В случае, если энергия падающих частиц превышает энергию связи Eq частиц твёрдого тела, то при ударе о поверх- Номер слоя п 1 2 3 Е(п>з) Падающий ион Си+ 1 0 0 0 Аг+ 0,23 0,39 0,24 0,13 Ne+ 0,27 0,27 0,21 0,25 Не+ од од 0,04 0,76 7.2. Процессы на поверхности твёрдого тела 361 ность они начинают "распылять" ее, т. е. выбивать атомы, ионы или небольшие комплексы. Здесь мы будем рассматривать только распыление чистых поверхностей ионами. Впервые такое распыление наблюдалось на катоде газоразрядной трубки (Гроув, 1852 г.), и поэтому его называют часто катодным. Продукты распыления представляют собой в подавляющей массе нейтральные атомы, тогда как доля ионов, как правило, не превосходит 1%. Распыление поверхностей ионами имеет большое значение как для технологий, так и для самих плазмодинамических систем, посколь- ку во многих случаях именно оно ограничивает их ресурс. Рис. 7.2.4. Схема зависимости коэффициента рас- пыления от энергии бомбардирующих ионов. I — область отсутствия распыления, II — переход- ная область, III — линейная область, IV — об- ласть максимального коэффициента распыления, V — область убывания коэффициента распыле- q е* е е е еп ния с ростом энергии частиц I II III / IV V а» Основной характеристикой распыления ионами является коэффициент распыле- ния Np' G.2.5) который характеризует количество эмит- тируемых распыленных атомов 0 на один упавший ион. Типичный вид зависимости S от энергии гп падающих ионов изображен схематически на рис. 7.2.4. На рисунке вы- делено пять областей. В области I распыле- ние отсутствует. Область II — окрестность порога распыления, г* ~ 30 эВ. В области III коэффициент S с большой степенью точ- ности растёт линейно, причём характерные значения е\ ~ C0—50) эВ, е^ ~ 0, 5 кэВ. Да- лее рост замедляется, проходит через мак- симум в области IV и в области V (vu ~ ~ 108 см/с) обычно начинается падение S. Прежде чем переходить к конкретным характеристикам распыления в каждой из указанных областей энергий, сделаем одно общее замечание. На первый взгляд может показаться, что физическая картина процес- сов, ответственных за распыление, проста и легко поддается теоретическому анализу. Однако это совсем не так, и механизм распыления оказывается весьма сложным. Распыление само по себе является в известном смысле побочным и очень слабым эффектом в общей картине взаимодействия энергичных частиц с поверхностью, о чем говорит хотя бы тот факт, что энергия, уносимая выбитым атомом, обычно Рис. 7.2.5. Расчётные траектории движе- ния иона иридия с начальной энергией 50кэВ и каскадов смещенных атомов, воз- никающих в кристалле окиси бериллия; о — место остановки атома кислорода; • — место остановки атома бериллия; А — за- мещающее столкновение 1) Это определение естественно в тех случаях, когда речь идет о распылении простых веществ. В случае распыления сложных веществ (изоляторов) удобнее пользоваться массо- выми характеристиками типа S = Am/(ji), где j% ~ плотность ионного тока, Am — масса, распылённая в единицу времени. 362 Гл. 7. Взаимодействие плазмы с поверхностями твёрдых тел составляет менее 1% энергии падающей частицы. Основным же процессом при взаимодействии быстрого иона с поверхностью твёрдого тела является разрушение решетки в приповерхностном слое. Общее представление о происходящих явлениях можно себе составить по рис. 7.2.5, на котором изображена рассчитанная на машине модельная картина движения иона иридия с гп = 50 кэВ в двумерной кристаллической решетке. Из этого рисунка видно, что процесс распыления действительно является побочным. Обра- щает также на себя внимание наличие длинных прямолинейных участков движения выбитых частиц. Эти участки образуются за счёт движения частиц между атомными слоями (эффект шкалирования). Подвергаемый облучению приповерхностный слой является существенно неравновесной системой с высокой подвижностью частиц, что способствует образованию при бомбардировке, в частности, экзотических структур типа изображенных на рис. 7.2.6 0. Попытки создать метод расчёта коэффициента распыления S предпринимались неоднократно, но до последнего времени они имели очень ограниченную ценность, так как не учитывали всей сложности процессов, приводящих к распылению. Наиболее эффективные результаты в этой области дают систематизация экспериментальных данных и численные расчёты на компьютерах. 