введение - Вопросы атомной науки и техники

УДК 537.534
ОСОБЕННОСТИ РАСПЫЛЕНИЯ ИОНАМИ НИЗКИХ
ЭНЕРГИЙ БИНАРНЫХ СОЕДИНЕНИЙ
И КОМПОЗИЦИОННЫХ МИШЕНЕЙ
Ю.А. Рыжов, А.А. Семенов, И.И. Шкарбан (Московский авиационный институт),
А.С. Мосунов, В.Е. Юрасова (Московский государственный университет)
Методом молекулярной динамики исследована зависимость коэффициента распыления Y поликристаллов ряда металлов и бинарных соединений (нитридов бора, алюминия и галлия вюрцитной структуры) от массы m1 бомбардирующих ионов с энергиями в интервале 150—2000 эВ. При облучении
медленными ионами получен немонотонный ход кривой Y(m1) с максимумом, положение которого
зависит от m2/m1 (где m2 — средняя масса атомов компонент соединения). Для AlN и GaN максимум
Y(m1) наблюдался при m2/m1 = 2, для BN — при m2/m1 = 1, а для Ta — при m2/m1 = 4,5. Исследовано
влияние массы ионов на средние энергии и энергетические спектры эмитированных частиц, на глубину источникa и на поколения распыленных атомов. Отмечена преимущественная роль в процессе распыления обратного рассеяния медленных ионов. Экспериментально изучено распыление конструкционных керамических композиций на основе BN с добавлением SiO2 и выбран материал, наиболее
стойкий к облучению ионами низких энергий. Объяснены наблюдаемые закономерности распыления
керамик и предложены условия облучения, приводящие к наименьшему их разрушению.
SPUTTERING OF BINARY COMPOUNDS AND COMPOSITE TARGETS BY LOW-ENERGY IONS.
Yu.A. RYZHOV, A.A. SEMYONOV, I.I. SHKARBAN, A.S. MOSUNOV, V.E. YURASOVA. A molecular
dynamics simulation was performed to study the sputtering yield Y for some metal and binary compound
polycrystals (nitrides of boron, aluminium and gallium) of wurtzite structure as a function of the masses m1 of
bombarding ions with energies from 150 to 2000 eV. A nonmonotonic behaviour of the Y(m1) curve was obtained for the irradiation by low-energy ions: the curve having a maximum with a position being dependent
on m2/m1 (m2 is the average mass of atoms in a compound). For AlN and GaN the maximum was observed at
m2/m1 = 2, for BN at m2/m1 = 1, and for Ta at m2/m1 = 4.5. The effect of the mass of bombarding ions on the
mean energies and energy spectra of sputtered particles, the depth of sputtering origin, and the generation of
emitted atoms for nitrides was also investigated and discussed. It has been established that the main contribution to sputtering in this case is provided by back scattering of slow ions. Detailed experiments on sputtering
of structural ceramics used (based on BN, with SiO2 added) were performed and the material with highest
resistance to radiation by low-energy ions was found. We justify theoretically the typical features of sputtering from ceramics observed in our experiments, and suggest the conditions of radiation that cause the least
possible damage.
ВВЕДЕНИЕ
В ряде экспериментальных работ было показано, что коэффициент распыления
Y металлов меняется немонотонно с массой m1 медленных бомбардирующих ионов
и имеет максимум для низкой энергии ионов E0 [1—4]. Однако существует различие в данных, касающихся положения этого максимума, которое зависит от отношения m2/m1, где m2 — масса атома мишени. Согласно одним авторам, Ymax соответствует значению m2/m1 = 2 [1, 2], тогда как другие наблюдали Ymax при m2/m1 = 4,5
[3] и при m2/m1 = 1 [4]. Такое расхождение часто объясняли различием в условиях
экспериментов, при которых проводились измерения Y. Между тем основную роль
здесь должны играть особенности передачи энергии от медленного иона атомами
мишени при различном отношении масс m2/m1.
