ПОВЕРХНОСТЬ. РЕНТГЕНОВСКИЕ, СННХРОТРОННЫЕ И НЕЙТРОННЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ, 2004, < 4, с. 23-27
УДК 539.8;539.534.9;533.924;537.533
МОДЕЛИРОВАНИЕ РАСПЫЛЕНИЯ ПОВЕРХНОСТИ CU(111) И N¡(111) ПОД ВОЗДЕЙСТВИЕМ ПУЧКОВ УСКОРЕННЫХ ИОНОВ
И КЛАСТЕРОВ
© 2004 г. Е. Е. Журкин, А. С. Колесников, В. Ф. Космач
Санкт-Петербургский государственный политехнический университет, Санкт-Петербург, Россия
Поступила в редакцию 10.10.2003 г.
Исследовано с помощью метода классической молекулярной динамики самораспыление поверхности граней (111) Cu и Ni при бомбардировке одноатомными ионами и многоатомными кластерами CuN и NiN (1 < N < 55), при одинаковой энергии на один налетающий атом (E/N = 500 эВ/атом). В результате проведенного моделирования показано, что при бомбардировке кластерами, содержащими более десяти атомов, наблюдается ряд характерных нелинейных эффектов при распылении (таких как неаддитивное возрастание коэффициента распыления, поздняя эмиссия, изменение характера энерго-угловых спектров эмиссии вторичных частиц). Данные эффекты обусловлены возникновением плотного каскада атомных соударений и пост-каскадного "теплового пика" в облучаемом материале. Обсуждается влияние процессов электронного торможения и электрон-фононного взаимодействия на особенности развития столкновительного каскада и характер вторичной эмиссии. Показано, что несмотря на близкие атомные номера меди и никеля, влияние взаимодействий атомов с электронной подсистемой мишени на вторичную эмиссию оказывается более существенным у никеля.
ВВЕДЕНИЕ
В настоящее время использование пучков ускоренных атомарных нанокластеров с целью анализа и модификации поверхности рассматривается как новый и многообещающий подход, существенно превосходящий по своим технологическим возможностям традиционные методы, основанные на использовании пучков одноатомных ионов. В то же время физическая модель распыления под воздействием кластерной бомбардировки пока не разработана до уровня, позволяющего делать надежные количественные оценки наблюдаемых эффектов. При внедрении кластера локальная плотность поглощенной энергии в приповерхностной области мишени может быть очень высока, в результате чего большая часть атомов данной области приобретает кинетическую энергию, превосходящую энергию когезии (связи) вещества мишени. Таким образом, в мишени возникает так называемый плотный каскад атомных соударений (столкновительный пик), который в результате диссипации энергии на пост-каскадной стадии (стадии "охлаждения") постепенно трансформируется в так называемый тепловой пик, представляющий собой долгоживушую (вплоть до нескольких десятков пикосекунд) локально расплавленную область вещества.
Указанные эффекты сопровождаются нелинейным (неаддитивным) возрастанием коэффициента распыления, когда при кластерной бомбардировке коэффициент распыления в пересчете на один упавший атом может значительно
превосходить соответствующий вклад в распыление от внедрения одноатомного иона, при одинаковой энергии на один налетающий атом. Эффекты неаддитивного распыления при кластерной бомбардировке наблюдались в ряде экспериментов [1-3]. Подобные нелинейные эффекты не могут быть предсказаны ни в рамках известной линейной теории распыления [4], ни с помощью широко используемых программ компьютерного моделирования методом последовательных парных соударений [5-7], поскольку все эти подходы базируются на приближении линейных каскадов соударений, исходной предпосылкой которого является малая плотность движущихся атомов в каскадной области. Наиболее адекватным подходом к моделированию распыления в нелинейном режиме является метод классической молекулярной динамики (МД). Данный метод был использован в ряде работ для исследования таких эффектов, как низкоэнергетическое осаждение кластеров на поверхность [8], внедрение кластеров [9, 10], распыление [11, 12] и модификация структуры поверхности под воздействием кластерной бомбардировки [13, 14]. Тем не менее, накопленных данных о характеристиках распыления в нелинейном режиме явно недостаточно для систематизации, выявления общих тенденций, а также для исчерпывающего понимания и интерпретации механизмов наблюдаемых эффектов. Кроме того, практически во всех опубликованных работах по моделированию распыления с помощью метода МД не учитывались процессы взаимодействия атомов с электронной подсистемой мишени. В то же время известно,
что электронное торможение быстрых атомов (на каскадной стадии) так же, как и процессы эле-ктрон-фононного взаимодействия (на стадии "охлаждения" каскада), могут заметно влиять на характер диссипации энергии в каскаде, что особенно существенно для некоторых металлов [15, 16].
В представленной работе проведено исследование особенностей распыления поверхности граней (111) Cu и Ni, подвергающихся бомбардировке N-атомными кластерами (1 < N < 55), при фиксированной энергии, приходящейся на один атом налетающего кластера (E/N = 500 эВ/атом), с помощью численного моделирования в рамках метода классической молекулярной динамики (МД). Наряду со стандартным подходом, в рамках которого не учитываются процессы взаимодействия атомов с электронной подсистемой мишени, в рамках настоящей работы также рассмотрено влияние процессов электронного торможения и электрон-фононного взаимодействия на особенности эволюции столкновительного каскада и характер вторичной эмиссии.
