ПОВЕРХНОСТЬ. РЕНТГЕНОВСКИЕ, СИНХРОТРОННЫЕ И НЕЙТРОННЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ, 2015, № 2, с. 69-74
УДК 537:534.8
АНАЛИЗ УСЛОВИЙ ФОРМИРОВАНИЯ ПОТОКА ЭМИТИРОВАННЫХ АТОМНЫХ ИОНОВ ПРИ РАСПЫЛЕНИИ МЕТАЛЛОВ В РЕЖИМЕ НЕЛИНЕЙНЫХ КАСКАДОВ СТОЛКНОВЕНИЙ © 2015 г. С. Ф. Белых1, *, А. Б. Толстогузов2, А. А. Лозован1, М. Е. Алешин1, И. А. Елантьев1
1МАТИ — Российский государственный технологический университет им. К.Э. Циолковского,
109383 Москва, Россия
2Centre for Physics and Technological Research (CeFITec), Dept. de Física da Faculdade de Ciencias e Tecnologia (FCT) Universidade Nova de Lisboa, Campus de Caparica 2829-516Caparica, Portugal E-mail: serolg@rambler.ru Поступила в редакцию 24.02.2014 г.
Ионное распыление металлов в режиме нелинейных каскадов столкновений, когда уровень возбуждения (средняя энергия, приходящаяся на один атом) в объеме теплового пика превышает критическую температуру среды, инициирует эмиссию "квазитепловых" атомов и атомных ионов. Энергетические спектры атомных частиц существенно смещены в область малых значений энергии и не соответствуют распределению Максвелла. Корректное описание эмиссии квазитепловых ионов, прежде всего, нуждается в знании условий, в которых происходит формирование потока распыленных частиц. В настоящей работе проведен анализ условий формирования потока атомных ионов при распылении металлов в режиме нелинейных каскадов столкновений.
Ключевые слова: формирование потока атомных ионов, ионное распыление металлов, нелинейные каскады столкновений.
Б01: 10.7868/80207352814120063
ВВЕДЕНИЕ
Бомбардировка металлов атомными и многоатомными ионами с энергией порядка кэВ вызывает эмиссию нейтральных, возбужденных и заряженных частиц (атомов, молекул и кластеров) [1]. Исследования распыления металлов атомными ионами [1—4] свидетельствуют о нетермической природе распыления. В этом случае интенсивности выхода 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].
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 росту интенсивности выхода распыленных частиц, зависящему от числа т атомов в бомбарди-
рующем ионе [9—19]. При этом интенсивности атомов и ионов увеличиваются всего лишь в несколько раз, тогда как интенсивности кластеров и кластерных ионов быстро растут с числом п атомов в распыленном кластере, достигая аномально высокого усиления (более чем на два порядка) для кластеров с п ~ 10. При переходе от линейного к нелинейному режиму распыления энергетические спектры атомов и атомных ионов кардинально изменяются: с ростом числа т атомов в бомбардирующем ионе происходит сужение спектров и смещение их максимумов в область малых значений энергии [16, 19—22]. В меньшей степени подобное изменение спектров проявляется для димеров. Спектры частиц с малой энергией не соответствуют распределению Максвелла, и для их обозначения в литературе иногда используют термин "квазитепловые частицы".
Характеристики распыления, наблюдаемые при бомбардировке металлов многоатомными ионами, не описываются теорией линейных каскадов [5], и вопрос о природе эмиссии квазитепловых частиц до сих пор остается открытым. Попытки объяснения эффекта нелинейного усиления предложены в работах [23—25], где интенсивность выхода распыленных атомов трактуется как сумма вкладов, вносимых линейным каскадом столкно-
вений и тепловым пиком. Под тепловым пиком понимается локальная область вблизи поверхности металла с высокой плотностью энергии, формируемая на поздних стадиях эволюции каскада ^ ~ 10-11 с), когда энергия бомбардирующего иона, распределяясь между атомами в этой области, приводит к уровню возбуждения, соответствующему "температуре" Т0. Согласно модели "теплового пика" [24], при Т0 < Тсг (Тсг—критическая точка вещества мишени) дополнительная эмиссия происходит за счет испарения атомов из области пика. В модели "свободного газового потока" [25] предполагается, что при Т0 > Тсг вещество в объеме теплового пика претерпевает фазовый переход и превращается в плотный пар, который под действием высокого давления расширяется в вакуум, увеличивая интенсивность выхода распыленных атомов. В [25] с учетом диссипации энергии атомов при их движении в объеме теплового пика и конденсации части атомов на стенках кратера получены формулы для расчета интенсивности выхода и энергетического спектра распыленных атомов, содержащие два подгоночных параметра — начальную температуру теплового пика Т0 и температуру кипения Ть вещества мишени при нормальном давлении. В [26] сравнение расчетных и измеренных результатов показало, что модель [25] не описывает энергетические спектры квазитепловых атомов индия при реальных значениях подгоночных параметров. Отметим, что в моделях [24, 25] постулируется бесстолкновительное движение атомов при отлете от мишени.
В [27] показано, что постулат модели [25] о бес-столкновительном движении атомов при отлете от мишени не соответствует реальным условиям, возникающим при распылении металлов в режиме нелинейных каскадов. Там же, в предположении о столкновительном движении распыленных атомов на отлете от металла, предложена простая модель эмиссии квазитепловых нейтральных атомов. Сравнение рассчитанных энергетических спектров квазитепловых атомов индия и спектров, измеренных при распылении индия в режиме нелинейных каскадов столкновений [26], показало их согласие при разумных значениях подгоночных параметров.
