. Характеристики распыления, рассчитанные по этим формулам, были сопоставлены с результатами работ [25 27], в которых было обнаружено, что при бомбардировке замороженных инертных газов (Аг, Кг, Хе) ионами Аг+, Кг+ и Хе+ с энергией 1 4 кэВ (в условиях распыления, когда Г) Гсг), интенсивность распыленных атомов на порядок величины выше, чем предсказывает теория линейных каскадов [5]. Сравнение показало, что модель [24] хорошо описывает интенсивности и энергетические спектры атомов (включая максимумы спектров при энергиях порядка 0.02 эВ) при реальных значениях параметров Г0 и Ть.
В работе [28] было найдено, что бомбардировка индия попами Аи~ (т = 1 3) с энергией 10 кэВ, инициируя возникновение тепловых пиков с Г) > Гсг, приводит к увеличению интенсивности распыленных частиц за счет вклада квазитепловых атомов. Там же, при сравнении измеренных энергетических спектров и спектров, рассчитанных в рамках моделей [23,24], был сделан вывод о том, что механизм эмиссии квазитепловых атомов скорее соответствует модели свободного газового потока [24], чем модели теплового пика [23]. Однако, использование в расчетах нереального значения параметра Ть (наилучшее согласие достигалось при Ть = 700 К, тогда как при температуре кипения индия Ть = 2345 К имеет место явное расхождение рассчитанных и измеренных спектров) вызывает сомнение в правильности вывода. В связи с этим возникает естественный вопрос: почему при реальных значениях подгоночных параметров модель [24] описывает характеристики распыления замороженных инертных газов и не описывает характеристики распыления металла? В работе [28] не дается ответ на этот вопрос.
На наш взгляд, постулат модели [24] о движении атомов без столкновений на отлете от металла не соответствует реальным условиям, возникающим при распылении металлов в режиме нелинейных каскадов. Действительно, при Го > Тсг металл в объеме теплового пика превращается в плотный пар атомов. На начальной стадии расширения пара множественные столкновения приводят к эволюции характеристик распыленных атомов, в том числе за счет конденсации части атомов в кластеры. Столкновения прекращаются лишь на некотором удалении от металла, когда длина свободного пробега атомов превысит поперечные размеры потока пара.
Цель настоящей работы выяснение причин появления квазитепловых атомов при ионном распылении металлов и замороженных инертных газов в режиме нелинейных каскадов столкновений. В работе проанализированы условия распыления индия отрицательными попами Аи~ (т = 1 3) с энергией 10 кэВ, при которых наблюдается эмиссия квазитепловых атомов. Предложена модель эмиссии, в рамках которой получена аналитическая формула для расчета энергетических спектров распыленных атомов. Согласно модели, столкновения и конденсация атомов в кластеры на начальной стадии расширения металлического пара вызывают смещение энергетического спектра оставшихся в потоке атомов в область малых энергий, приводя к «появлению» эмиссии квазитепловых атомов. Сравнение рассчитанных энергетических распределений атомов и экс-
периментальных данных, измеренных при ионном распылении индия и замороженных инертных газов в режиме нелинейных каскадов, показало их хорошее соответствие.
2. АНАЛИЗ УСЛОВИЙ РАСПЫЛЕНИЯ ИНДИЯ ИОНАМИ Аи~ (га = 13)С ЭНЕРГИЕЙ 10 кэВ
В работе [28] для комбинаций 10 кэВ Ап~ (гп = 1 3)/1п была проведена оценка начальных температур Го тепловых пиков с помогцыо соотношения
где 5 ядерная тормозная способность, С = = (3/2)Лгк теплоемкость металла, Дг плотность атомов, р± = 2Д0 средний латеральный размер теплового пика, к постоянная Больцмана. При ,У = 38.3 нм_3, р± « 3 им [29] и значениях 5, рассчитанных с помощью программы БШМ-2008 для комбинаций 10 кэВ Аи^Дп (5 = 203 эВ/'А), 10 кэВ Ли, III (5 = 297 эВ/А) и 10 кэВ Л»., 1п (5 = = 361 эВ/'А), оценка дала значения Го равные соответственно 14600 К, 21400 К и 26000 К. Эти значения превышают величину Тсг (для индия Тсг = = 6323 К [30]) и показывают, что бомбардировка индия ионами Аи~ (гп = 1 3) с энергией 10 кэВ инициирует нелинейный режим распыления, при котором металл в объеме теплового пика превращается в пар с плотиостыо атомов До ~ 38.3 нм~3, указанными выше температурами Го и давлениями Рд ~ 10 ГПа.
Процессы столкновений и конденсации атомов в кластеры, протекающие при адиабатическом расширении металлического пара в вакуум, детально проанализированы в работах по исследованию лазерной абляции [31,32], результатами которых мы далее воспользуемся. Несмотря на различие механизмов формирования тепловых пиков в приповерхностном слое металла под действием лазерного импульса и ускоренного многоатомного иона, последующая эволюция пара происходит сходным образом. В таблице приведены оценочные значения параметров пара, образуемого при облучении поверхностей молибдена и вольфрама наносекунднымп лазерными импульсами
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.