Беграмбеков Л.Б. Процессы в твердом теле под действием ионного и плазменного облучения

Подождите немного. Документ загружается.

дается половина энергии налетающего. Поэтому можно принять,

что после n этапов соударений каждый смещенный атом будет

иметь энергию

T , где T — энергия первично выбитого атома.

Столкновения будут приводить к смещению атомов до тех пор, по-

ка средняя энергия смещенных атомов не станет меньше

T . Это

произойдет после

q этапов соударений, где q можно определить

из выражения

T =

. (1.33)

Тогда полное число смещенных атомов на один

первично выбитый атом будет

ν( ) 2

. (1.34)

Если энергия смещаемых атомов настолько велика, что нель-

зя пренебречь неупругими потерями энергии, то число атомов, со-

ставляющих каскад, определяется выражением

()

, (1.35)

где

E — полные неупругие потери энергии в каскаде. Принимает-

ся, что энергия, идущая на создание каскада,

TE A−≈кэВ, (1.36)

где

A — относительная атомная масса. Например, для железа

A = 56 кэВ, 2

T = 34 эВ и максимальное число смещенных атомов

в каскаде

max

ν = 1,65×10

пар Френкеля.

Следует учитывать, что до 90 % образовавшихся пар могут

аннигилировать в результате спонтанной рекомбинации вакансий с

междоузельными атомами ("своими" или "чужими"), оказавшимися

в рекомбинационном объеме вакансий.

2. РАСПЫЛЕНИЕ ПОВЕРХНОСТИ ТВЕРДЫХ ТЕЛ ПРИ

БОМБАРДИРОВКЕ АТОМАРНЫМИ ЧАСТИЦАМИ

Многие физические процессы, сопровождающие взаимодей-

ствие в вакууме корпускулярных потоков с твердыми и жидкими

телами, приводят к удалению с облучаемой поверхности материала

в виде атомов, положительных и отрицательных ионов, кластеров

(многоатомных или молекулярных комплексов). Разнообразные

процессы, в результате которых эмиссия частиц с поверхности

происходит под действием единичной частицы (или их кратного

количества), образуют группу распылительных процессов. В про-

тивоположность этому можно привести целый ряд примеров, когда

выброс вещества в вакуум определяется взаимодействием с по-

верхностью всего ансамбля бомбардирующих частиц: разогрев и

испарение выступающих деталей рельефа поверхности за счет

мощности облучающего потока; образование пузырьков внедрен-

ного газа — блистеров — в приповерхностных слоях и слет их

крышек; стимулируемые облучением фазовые превращения в ми-

шени с образованием и удалением летучей фазы и т.п. Некоторые

из этих процессов будут рассматриваться далее.

Распыление поверхности наблюдается при ее бомбардировке

быстрыми положительными и отрицательными ионами, атомами,

кластерами, осколками деления, нейтронами и электронами. При

бомбардировке атомарными частицами распыление может проис-

ходить за счет энергии, теряемой налетающей частицей в упругих

соударениях или за счет неупругих потерь энергии. Один из видов

распыления за счет неупругих взаимодействий — это распыление

поверхности, благодаря образованию налетающими частицами и

атомами мишени газообразных молекул, покидающих поверхность.

В этом случае говорят о химическом распылении.

В последнее время в связи с быстрым расширением круга

практических применений распыления под действием ионной бом-

бардировки наряду с традиционным названием "катодное распыле-

ние" начали употреблять такие понятия, как ионное, ионно-

плазменное, плазменно-химическое распыления, ионное травление,

ионное фрезерование, плазмохимическое травление, ионно-

химическое травление, высокочастотное распыление. Приведенный

перечень понятий характеризует различные стороны процесса рас-

пыления и дает некоторое представление о его сложности и много-

образии проявлений.