МЕТОДИКА МОДЕЛИРОВАНИЯ
Метод классической молекулярной динамики достаточно полно описан в литературе [17-19]. Детали используемого алгоритма обсуждены в работах [20, 21], поэтому здесь мы лишь кратко укажем основные особенности методики моделирования. При расчетах использовался многочастичный потенциал межатомного взаимодействия, базирующийся на приближении второго момента модели сильной связи [22] и параметризованный согласно [23] для Ni и [24] для Cu. Данный потенциал позволяет корректно описывать широкий спектр свойств ряда металлов и сплавов [22-24]. Короткодействующая часть потенциала отталкивания скорректирована в рамках ZBL-модели [25] для адекватного учета близких соударений высоко-энергетичных атомов. Размеры модельного кристаллита варьировались от 30000 до 300000 атомов в зависимости от размера налетающего кластера. При моделировании использовались периодические граничные условия (в поперечных направлениях), а также демпфирующие силы на всех границах кристаллита (исключая поверхность), обеспечивающие отвод избытка энергии и гашение ударной волны, возникающей вследствие удара кластера о поверхность. Для каждого рассматриваемого случая моделировалось от 20 до 1000 индивидуальных историй, каждая из которых отслеживалась в течение 20 пикосекунд от момента удара кластера. Для того чтобы исключить эффект каналирования, было выбрано наклонное направление удара налетающего снаряда (под углом 7° относительно нормали к поверхности мишени).
Взаимодействие атомов с электронной подсистемой мишени учитывалось в рамках модели [16],
при этом к каждому атому, находящемуся внутри мишени, прикладывалась дополнительная вязкая сила, пропорциональная его скорости и обратно пропорциональная характерному времени релаксации электронных взаимодействий. Величина времени релаксации выбиралась в зависимости от энергии атома таким образом, что для "быстрых" атомов (кинетическая энергия которых превышает удвоенную величину энергии когезии материала) время релаксации соответствует режиму электронного торможения, тогда как для более "медленных" атомов - режиму электрон-фононного взаимодействия.
Время релаксации, характеризующее потери энергии (йЕ/йх) вследствие электронного торможения оценивалось, согласно [17], в рамках модели Линхарда [26], скорректированной на 7ВЬ-зна-чения йЕ/йх [25]. Характерное время релаксации электрон-фононного взаимодействия (те-р^) оценивалось в рамках модели [27]. При комнатной температуре (Т = 300 К) те-рЬ = 1 пс для N1 и те-рЬ = = 11 пс для Си.
РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ
В рамках метода МД было проведено моделирование самораспыления поверхности грани (111) никеля и меди при бомбардировке кластерами №д и Сид соответственно в рамках двух различных приближений: (1) без учета взаимодействий атомов с электронной подсистемой мишени (при Т = 0 К) и (2) с учетом процессов электронного торможения и электрон-фононного взаимодействия (при Т = 300 К). В качестве примера в табл. 1 приведены коэффициенты самораспыления (Ух) при бомбардировке №(111) и Си(111) одноатомными ионами. Следует отметить, что рассчитанные величины Уц удовлетворительно согласуются с имеющимися экспериментальными данными [2] и [26]. Это свидетельствует о том, что (в отличие от методов, базирующихся на приближении парных соударений) в рамках метода МД используемый многочастичный потенциал позволяет адекватно описывать распыление в линейном режиме без введения в модель каких-либо дополнительных подгоночных параметров, учитывающих поверхностную связь атомов мишени. Далее был вычислен коэффициент распыления, приходящийся на один атом налетающего кластера (Уд). Поскольку в рассматриваемой ситуации распыление одноатомными ионами является линейным, то отношение Уд/У± можно рассматривать как характеристику степени "линейности" распыления при кластерной бомбардировке (Уд/У\ = 1 означает линейный (аддитивный) режим распыления). Величина отношения Уд/Ух приведена на рис. 1 в зависимости от числа атомов (Д) в налетающем кластере. Видно, что как для N1, так и для Си при N > 10 наблюдается неаддитивное увеличение ко-
МОДЕЛИРОВАНИЕ РАСПЫЛЕНИЯ ПОВЕРХНОСТИ Си(111) И N1(111)
25
Таблица 1. Коэффициенты самораспыления (У^ мишеней Си(111) и N1(111) при бомбардировке одноатомными ионами с энергией 500 эВ: сравнение результатов молекулярно-динамического моделирования с имеющимися экспериментальными данными [2, 26]
Коэффициент распыления, У1, атом/ион
Ион Мишень МД (без учета электронных процессов) МД (с учетом электронных процессов) эксперимент (поликристаллическая мишень)
Си Си 2.79 ± 0.19 2.60 ± 0.16 «2.6
N1 N1 1.424 ± 0.038 1.08 ± 0.11 «(0.6-1.1)
эффициента распыления, приходящегося на один атом кластера (Ум/У1 > 1), тогда как при ме
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.