54
В настоящей работе проведен расчет зависимости коэффициентов распыления
от массы медленных облучающих ионов для поликристаллов ряда металлов и бинарных соединений — нитридов вюрцитной структуры с различным соотношением
массы компонент BN, AlN и GaN. Изучение распыления указанных нитридов интересно как с точки зрения физики взаимодействия между атомной частицей и поверхностью твердого тела, так и для практического применения. Действительно,
ВN является важным конструкционным материалом благодаря ряду полезных физических и химических свойств, таких, как высокая диэлектрическая проницаемость, хорошая теплопроводность, тепловая и химическая стабильность [5]. Покрытия из нитрида бора применяются для увеличения радиационной стойкости деталей плазменных устройств и для упрочнения режущих инструментов. Нитрид
алюминия обладает эластичностью, высокой теплопроводностью и диэлектрической прочностью и применяется в акустических устройствах, а также как покрытие
в компонентах космических кораблей. Нитрид галлия используется в светодиодах и
других электронных устройствах.
Во множестве этих приложений поверхности нитридов подвергаются воздействию различных видов излучений, которые приводят к деградации их характеристик. Поэтому важно знать радиационную стойкость нитридов. В то время как механические и электрофизические свойства нитридов известны давно [5, 6], исследование закономерностей их распыления начато сравнительно недавно [7—9] и
продолжено в первой части этой работы методом компьютерного моделирования.
Также в настоящей статье приведены экспериментальные данные по распылению ионами малых энергий керамик из чистого нитрида бора разной структуры и
керамики из спрессованного порошка нитрида бора с добавками разного количества
оксида кремния — материала, важного для применения в плазменных устройствах.
КОМПЬЮТЕРНОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ
РАСПЫЛЕНИЯ НИТРИДОВ
Методика расчета
Расчет проводился по модели молекулярной динамики [10, 11] с подвижным
монокристаллическим блоком атомов. В блок входило около 100 атомов. В каждый
момент времени рассматривалось взаимодействие движущейся (активной) частицы
с теми атомами, расстояние до которых было меньше радиуса обрезания потенциала взаимодействия. Перестройка блока происходила при смене атома, ближайшего
к активному. Поскольку процесс распыления атома протекает в очень короткое
время (порядка 10–13 с [12] с момента удара иона), нестабильность блока атомов не
успевала проявиться. Используемая модель мишени позволяла прослеживать траектории частиц на больших (сотни ангстрем) расстояниях от места падения иона на
поверхность. Поликристалл моделировался поворотом монокристаллического блока на произвольные углы для каждого налетающего иона [13]. Неупругие потери
учитывались в соответствии с формулой Фирсова [14]. Тепловые колебания считались некоррелированными. Уравнения движения интегрировались с использованием модифицированной схемы Эйлера предиктор-корректор, которая, как известно
[15], является стабильной.
55
В качестве потенциала межатомного взаимодействия использовался потенциал
U(r) = A{(AB/r)exp(–2r/aBM)+exp(–r/aBM)}, где первый член представляет собой потенциал типа Бора, второй член — потенциал Борна-Майера. Здесь A = 52(Z1Z2)3/4;
AB = (Z1Z2)1/4/4; Z1 и Z2 — атомные номера иона и атома мишени; aBM = 0,219 Å
[16]; r — радиус-вектор. Неупругие потери рассчитывались по формуле Фирсова
[9]. Такое выражение для потенциала хорошо описывает взаимодействие в области
низких и средних энергий ионов. Отсутствие притяжения в выбранном потенциале
компенсировалось введением энергии связи поверхностных атомов Es. В согласии с
[12] величина Es бралась для нитридов равной удвоенному значению энергии когезии, приходящейся на одну связь атомов в соединении [17]. Затем эта величина
корректировалась на основе данных [18] и сравнения с экспериментальными результатами [8, 19, 20]. Выбранная таким образом величина Es составляла 8,1, 6,8 и
5,4 эВ для BN, AlN и GaN соответственно.
Результаты расчетов и обсуждение
Y, ат./ион
Y(aт./ион)
Коэффициент распыления. Расчет коэффициентов распыления проводился
для 13 мишеней из металлов и нитридов: Li, BN, AlN, Al, Ca, GaN, Ni, Nb, Ag, Ce, Ta,
W, Au. Каждая из мишеней бомбардировалась нормально падающими ионами этих
же 13 металлов и азота с начальной энергией 150, 200, 300, 500, 1000, 1500 и 2000 эВ.
В ряде случаев рассматривалось и наклонное падение ионов (под углом 45).