Научная и практическая значимость исследований физики

распыления твердых веществ атомными частицами имеет несколь-

ко аспектов. Распыление вызывает целый ряд негативных дорого-

стоящих последствий. Оно ограничивает срок службы многих со-

тен миллионов электронных приборов. Загрязнение высокотемпе-

ратурной плазмы, возникающее вследствие распыления контакти-

рующих с плазмой материалов первой стенки вакуумной камеры

термоядерных установок, является важнейшей проблемой на пути

создания термоядерных реакторов.

С другой стороны, важной побудительной причиной изуче-

ния распыления являются также многочисленные полезные приме-

нения его в научных исследованиях, технических и технологиче-

ских целях. Уникальная способность быстрых атомных частиц рас-

пылять вещества, обладающие любой твердостью, прочностью,

температурой плавления, привела к широкому применению распы-

ления в различных областях науки, техники и технологии.

Наконец, важный аспект исследования распыления связан с

процессами, происходящими в околоземном и межпланетном про-

странстве. Потоки космических лучей и "солнечного ветра" на про-

тяжении миллиардов лет бомбардируют поверхность Луны, асте-

роидов, планет с разряженной атмосферой, вызывая эрозию и рас-

пыление их поверхности. Распыление метеоритов играет сущест-

венную роль при их торможении в атмосфере Земли. Солнечные

батареи, окна, зеркала телескопов, и другие элементы ис-

кусственных спутников Земли, орбитальных научных станций и

межпланетных космических аппаратов также подвергаются распы-

лению потоками космических атомных частиц. Разработка методов

их защиты является серьезной научной и технической задачей.

Остановимся на основных параметрах распыления. Величи-

на, определяющая количество атомов мишени (в том числе и в ио-

низированном состоянии), эмитированных с поверхности одной

бомбардирующей частицей, называется коэффициентом распыле-

ния. При распылении ионами моноэлементных мишеней коэффи-

циент распыления равен

NZe

NMQ

== Δ

, (2.1)

где N

— количество атомов мишени, выбитых с поверхности при

ее бомбардировке N

первичными ионами; ΔP — вес эмитирован-

ных атомов; М

— атомный вес вещества мишени; N

— число Аво-

гадро; Z — заряд иона; e

— элементарный электрический заряд; Q

— общий заряд ионов, пришедших на мишень.

Поток распыленных частиц характеризуется угловым (

∂

) и

энергетическим (

∂

) распределениями.

2.1. Распыление за счет кинетической энергии бомбардирующих

частиц

2.1.1. МЕХАНИЗМ РАСПЫЛЕНИЯ

Часть атомов мишени, выбитых из равновесных положений

непосредственно в упругих столкновениях с налетающей частицей

или в результате развивающихся каскадов, может получить им-

пульс в направлении поверхности и покинуть твердое тело. В зави-

симости от того, как развиваются столкновения, выделяют три мо-

дификации этого механизма (рис. 2.1): режим первичного прямого

выбивания, режим линейных каскадов, режим тепловых пиков.

Рис. 2.1. Три режима распыления в модели упругих столкновений [16]

( a — режим первичного прямого выбивания, б — режим линейных

каскадов, в — режим тепловых пиков)

В режиме первичного прямого выбивания (рис. 2.1,а) атомы

в столкновениях с ионами получают энергию, достаточную для

вылета в вакуум, но слишком малую для того, чтобы создать кас-

кад выбитых атомов. Атомы, получившие энергию непосредствен-

но при ионном ударе, могут распылиться и с достаточно большими

энергиями, если они были выбиты из поверхностного слоя ионом,

летящим под определенным углом к нормали поверхности. В ре-

жиме линейных каскадов атомы, выбитые ионом из равновесных

положений, получают энергию, достаточную для того, чтобы соз-

дать целый каскад выбитых (смещенных из узлов) атомов

(рис. 2.1,б). Некоторые из атомов каскада достигают поверхности,

преодолевают поверхностный барьер и покидают мишень.