В настоящей работе проведен анализ условий формирования потока атомных ионов при распылении металлов (1п, МЪ, Та) в режиме нелинейных каскадов столкновений. На основании анализа сделан вывод о том, что корректное описание эмиссии квазитепловых ионов нуждается в учете процессов столкновения атомов и атомных ионов, а также их нуклеации в димеры и кластеры на отлете от поверхности металла.
ФОРМИРОВАНИЕ ПОТОКА АТОМНЫХ ИОНОВ ПРИ РАСПЫЛЕНИИ МЕТАЛЛОВ В РЕЖИМЕ НЕЛИНЕЙНЫХ КАСКАДОВ СТОЛКНОВЕНИЙ
Приведем анализ условий ионного распыления металлов, определяющих формирование потоков распыленных частиц, для следующих комбинаций бомбардирующий ион/мишень: 10 кэВ
Аит (т = 1—3)/1п (данные [26]), 6 кэВ/атом Аит
(т = 1—3)/Та и 6 кэВ/атом Аит (т = 1—3)/ЫЪ (данные [15, 16]). Результаты [15, 16, 26] демонстрируют существенные различия в интенсивно-стях выхода и энергетических распределениях частиц, распыленных при бомбардировке металлов атомными и многоатомными ионами. Прежде всего оценим начальные температуры Т0 тепловых пиков, используя соотношение [25]:
То = б/ пСр!, (1)
где Б — ядерная тормозная способность, С = = 3/2Ык — теплоемкость металла, N — плотность атомов в металле, р± = 2Я0 — средний латеральный размер теплового пика, — средний радиус поперечного сечения теплового пика (предполагается, что объем теплового пика имеет цилиндрическую форму), к — постоянная Больцмана. В таблице для всех указанных комбинаций приведены значения Б, рассчитанные с помощью программы 8ШМ-2008, величины Т0, вычисленные по формуле (1) при значениях N, равных 38.3 нм-3 (1п), 55.2 нм-3 (Та), 55.4 нм-3 (№) и р± ~ 3 нм [28], а также значения давления Р0 металлического пара при Т0. Согласно этим данным, для комбинаций 10 кэВ Аит (т = 1-3)/1п значения Т0 (соответственно, равные 14600, 21400 и 26000 К) превышают величину Тсг (для индия Тсг = 6323 К [28]). Следовательно, бомбардировка индия ионами
Аит (т = 1-3) с энергией 10 кэВ инициирует нелинейный режим распыления, при котором металл в объеме теплового пика превращается в пар с плотностью атомов N ~ 38.3 нм-3, указанными температурами Т0 и давлениями Р0 ~ ГПа. Для
комбинации 6 кэВ Аи-/Та оценка дает значение Т0 = 12427 К < Тсг (для тантала Тсг = 12620 К [29]),
тогда как для комбинаций 12 кэВ Аи-/Та и 18 кэВ Аи-/Та значения Т0 = 24 878 и 37300 К, существенно превышают Тсг. Для комбинации 6 кэВ
АиГ/N значение Т0 = 10900 К < Тсг (для ниобия Тсг = 11200 К [29]), а для комбинаций 12 кэВ
Аи-/МЪ и 18 кэВ АиГ/N величины Т0, равные 21800 и 32700 К, также превышают Тсг. Результаты оценки показывают, что бомбардировка тантала и ниобия ионами 6 кэВ Аи- инициирует, в ос-
Оценочные значения параметров металлического пара, образуемого при облучении поверхности металлов ускоренными ионами и наносекундными импульсами лазерного излучения с удельной мощностью 107 Вт • см-2
Облучение Металл ^ эВ/А Т0, 103 К N0, 1022 см—3 109 Па Т А сг' 103 К 1022 см—3 А,эВ П+, эВ
10 кэВ Аи— 1п 203 14.6 3.83 7.5 6.323 0.126 — —
10 кэВ Аи- 297 21.4 - 11 - 0.195 0.84 0.85
10 кэВ Аи- 361 26 - 14 - 0.504 — —
6 кэВ Аи— Та 251 12.427 5.524 9.4 12.62 - - -
12 кэВ Аи- 502 24.878 - 19 - 0.35 4.05 6.9
18 кэВ Аи- 753 37.283 - 28 - 0.84 — —
6 кэВ Аи— № 221 10.883 5.554 8.3 11.2 - - -
12 кэВ Аи- 442 21.766 - 17 - 0.321 5.3 5.97
18 кэВ Аи- 663 32.650 - 25 - 0.777 — —
Лазерный импульс W - 7.3 0.0026 0.0026 13.89 7.1 х 10—7 - -
Лазерный импульс Мо - 5.9 0.0028 0.0022 10.78 3.6 х 10—7 - -
Примечание: S — ядерная тормозная способность, рассчитанная с помощью программы 8ММ-2008; То — начальная температура теплового пика, определяемая формулой (1); N0 — плотность атомов при температуре То; Ро — давление металлического пара при температуре Тъ Тсг — критическая температура металлов [29]; — плотность атомных ионов при температуре Т),
вычисленная с использованием формулы (2); и Л+ — энергия диссоциации нейтральных и ионных димеров соответственно [35]. Данные для случаев облучения поверхности вольфрама и молибдена наносекундными импульсами лазерного излучения взяты из [33].
новном, линеиныи режим распыления, при котором частицы эми
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.