ПОВЕРХНОСТЬ. РЕНТГЕНОВСКИЕ, СННХРОТРОННЫЕ И НЕЙТРОННЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ, 2009, < 1, с. 25-33
УДК 537.534
ЗАВИСИМОСТЬ УГЛОВЫХ ХАРАКТЕРИСТИК РАСПЫЛЕНИЯ НИТРИДА БОРА ОТ ЕГО ТЕМПЕРАТУРЫ
© 2009 г. В. Е. Юрасова, Е. Ю. Зыкова, С. С. Еловиков, М. Ю. Толпина
Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия Поступила в редакцию 6 декабря 2007 г.
Методом молекулярной динамики проведен расчет угловой зависимости коэффициента распыления и пространственного распределения частиц, выходящих из поликристалла нитрида бора вюр-цитной структуры в интервале температур от 0 до 2800°С при бомбардировке ионами ксенона с энергией 300 эВ. Обнаружено уменьшение крутизны кривых угловой зависимости распыления нитрида бора при повышении его температуры. Проанализированы особенности полученных распределений, исходя из механизмов взаимодействия медленных тяжелых ионов с поверхностными атомами мишени.
ВВЕДЕНИЕ
Исследование процесса распыления твердого тела тяжелыми ионами низкой энергии представляет большой интерес для понимания механизмов взаимодействия частиц с поверхностью и для многочисленных приложений. Сюда относится, например, проблема разрушения деталей плазменных приборов, когда необходимы данные о распыл е-нии не только ионами самой плазмы, но и медленными вторичными частицами разной массы, неизбежно присутствующими в плазме. При этом важно знать как величину коэффициента распыления, так и угловые и температурные характеристики процесса.
Особый интерес для приложений представляют радиационно-стойкие тугоплавкие материалы. К таким материалам относится нитрид бора, который обладает повышенной механической прочностью, причем с ростом температуры его прочность возрастает, в отличие от металлов и сплавов. Диапазон температур до 2000°С и даже выше считается эксплуатационным режимом изделий из ВК Нитрид бора имеет высокую коррозионную стойкость в большинстве применяемых сред, значительную радиационную стойкость, слабую активацию в нейтронном поле реактора [1-3]. В связи с широким использованием покрытий из нитрида бора во многих плазменных приборах необходимо иметь данные о закономерностях его ионного распыления и, в частности, об угловой зависимости выхода эмитированных частиц.
Впервые экспериментальное исследование угловых закономерностей распыления при бомбардировке одноэлементных поликристаллических мишеней медленными тяжелыми ионами было проведено в работах [4, 5]. Было рассмотрено распыление ряда металлов при нормальном паде-
нии на поверхность ионов ртути и обнаружена значительная анизотропия угловых зависимостей. Для наклонного падения медленных тяжелых ионов первые сведения об угловых зависимостях распыленных частиц опубликованы в [6-8].
Угловые закономерности распыления в зависимости от температуры бинарных поликристаллических мишеней ранее не изучались. Тем не менее, данные по этому вопросу важны при конструировании многих плазменных устройств, например, ускорителей, а также для эксилуата-ции ряда приборов в космосе, распыляемые элементы которых находятся при повышенных температурах. Знание угловых закономерностей распыления при разных температурах мишеней необходимы также при использовании ионных пучков для анализа поверхности и получения тонких пленок.
В настоящей работе методом компьютерного моделирования исследовались угловая зависимость и пространственное распределение распыленных атомов, выходящих из поликристалла нитрида бора со структурой вюрцита в широком интервале температур поверхности.
МЕТОДИКА МОДЕЛИРОВАНИЯ
Моделирование процесса распыления нитрида бора проводилось методом молекулярной динамики [9, 10]. Использовался подвижный монокристаллический блок атомов в полубесконечной среде [11, 12]. В каждый момент времени рассматривалось взаимодействие движущейся (активной) частицы с атомами мишени. Ближайший к ней атом окружался блоком атомов кристалла с радиусом, равным радиусу пятой координационной сферы. В получившейся структуре как налетающий ион, так и атомы мишени были подвижными
и взаимодействовали между собой. При смене ближайшего к иону атома мишени происходила перестройка блока. Таким образом, в кристалле, ограниченном бомбардируемой плоскостью, двигалось "окно", в котором все частицы взаимодействовали со всеми.
Поскольку процесс распыления атома протекает в очень короткое время (порядка 10-13 с с момента удара иона [13]), нестабильность блока атомов не успевала проявиться. Используемая модель мишени [11, 12] позволяла прослеживать траектории частиц на больших (сотни ангстрем) расстояниях от места падения иона на поверхность.
Поликристалл моделировался поворотом монокристаллического блока на три псевдослучайных угла Эйлера так, что каждый налетающий ион падал на кристалл новой ориентации [14]. Уравнения движения интегрировались с использованием модифицированной схемы Эйлера предиктор-корректор, которая является стабильной [15]. Неупругие потери учитывались в соответствии с формулой Фирсова [16].
У, ат./ион
0.5 г (а)
0.4 0.3 0.2 0.1
4/
"■■О...
Г.......п—-■ •■■^У-'-'-'.'.'у.'.
0 20 40 60 80 100 120
т1, а.е.м.