В режиме тепловых пиков плотность распределения атомов

отдачи высока настолько, что большинство атомов внутри некото-

рого объема (объема теплового пика) находится в движении. Такая

ситуация реализуется, если перекрываются ветви передачи импуль-

са внутри одного каскада (рис. 2.1,в) или плотность падающего

пучка столь велика, что начинают перекрываться соседние каска-

ды. Первый случай наблюдается, если потеря энергии налетающим

ионом очень большая, например, когда ионы и атомы мишени

имеют большие массы. Вторая возможность может реализоваться

при бомбардировке двухатомными молекулами. При столкновении

с твердым телом такая молекула почти мгновенно диссоциирует.

Следствием случайного характера процесса замедления является

линейная суперпозиция двух каскадов, если они не слишком плот-

ные. В этом случае распыленных частиц приблизительно вдвое

больше, чем при бомбардировке атомарными ионами. В режиме же

тепловых пиков энергия удвоенного числа ионов делится между

всеми атомами, находящимися примерно в том же объеме, что и

при бомбардировке атомарными ионами. В зависимости от энерге-

тического распределения этих атомов возможно существенное воз-

растание доли атомов, которые способны преодолеть поверхност-

ный барьер. Таким образом, в режиме тепловых пиков коэффици-

ент распыления двухатомными молекулами может превышать уд-

военный коэффициент распыления для атомарных ионов. Подоб-

ные зависимости наблюдались экспериментально.

Весьма приближенно можно сказать, что при больших углах

падения ионов распыление в режиме первичного выбивания проис-

ходит при энергиях порядка единиц и десятков электронвольт для

всех ионов, кроме очень легких, для которых из-за малой эффек-

тивности передачи энергии эта область расширяется до энергий

порядка нескольких килоэлектронвольт. Область линейных каска-

дов соответствует энергиям от единиц килоэлектронвольт до мега-

электронвольтного диапазона для всех ионов кроме самых тяже-

лых, которые быстро тормозятся и обычно создают тепловые пики.

При не слишком больших энергиях атомных частиц элек-

тронные потери не приводят к распылению чистых металлических

поверхностей. Поэтому закономерности распыления за счет упру-

гих соударений в последующих разделах будут проиллюстрирова-

ны результатами экспериментов на металле, где этот механизм

проявляется в "чистом виде".

2.1.2. КОЭФФИЦИЕНТ РАСПЫЛЕНИЯ

Распыление вещества начинается при определенной порого-

вой энергии бомбардирующих ионов. Под пороговой энергией рас-

пыления Е

понимается та минимальная энергия, обладая которой,

ион может выбить атом из твердого тела в результате одного

столкновения при максимальной передаче энергии. Предполагая,

что энергия связи атома с поверхностью равна энергии сублима-

ции, это условие можно записать так:

()

≥

, (2.2)

где E

— энергия сублимации атома мишени, энергия связи атома с

поверхностью. Для большинства металлов E

= 1,4÷8,7 эВ/атом,

4М

/(М

)

~ (1 ÷ 0,02). Следовательно, порог распыления не

должен превышать несколько сотен электронвольт. В качестве

примера в табл. 2.1 приведены пороговые энергии распыления мо-

либдена и золота легкими ионами [l7].

Существует периодическая зависимость порога распыления

от атомного номера вещества мишени. Причем в пределах заданно-

го периода системы элементов порог распыления уменьшается по

мере заполнения атомных d-оболочек. С увеличением энергии ио-

нов увеличивается как глубина внедрения, так и число смещаемых

ими со своих мест атомов. Причем с некоторого момента уменьша-

ется количество смещенных атомов в приповерхностных слоях, а

атомы, выбитые из решетки в глубине мишени (глубже нескольких

слоев), практически не имеют возможности выйти в вакуум. В ре-

зультате коэффициент распыления сначала с ростом энергии ионов

увеличивается, достигает некоторого максимального значения S

max

а затем начинает падать. Энергия, при которой достигается значе-

ние S

max

, определяется выражением [18]:

max 1 2 1 2

max

()ZZe M M

, (2.3)

где а — эффективный радиус атома; ε

max

= 0,3 ÷ 0,4 для различных

моделей атома. Величина E

max

изменяется от сотен электронвольт

для легких до сотен килоэлектронвольт для тяжелых атомов

(рис. 2.2).