73Ш Рис. 7.2.6. Фотографии поверхности монокристалла меди, подвергнутого бомбардировке иона- ми Аг с энергией 40кэВ Распыление вблизи порога. Такой порог существует, поскольку для каж- дой пары ион-поверхность коэффици- ент распыления быстро убывает при приближении к некой энергии ?0- Для ряда пар можно считать, что вблизи порога распыления S~(en-e0)n, G.2.6) где п ~ 2—3. При одних и тех же па- дающих ионах, как правило, го растёт с увеличением теплоты возгонки мише- ни. Экспериментальные оценки ?q для ряда пар приведены в таблице 7.6 Таблица 7.6 Ион Мишень Be А1 Ti Си Mo W Re Ar+ 15 13 20 17 24 33 35 Xe+ 15 - - 15 - 30 30 Hg+ - 18 25 20 - 30 35 Cs+ - - - 16 - 16 - l) Но наряду с этим распылением при соответствующих условиях (в частности при больших углах падения) можно полировать поверхность ТТ (см. ниже). 7.2. Процессы на поверхности твёрдого тела 363 Пороги распыления диэлектриков заметно выше порога распыления металлов. Область средних энергий (ги ~ (О, 1— 5)кэВ). На рис. 7.2.7 приведены характер- ные зависимости скорости распыления для разных пар ион-мишень. Здесь обращают на себя внимание следующие моменты: 200 400 600 800 еп,эВ S, 1,5 1,0 0,5 атом ион / У / / ч 200 400 600 800?п,эВ 10 20 30 40 50 еП5кэВ Рис. 7.2.7. Коэффициенты распыления меди (а) и молибдена (б) ионами благородных газов. Коэффициент распыления плавленого кварца ионами ксенона (в) - зависимость S(en) близка к линейной практически во всех случаях, если 50 эВ <Еп< 500 эВ; - в области Еи > 800эВ функция S(eu) разумно аппроксимируется зависимостью л - коэффициент распыления диэлектриков обычно меньше коэффициента распы- ления для металлов. Как уже отмечалось, процессы, приводящие к распылению весьма сложны. Это наглядно проявляется, в частности, в зависимости S от атомных номеров падающих ионов Zn и мишени Zq на рис. 7.2.8. Видно, что S(en, Zn, Zq) является квазиперио- дической функцией как Zu, так и Zq. Периодичность S в зависимости от Zq прежде всего определяется периодичностью энергии связи поверхностных атомов. Коэффициент распыления существенно зависит также и от ряда других пара- метров. Характерная зависимость коэффициента распыления от угла падения ионов приведена на рис. 7.2.9. Видно, что с увеличением угла падения коэффициент распыления сначала быстро возрастает: 364 Гл. 7. Взаимодействие плазмы с поверхностями твёрдых тел Ag 50 40 к I» В 20 10 2,4 я о м/и , ато 2,0 1,6 1,2 0,8 0,4 Be с. Аг+ А1С IP TI • Si Си f Ni| *Ge Zr< Pd, / Ru ?Mo Nb Hf ' Аи т ptl Rejb rw Та s | U • >Th 10 20 30 40 50 60 70 80 90 Z -У Ag Си Та 4J f Be С ONeMgSiS ACaTi CrFeNiZnGeSeKrSrZr MoPdCdSnTeXeBaCeNdSmGdDyYbHfW Pt HgPb LI В N Na Al P C1K ScVMnCoCuGaAsBrRbY Nb Agin Sb I CsLaPr Ед Та Аи Tl BI б 0 10 20 30 40 50 60 70 80 Z Рис. 7.2.8. Зависимость коэффициента распыления мишени от атомного номера распыляемого элемента при облучении ионами аргона с энергией 45кэВ (а). То же при облучении мишеней из Ag, Си, Та ионами 68 элементов (б) а затем начинает падать, приближаясь к нулю. Причем чем больше энергия ионов, тем при больших углах начинает- ся убывание S. В этой области скользя- щего падения пучка и наблюдается хо- рошая полировка. При распылении монокристаллов на- блюдается сильная зависимость выхо- да распыленных атомов от направления кристаллографических осей. Коэффици- ент распыления зависит также от кри- сталлографической плоскости, на кото- рую падают ионы. На рис. 7.2.10 приведены энергетиче- ские спектры распыленных атомов, вы- битых из монокристалла меди ионами криптона с энергией 80-1200 эВ. Функ- ция распределения атомов по энергиям имеет вид dN 'de' Г и J р 1 <—1 ^^ 00 э1 W си ОУ ( А 7 ОэВ / / / / У 20 »—•— ОэВ' HI- 1,5 0,5 од 0 20 40 (р, град Рис. 7.2.9. Типичная зависимость коэффици- ента распыления от угла падения (распыление вольфрама ионами ртути) ё G.2.7) 7.2. Процессы на поверхности твёрдого тела 365 где В и W — постоянные коэффициенты. Угловое распределение распыленных частиц при достаточно малых энергиях (еи < 1 кэВ) сплющено и заметно отличается от закона косинуса (рис. 7.2.11). При увеличении энергии частиц сплющенность полярной диаграммы уменьшается.. dN 25 20 15 10 5 0 Г\ '„%• 0 5Озоо 00 ' Л50 80 Си (ПО] <110>,0 =~—-__ -Кг+ 12 10 20 30 40 е',эВ J * Си A1 <110> у-—— Си A1 60° О^Кг1 ,о 1 1 а - — — ¦- -,— бО 200 400 600 800 1000 еп, эВ Рис. 7.2.10. Энергетические спектры (а) и средняя энергия (б) атомов, выбитых из монокри- сталла меди ионами криптона Рис. 7.2.11. Угловое распределение атомов, выбитых ионами Hg с различной энергией из Мо и Ni
Ви переглядаєте статтю (реферат): «Распыление поверхностей» з дисципліни «Введення в плазмодінаміку»