У, ат./ион (•)
1.6
80 100 120
т1, а.е.м.
Рис. 1. Коэффициент распыления БМ в зависимости от массы облучающих ионов: а - при нормальном (а = 0°) и б - при наклонном (а = 45°) падении. Энергия ионов Е0 меняется от нижней кривой до верхней в последовательности: 100, 200, 300, 1000, 1500, 2000 эВ.
Тепловые колебания считались некоррелированными. Для температуры вблизи плавления нитрида бора вюрцитной структуры (Тпл = 3000°С) амплитуда А тепловых колебаний задавалась равной 0.1 от ближайшего расстояния атомов в решетке. При более низкой температуре значение А подбиралось согласно линейной зависимости А от Т1/2. Помимо этого, амплитуда А для ряда температур вычислялась из термодинамического потенциала при использовании аппроксимации на основе свободной энергии системы гармонических осцилляторов [17].
Для описания межатомного взаимодействия использовался потенциал:
и(г) = АЬтехр(-г/аЬт) + (Аь/г)ехр(-2г/аьт), где АЬт = 52(2122)3/4, аЬт = 0.219 А [18], Аь = к^в2), Т и Т2 - атомные номера иона и атома мишени, г -радиус-вектор, к - подгоночный параметр порядка единицы. Отсутствие притяжения в потенциале компенсировалось введением энергии связи поверхностных атомов Еь = 8.1эВ. Эта величина соответствует удвоенному значению энергии ко-гезии, приходящейся на одну связь в БМ [19-22].
При расчете фиксировались: коэффициент распыления У; импульс распыленного атома; длина траектории каскада, приведшего к распылению; время распыления; номер поколения распыленного атома и глубина разворота импульса, приведшего к распылению.
Пространственные распределения распыленных частиц рассчитывались при разных углах падения ионов а для интервалов полярных углов выхода частиц шириной 10°; размер детектора частиц при этом равнялся 0.025 ср. Угловая зависимость У(а) строилась в плоскости падения ионов для углов а от 0° до 80° (отсчет от нормали к поверхности) при температуре мишени Т в интервале от 0 до 2800°С.
РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ
Методом молекулярной динамики рассчитаны коэффициенты распыления У, угловая зависимость распыления У(а) и пространственное распределение У(0) частиц, выходящих из поликристалла нитрида бора вюрцитной структуры при различных температурах Т мишени, бомбардируемой ионами ксенона с энергией 300 эВ. Пространственное распределение распыленных частиц строилось в плоскости падения ионного пучка.
Коэффициент распыления. Вначале приведем результаты расчета зависимости коэффициента распыления нитрида бора от массы т1 облучающих ионов разной энергии. Они показаны на рис. 1 для нормального (а = 0°) и наклонного (а = 45°) падения ионов с энергией Е0 от 200 до 2000 эВ. Видно, что для медленных ионов четко проявля-
ется максимум зависимости Y(m1) как при нормальном, так и при наклонном падении. Для а = 0° и малых Е0 максимум Y(m1) лежит при т2/т1 = 1, где т2 - средняя масса атомов ВК. Максимум сдвигается в сторону больших т2 при возрастании Е0 и находится при т2/т1 = 0.5 и 0.3 для Е0 = 500 и 1000 эВ соответственно. При энергии Е0 = 300 эВ максимум распыления наблюдается для т1 = 14, т.е. для случая облучения ионами азота. Далее, с увеличением т1 коэффициент распыления нитрида бора убывает и достигает минимального значения при облучении ионами ксенона. Следовательно, при бомбардировке медленными ионами ксенона наблюдается повышенная радиационная стойкость нитрида бора.
Средняя энергия распыленных частиц. На
рис. 2а представлена средняя энергия Е1 распыленных из ВК атомов бора в зависимости от массы и энергии бомбардирующих ионов при а = 0°.
Наименьшая средняя энергия Е1 распыленных атомов бора наблюдается для облучения медленными ионами ксенона при Е0 порядка 200-300 эВ. То же происходит и со средней энергией атомов азота, что можно заключить из рис. 26. Таким образом, при бомбардировке медленными ионами ксенона создаются наиболее благоприятные условия как для уменьшения распыления ВК, так и для уменьшения энергии эмитированных атомов компонентов.
Далее рассмотрим угловую зависимость распыления нитрида бора при различных температурах.
Угловая зависимость распыления. Угловая зависимость коэффициента распыления нитрида бора Y(а) в плоскости падения ионов рассчитана в интервале изменения а от 0° до 80° при температуре мишени от 0 до 2800°С. Полученные кривые угловой зависимости для абсолютных значений коэффициента распыления нитрида бора 7(а) показаны на рис. 3а. Видно, что распыление нитрида бора увеличивается с температурой мишени, начиная примерно с Т ~ 1300°С. Максимальные значения коэффициентов распыления при повышении температуры нитрида бора сдвигается в сторону больших углов а. Так, значение 7тах наблюдается при а = 60° для Т = 300°С, а при температуре выше 2000°С - при 70°.
Результат для угловой зависимости относительных коэффициентов распыления нитрида бора показан на рис. 36, из которого следует качественное изменение 7(а) с температурой Т. Основное изменение угловой зависимости с температурой мишени, как видно из рис. 36, состоит в том, что при
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.