Таблица 2.1

, эВ

Мишень E

, эВ Ион

Эксперимент

Теор. по

формуле (2.2)

245 169

120 86

— 59

Молиб-

ден

6,89

55 45

230 196

135 99

— 67

Золото 3,93

55 50

Максимум коэффициента распыления согласно работе [18]

можно найти как

12 1 2

()aNkZ Z e M M

, (2.4)

где N — плотность атомов мишени; k = 6,5×10

-10

см — эмпириче-

ски полученная величина. Зависимость S

max

) носит периодиче-

ский характер. Максимальный выход атомов достигается у элемен-

тов с наименьшей пороговой энергией, т.е. у элементов с заполнен-

ной d-оболочкой.

Исходя из простого соображения об увеличении выхода

смещенных атомов из твердого тела при увеличении угла падения

ионов (отсчет угла θ от нормали) за счет увеличения количества

смещенных атомов в приповерхностных слоях мишени, для коэф-

Рис. 2.2. Зависимость коэффициентов распыления от

энергии ионов:

□ — H

Mo; ■ — Ar

Mo; ∆ — H

C; ■ — Ar

C

фициента распыления при падении ионов под углом θ следует на-

писать

(0)

(θ)

cos(θ)

S = , (2.5)

где S(0) — коэффициент распыления при нормальном падении ио-

нов.

При отклонении направления бомбардировки от нормали ко-

эффициент распыления действительно сначала возрастает, хотя

зависимость (2.5) во многих случаях не выполняется. При больших

углах падения увеличивается доля ионов, отражающихся от по-

верхности и не участвующих в распылении. В результате, после

определенного максимума происходит спад кривой S(θ). При уве-

личении энергии ионов одинаковой массы максимум на кривой

S(θ) смещаются в сторону больших углов. Отношение S(θ

max

)/S(0)

тем выше, чем меньше масса первичной частицы. Его величина

возрастает с увеличением энергии ионов и с ростом энергии связи

атомов на поверхности мишени (рис. 2.3).

Рис. 2.3. Зависимость коэффициентов распыления от угла падения ионов

[12]:

∆ — Ar

→Cu, E=24,5 кэВ; ■ — He

→Cu, E=29 кэВ; ● —H

→Ni, E=1 кэВ;

○ — He

→Ni, E=4 кэВ; □ — He

→Ni, E=4 кэВ

Строение внешних электронных оболочек в значительной

степени определяет, какая часть энергии первичного иона расходу-

ется на упругие соударения. А это влияет на количество частиц,

выходящих из мишени, и на их скорости. В результате появляется

периодическая зависимость коэффициента распыления от атомного

номера веществa при бомбардировке ионами определенного типа и

периодическая зависимость коэффициента распыления оп-

ределенной мишени от атомного номера бомбардирующих ионов.

В пределах данного периода системы элементов коэффициент рас-

пыления возрастает по мере заполнения атомных оболочек

(рис. 2.4), и, в свою очередь, максимальным распыляющим дейст-

вием обладают ионы с заполненной d-оболочкой и ионы инертных

газов, у которых заполнены p-оболочки.

Таким образом, по мере увеличения доли энергии ионов, пе-

реданной в упругих столкновениях атомами мишени, снижается

пороговая энергия распыления и увеличивается выход распыления.

Температура мишени оказывает сильное косвенное влияние на

процесс распыления. Нагрев мишени приводит к усилению по-

верхностной миграции собственных атомов и загрязнений, увели-

чивает диффузию примесей из глубины мишени, влияет на сорб-

цию молекул остаточного газа. При повышении температуры уст-

Рис. 2.4. Зависимость коэффициентов распыления от

атомного номера распыляемого элемента при облучении

ионами криптона с энергией 45 кэВ [13]