Вначале исследовалась зависимость Y(m1) для никеля и тантала, для которых
имеются экспериментальные данные [1—3]. Сравнение результатов настоящего
расчета и экспериментов [1—3] показано на рис. 1. Видно, что максимум Y(m1) при
Е0 = 150 эВ четко проявляется как в эксперименте, так и в расчете. Он находится
при m2/m1 = 2 для никеля и при m2/m1 = 4,5 для тантала. При увеличении начальной
энергии ионов максимум сдвигается в сторону бóльших m1, а затем исчезает. Для
наклонного падения ионов на мишень максимумы в зависимости Y(m1) наблюдаются только для легких мишеней.
Результаты для нитридов показаны
0.6
0,6
расчет: эксперимент:
на рис. 2. В случае распыления нитрида
Ni
Ni[1]
0.5
0,5
бора немонотонная зависимость Y(m1)
Ta
Ni[2]
Ta[3]
0.4
0,4
существует как для нормального, так и
0.3
для наклонного падения ионов и сохра0,3
няется для больших энергий E0. Мак0.2
0,2
симум Y(m1) достигается при m2/m1 = 1
0,1
0.1
для малых E0. Он сдвигается в сторону
0
0.0
бóльших m2 при возрастании E0 и нахо0
20 40 60 80 100 120 140
дится при m2/m1 = 0,5 и 0,3 для E0 = 500
mm1(a.е.м.)
,
а.е.м.
1
Рис. 1. Коэффициент распыления никеля и танта- и 1000 эВ соответственно.
ла в зависимости от массы m1 бомбардирующих
Вид кривых Y(m1) для нитрида галлия
ионов с начальной энергией E0 = 150 эВ (здесь и
далее — при нормальном падении на мишень). похож на тот, что наблюдался для Ni. ЕсРасчет:  — Ni,  — Ta; эксперимент: ♦ — Ni [1], ли за m2 принять среднюю массу атомов
GaN, равную 42 а.е.м., то, как и в случае
◊ — Ni [2],  — Ta [3]
56
0.5
0,5
бb
аa
0.4
0,4
Y
Y,(aт./ион)
ат./ион
Y Y,
(aт./ион)
ат./ион
1,5
1.5
1,0
1.0
0,3
0.3
0,2
0.2
0,5
0.5
0,1
0.1
0.00
0
20
40
60
80
m1, а.е.м.
m1 (a.е.м.)
100
120
0
0.0
0
20
40
60
m1,
m1 (a.е.м.)
80
100
120
а.е.м.
Рис. 2. Зависимость коэффициента распыления нитрида галлия (a) и нитрида бора (б) от массы бомбардирующих ионов с начальной энергией E0, эВ: ■ — 200, □ — 300, ● — 500, ○ — 1000, ▲ — 1500,
∆ — 2000
Ni, при малых энергиях (E0 = 200 эВ) максимум зависимости Y(m1) появляется при
m2/m1 = 2, при E0 = 500 эВ соответствует m2/m1 = 1,5, а при E0 = 2000 эВ пропадает.
При наклонном падении ионов на нитрид галлия максимумы в зависимости Y(m1)
отсутствуют, как и для случая распыления металлов со средней и большой массой
атомов. Заметим, что зависимость Y(m1) для распыления компонент Ga и N из соединения GaN имеют такой же вид (с таким же положением максимумов), как и
кривые для Ga + N. Это говорит о том, что на процессы передачи энергии и распыления влияет в основном средняя масса атомов соединения. Зависимость Y(m1) для
AlN качественно похожа на ту, что получена для GaN. При распылении нитрида
алюминия ионами с энергией E0 = 200 эВ Y max(m1) наблюдается при m2/m1 = 2, а
для E0 = 500 эВ при m2/m1 = 1. Обращает на себя внимание тот факт, что для нитридов-мишеней, в состав которых входит легкая компонента (азот), насыщение кривых Y(m1) с ростом m1 наступает при бóльших Е0, чем для одноэлементной мишени
с той же массой атомов, что и средняя масса нитрида.
Исследование, проведенное для ми6
шеней в широком диапазоне изменения
5
Мишени: Li,BN,AlN,Al,
масс их атомов — от 4 до 198 а.е.м., позCa,GaN,Ni,Ag,Ce, E0 =
E 200
=200eV
эВ
4
волило выявить следующую закономерTa,W,Au
E0 E==500eV
500 эВ
ность. Оказалось, что отношение m2/m1,
3
при котором наблюдается максимум в
2
зависимости Y(m1), монотонно растет с
1
EE0 =1000eV
= 1000 эВ
увеличением средней массы атомов ми0
0
40
80
120
160
200
шени для всех исследованных элементов
mm22(a.е.м.)
