Распыление твёрдых тел. РЕАЛЬНАЯ ФИЗИКА. Глоссарий по физике

По мере увеличения

коэф. К возрастает, проходит через максимум, положение к-рого зависит от комбинации частица - мишень, и убывает (рис. 1).

Рис. 1. Зависимость коэффициента распыления Си от энергии бомбардирующих ионов Кr⁺.

Типичные значения К - в максимуме от 10^-2 ат/ион (лёгкие ионы) до (1-5)·10 ат/ион (тяжёлые ионы). Зависимость К от атомных номеров как бомбардирующих ионов Z_и, так и атомов материала мишени Z_м является немонотонной. В частности, зависимость от Z_м качественно такая же, как и зависимость обратной величины энергии сублимации

распыляемого материала (рис. 2). При столкновительном распылении твёрдых тел под действием нейтронов К ~ 10^-4-10^-5 ат/ион. При увеличении угла q падения частиц на мишень К для поликристаллич. и аморфных мишеней растёт, проходит через максимум (q = = 60-80°) и затем убывает. Для монокристаллич. мишеней на фоне возрастания К с q наблюдаются резкие его уменьшения, когда направление бомбардировки становится параллельным либо осям, либо плоскостям мишени с низкими кристаллографич. индексами (рис. 3). Зависимость К от температуры Т мишени обычно является слабой, если только Т не близка к T_пл материала мишени либо если в исследуемом температурном интервале мишень не претерпевает фазовых переходов. В последнем случае К может резко изменяться в узком температурном интервале. Коэф. К может зависеть также и от флюенса облучения и от состояния облучаемой поверхности, в частности от размеров зёрен, текстуры поверхности, шероховатости.

Рис. 2. Зависимость К от атомного номера иона Z,,(a), от атомного номера Z_м атома мишени (б) и зависимость обратной величины энергии сублимации

от Z_м(в).

Рис. 3. Зависимость К от угла падения q ионов на мишень.

Угл. распределение вылетающих частиц в случае аморфных и по-ликристаллич. мишеней широкое. Если энергия бомбардирующих частиц

не слишком мала и углы падения q не слишком велики, то распределение слабо зависит от сорта частиц,

, q, и в первом приближении число распылённых частиц N ~ cos f (f - угол вылета относительно нормали к поверхности мишени). При высоких энергиях распределение частиц более узкое, при низких - более широкое, чем N ~ cos f. При увеличении q максимум распределения сдвигается в направлении пучка бомбардирующих ионов. В случае монокри-сталлич. мишеней наблюдается преимуществ. выход распылённого вещества вдоль наиб. плотно упакованных направлений мишени (пятна Венера).

Энергетич. распределение распылённых частиц

широкое. Среди распылённых частиц имеются частицы как с тепловыми энергиями

, так и с энергиями

. Максимум распределения наблюдается при

~ 1-10 эВ; его положение зависит от энергии сублимации

атомов мишени. При

(рис. 4). Ср. энергия

распылённых частиц тем меньше, чем больше К (для монокристаллич. мишеней

зависит также от кристаллографич. направления).

При бомбардировке молекулярными ионами, а также при бомбардировке тяжёлых мишеней тяжёлыми ионами могут наблюдаться нелинейные эффекты. В частности, коэффициент распыления двухатомными молекулярными ионами может превышать 2К для атомарных ионов той же скорости, а энергетич. распределение распылённых частиц может обогащаться частицами с энергиями

~ kT.

Рис. 4. Энергетическое распределение распылённых частиц.

В процессе распыления твёрдых тел могут происходить изменения состава, структуры и топографии поверхности. Под действием тяжёлых ионов образуются конусы и пирамиды размером порядка мкм, гребни, канавки и ямки. При облучении лёгкими ионами в приповерхностном слое могут появляться пузырьки газа, что приводит к вспучиванию поверхности (блистерингу), шелушению и отслаиванию.

Теории столкновительного распыления твёрдых тел (напр., теория Зигмунда) основаны на рассмотрении каскадов упругих столкновений, вызванных передачей кинетич. энергии от бомбардирующей частицы атомам мишени. Различают 3 режима столкновительного распыления твёрдых тел. Режим прямого выбивания реализуется вблизи порога

при бомбардировке лёгкими ионами и при скользящем падении; протяжённость каскадов невелика, значит. вклад дают первично выбитые атомы (рис. 5). Режим линейных каскадов (реализуется для всех ионов, кроме самых тяжёлых - с энергиями

от

1 до неск. десятков кэВ и для нейтронов) характеризуется малой плотностью распределения выбитых атомов, так что преобладают столкновения движущихся атомов с неподвижными, а столкновения движущихся атомов между собой происходят редко. Режим нелинейных каскадов (тепловых пиков) реализуется для ионов с большими массами и молекулярных ионов. Плотность распределения выбитых атомов столь высока, что большинство атомов внутри нек-рого объёма находится в движении.