, а.е.м.
и соединений. Особенно четко это проявляется при бомбардировке медленны- Рис. 3. Отношение m2/m1 в максимуме зависимости
Y(m1) как функция массы m2 атомов мишени для 13
ми ионами, что видно из рис. 3.
элементов и соединений в порядке возрастания
Для того чтобы объяснить обнару- средней массы их атомов: Li, BN, AlN, Al, Ca, GaN,
женную закономерность, были исследо- Ni, Ag, Ce, Ta, W, Au. Начальная энергия нормальваны средняя энергия E1 и энергетиче- но падающих ионов равна 200, 500 и 1000 эВ
/m1
mm22/m
1
0
0
0
57
ский спектр распыленных частиц, средняя глубина x0 разворота импульса иона в
направлении к поверхности (средняя глубина источника распыления) и номер поколения L распыленного атома.
Средняя энергия. Изучение зависимости средних энергий E1 распыленных
атомов от массы ионов показало, что для мишеней со средней массой атомов, как,
например, у никеля и GaN, а также для мишеней с большой массой атомов, как у
тантала, наблюдается немонотонный ход кривых E1 (m1) с теми же положениями
максимумов для малой энергии ионов, что и у кривых Y(m1). Например, для распыленных атомов Ga из GaN при E0 = 200 эВ максимум E1 (m1) лежит при m1 = 20 а.е.м.
(т.е. при m2/m1 = 2), как и для Y(m1). Для легких мишеней, например, для лития и
нитрида бора, E1 (m1) плавно убывает с ростом m1 при малых энергиях ионов, что
согласуется с известными экспериментальными данными [21]. При увеличении
энергии ионов выше 500 эВ кривые E1 (m1) для легких мишеней имеют такой же
отчетливый максимум, как и для других исследованных мишеней. В качестве примера на рис. 4 показаны зависимости E1 (m1) для BN и GaN. При облучении ионами
_
E1, эВ
E1 (эВ)
_
, эВ
E E, 1эВ
E1 1(эВ)
Ne, Ar и Xe величина средней энергии E1 при E0 = 300 эВ составляет, соответственно, 5, 4 и 2 эВ для атомов бора из BN и 7, 5 и 4 эВ для атомов галлия из GaN.
Энергетический спектр. Расчет зависимости от m1 энергетических спектров атомов металлов, а также обеих
14
компонент, распыленных из нитридов
аa
BN, AlN и GaN, проводился для
12
начальных энергий ионов 300 и 1500
10
эВ. Спектры легкой компоненты, да8
ющей основной вклад в распыление,
6
различались для случаев облучения
мишеней медленными ионами малой
4
и большой массы. Так, при бомбарди2
ровке ионами N c E0 = 300 эВ спектр
0
был значительно шире и имел бóльший
12
бb
высокоэнергетический хвост, чем при
10
облучении ионами Xe. Это справедливо
8
как для GaN, так и для BN. При облучении ионами Xe наиболее вероятная
6
энергия атомов бора из BN и азота из
4
GaN составляет около 3 эВ. В противоположность этому, при более высокой
2
энергии облучающих ионов, например,
0
0
20
40
60
80
100
120
при E0 = 1500 эВ, спектры легких комmm11,(a.е.м.)
а.е.м.
понент нитридов качественно не разлиРис. 4. Средняя энергия атомов, распыленных из GaN
чаются при распылении легкими и тя(а) и BN (б) в зависимости от массы бомбардирующих ионов с начальной энергией E0, эВ: ■ — 200, желыми ионами, а наиболее вероятные их энергии возрастают до 5 эВ.
□ — 300, ● — 500, ○ — 1000, ▲ — 1500, ∆ — 2000
58
_
0, Å
x0x(Å)
xx_0, (Å)
Å
0
18
Глубина источника. Глубина разаa
16
ворота импульса ионов (средняя глуби14
на источника x0), приведшего к распы12
лению атома, в согласии с [22—24] рас10
тет с увеличением энергии бомбарди8
рующих ионов и с уменьшением их
6
массы, начиная с m1 = 20 а.е.м. (рис. 5,
4
а, б). Для бóльших масс атомов мише2
ни значение x0 практически не меняет0
ся при увеличении m1. Оно составляет
7
бb
4 Å для BN при E0 = 200 эВ. Эта величина лучше всего согласуется с данны6
ми [22]. При бóльших энергиях ионов
(E0 = 2 кэВ) и их массе выше 20 а.е.м.
5
глубина x0 равна 7 Å для GaN и 5,5 Å
для BN. Заметим, что при больших E0
4
вид кривых x0(m1) для BN отличается от
того, что наблюдалось для AlN и GaN,
3
0
20
40
60
80
100
120
особенно для легких ионов (рис. 5, б).
mm(a.е.м.)
1, а.е.м.
Действительно, для легких ионов Рис. 5. Зависимость от массы бомбардирующих
(m1  20 а.е.м.) с энергией E0 = 1,5—2 кэВ ионов средней глубины x0 разворота импульса
x0 не растет с уменьшением m1, как иона, приведшего к распылению атомов GaN (а) и
обычно, а падает. Это может быть объ- BN (б). Начальная энергия ионов E0, эВ: ■ — 200,
яснено тем, что легкие ионы с такой □ — 300, ● — 500, ○ — 1000, ▲ — 1500, ∆ — 2000
энергией проникают в BN слишком глубоко и уже не могут после отражения от
атома мишени привести к распылению поверхностного атома. Поэтому источник
распыления создается на меньшей глубине за счет смещенных атомов, вызванных
скользящими соударениями ионов, которые движутся в глубь мишени.
Представляло интерес исследовать, при каких значениях средней глубины источника x0 появляется максимум в зависимости коэффициента распыления от массы
облучающих ионов. Проведенный анализ показал, что максимум Y(m1) для исследованных образцов и энергий ионов наблюдается только в случае очень малых глубин источника. Он появляется лишь тогда, когда величина x0 составляет всего несколько ангстрем (обычно 3—6 Å и несколько больше для элементов с малой плотностью). Это соответствует чаще всего случаю распыления поверхностного атома
ионом, отраженным от второго слоя атомов мишени. Величина Ē1 при этом близка
к максимальной. Такой процесс осуществляется при определенном отношении
m2/m1, которое растет c увеличением массы m2 таким образом, что максимальное
значение Y для Е0 = 200 эВ наблюдается при m2/m1, равном 1, 2 и 4,5 для BN, Ni и
Ta соответственно.
Поколения распыленных частиц. Были проанализированы траектории атомов для металлов и нитридов и определены цепочки столкновений, ведущие к выходу распыленного атома. Исследовано, к какому поколению L принадлежит распыленный атом. Атомом первого поколения (L = 1) считается атом, распыленный
ионом. Это — первично смещенный атом или атом отдачи. Второму поколению
1
59
отн.ед.
Отн.
ед.
(L = 2) принадлежит атом, распыленный атомом отдачи, это — вторично смещенный атом, и т.д. Оказалось, что при бомбардировке большинства мишеней ионами с
энергией, не превышающей 500 эВ, основное количество распыленных атомов
принадлежит к второму поколению, т.е. распылено атомом отдачи. Для бóльших
энергий ионов, например, для Е0 = 2000 эВ выходят, главным образом, частицы
третьего поколения, т.е. частицы, распыленные вторичным атомом отдачи. Таким
частицам соответствует бóльшая глубина разворота импульса иона, дающего вклад
в распыление.
Несколько другое распределение распыленных частиц по поколениям получено
для легких мишеней. Например, для BN, бомбардируемого нормально падающими
ионами В, Ar и Хе (рис. 6) с энергией 200 эВ, основной вклад в распыление дают третичные атомы отдачи (L = 3). При бóльших E0 растет доля выходящих частиц
1.0
1,0
B
второго поколения. При наклонном паAr
0.8
0,8
дении медленных ионов в потоке расXe
пыленных частиц преобладают первич0.6
0,6
но выбитые атомы. Для других нитридов — AlN и GaN при бомбардировке
0.4
0,4
ионами азота с E0 = 200 эВ максимальаa
но число атомов, распыленных ионом
0.2
0,2
(L = 1), а при E0 > 1 кэВ превалируют
0.00
вторичные атомы отдачи (L = 2).