Каскадные теории для распыления твёрдых тел с неупорядоченным расположением атомов в режиме линейных каскадов, основанные на ур-нии Больцмана, приводят к соотношениям

Распыление твёрдых тел за счёт упругих столкновений наиб, существенно в металлах и полупроводниках.

Электронный механизм распыления реализуется, если кинетич. энергия иона (электрона, фотона) расходуется на изменение внутрен. энергии атомов мишени. Наблюдается для диэлектриков (щёлочно-галоидные соединения, органич. соединения, отвердевшие газы, лёд, большие биомолекулы), а также для ряда полупроводниковых соединений и мелкодисперсных металлов. Коэф. К могут достигать значений ~10³-10⁴ ат/ион. Энергетич. зависимость

имеет максимум в области максимума неупругих уд. потерь энергии (электронное торможение). В зависимости от сочетания ион (электрон) - мишень наблюдается либо прямая пропорциональная, либо более сильная - вплоть до квадратичной - зависимость К от

Величина К не зависит от Т вплоть до определ. пороговой температуры, после чего наблюдается рост К при приближении к температуре, при к-рой происходит либо сублимация мишени, либо разрыв молекулярных связей. Энергетич. распределения распылённых частиц значительно более узкие, максимум наблюдается при энергиях, значительно более низких, чем в случае столкновительного распыления твёрдых тел.

При распылении твёрдых тел под действием низкоэнергетич. электронов и фотонов пороговая энергия

того же порядка, что и ширина запрещённой зоны

мишени и энергия экситонных переходов. Распыление твёрдых тел может быть эффективным лишь для к--л. одного элемента соединения, напр, галогена в щёлочно-галоидном соединении. При облучении фотонами число распылённых частиц N растёт с ростом интенсивности облучения. Угл. распределение распылённого вещества может различаться для разных компонентов. Так, для щёлочно-га-лоидных соединений наблюдается преимущественное распыление твёрдых тел галогенов вдоль низкоиндексных осей кристалла, тогда как распределение атомов щелочного металла N ~ cos f. Большая доля распылённых частиц обладает тепловыми энергиями, но есть и сверхтепловая компонента.

Единой теории преобразования энергии возбуждённого или ионизов. атома твёрдого тела в кинетич. энергию движения атомов, приводящего к распылению твёрдых тел, пока нет. Существует лишь ряд моделей (модель теплового пика, модель кулоновского взрыва, экситонная модель и др.), объясняющих те или иные закономерности сочетания бомбардирующих частиц и типа распыляемых материалов.

Химическое распыление. При химического распыления твёрдых тел между бомбардирующими частицами и атомами мишени на поверхности в результате хим. реакций образуются молекулы с низкой энергией связи, к-рые могут десорбироваться при температуре мишени. Химическое распыление твёрдых тел наблюдается в нек-ром температурном интервале. В этом интервале зависимость К(Т)обычно проходит через максимум; чётко выраженной пороговой энергии нет. Коэф. К зависит от конкретного сочетания химически активный ион - мишень. Энергетич. распределение молекул в большой степени определяется температурой поверхности мишени.

Распыление твёрдых тел используется для получения атомно-чистых поверхностей, тонких плёнок, анализа поверхностей, при ионно-лучевой и ионно-плазменной обработке поверхностей. Распыление твёрдых тел лежит в основе ионно-плазменных способов травления материалов для целей микроэлектроники, играет важную роль в космич. материаловедении, в акустике, в технике ядерных реакторов (Распыление твёрдых тел под действием нейтронов) и термоядерных устройств, при консервации радиоакт. отходов и др.

Литература по распылению твёрдых тел

Знаете ли Вы, как разрешается парадокс Ольберса?
(Фотометрический парадокс, парадокс Ольберса - это один из парадоксов космологии, заключающийся в том, что во Вселенной, равномерно заполненной звёздами, яркость неба (в том числе ночного) должна быть примерно равна яркости солнечного диска. Это должно иметь место потому, что по любому направлению неба луч зрения рано или поздно упрется в поверхность звезды.
Иными словами парадос Ольберса заключается в том, что если Вселенная бесконечна, то черного неба мы не увидим, так как излучение дальних звезд будет суммироваться с излучением ближних, и небо должно иметь среднюю температуру фотосфер звезд. При поглощении света межзвездным веществом, оно будет разогреваться до температуры звездных фотосфер и излучать также ярко, как звезды. Однако в дело вступает явление "усталости света", открытое Эдвином Хабблом, который показал, что чем дальше от нас расположена галактика, тем больше становится красным свет ее излучения, то есть фотоны как бы "устают", отдают свою энергию межзвездной среде. На очень больших расстояниях галактики видны только в радиодиапазоне, так как их свет вовсе потерял энергию идя через бескрайние просторы Вселенной. Подробнее читайте в FAQ по эфирной физике.