1.0
1,0
Заключение. Немонотонную завиB
симость распыления от массы медленAr
0.8
0,8
Xe
ных ионов можно объяснить, исходя из
концепции парных столкновений меж0.6
0,6
ду атомами мишени и налетающими
частицами. Процесс распыления проис0.4
0,4
ходит в том случае, если атому сооббb
0.2
0,2
щена достаточная энергия и если импульс этого атома направлен к поверх0.00
ности. Конкуренция этих двух факто0
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
номер поколения
поколения )
L L,
(номер
ров отвечает за поведение зависимоРис. 6. Распределение по номеру поколения L атостей Y(m1) при бомбардировке мишени
мов, распыленных из нитрида бора ионами: ■ —
медленными ионами. Легкие ионы глуLi, □ — Ne, ● — Ar, ○ — Ni, ▲ — Xe c начальной
энергией 500 (а) и 2000 эВ (б)
боко проникают в мишень, и передача
энергии поверхностным атомам мала. При увеличении m1 глубина проникновения
уменьшается, растет передача энергии ионом в направлении к поверхности и распыление возрастает. Когда разворот импульса иона происходит на глубине порядка нескольких ангстрем, происходит оптимальная передача энергии атомам поверхности и
кривая Y(m1) достигает максимума. Чем тяжелее мишень, тем больше должно быть
различие между массами m1 и m2 для осуществления этого процесса (для Е0 = 200 эВ
отношение m2/m1, при котором наблюдается Ymax, растет от 1 для нитрида бора до 4,9
для золота). При дальнейшем увеличении m1 глубина проникновения уменьшается,
разворот импульса становится затрудненным и распыление падает.
60
По мере возрастания энергии ионов Е0 распределение импульса смещенных частиц становится более изотропным, и энергия удара является уже достаточной для
образования каскада столкновений. Во множественных столкновениях соотношение между m2 и m1 теряет свою значимость, и важным параметром становится энергия, переданная на поверхность, которая возрастает с массой налетающей частицы.
Поэтому для больших энергий бомбардировки вместо максимума на кривых Y(m1)
происходит плавный рост выхода атомов с увеличением m1, что соответствует как
экспериментальным данным, так и результатам настоящего расчета.
Установленную немонотонную зависимость распыления от массы медленных
ионов необходимо учитывать при диагностике поверхности ионными пучками и
выборе материалов и условий облучения для деталей плазменных установок.
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ РАСПЫЛЕНИЯ НИТРИДА
БОРА И КОМПОЗИЦИОННЫХ КЕРАМИК НА ЕГО ОСНОВЕ
Нитрид бора, как упоминалось во введении, является важным конструкционным материалом благодаря ряду полезных физических и химических свойств, таких, как высокая диэлектрическая проницаемость, хорошая теплопроводность, тепловая и химическая стабильность [5]. Покрытия из нитрида бора обладают высокой
радиационной стойкостью и используются в ряде плазменных устройств, включая
плазменные ускорители. Однако вследствие большой хрупкости применение этого
материала ограничено. Поэтому чистый нитрид бора чаще всего заменяется порошковой керамикой на его основе с добавками соединений Al2O3 , SiO2 и Si3N4, которые связывают крупинки BN и уменьшают хрупкость материала.
В этой части работы рассматриваются результаты экспериментального исследования радиационной стойкости к облучению медленными ионами нитрида бора и
керамик на его основе с различным содержанием добавок из масс SiO2. Для выбора
оптимальных условий облучения и объяснения полученных данных используются
результаты расчета, приведенные в первом разделе настоящей статьи.
Методика эксперимента
Распыление керамик проводилось в специальной установке с криогенной ловушкой при давлении пара остаточных газов не выше 510–6 торр. В качестве источника ионов применялся ускоритель, позволяющий получать устойчивые потоки
квазинейтральной плазмы с плотностью ионного тока в зоне мишени до 30 мА/см2.
Использовались ионы с начальной энергией Е0 от 80 до 400 эВ при нормальном падении на мишень. Коэффициент распыления определялся весовым методом.
Результаты и обсуждение
Энергетическая зависимость распыления нитрида бора. Исследовался коэффициент распыления ионами аргона и ксенона образцов нитрида бора, полученного разными методами: пиролитическим и путем прессования гексагональной фазы. Энергия ионов менялась от 100 до 400 эВ. Результат показан на рис. 7. Видно,
61
Коэффициент распыления, ат./ион
Энергия, эВ
Рис. 7. Энергетическая зависимость коэффициента распыления ионами Ar, Kr и Xe нитрида бора и
керамики БГП на его основе (70%BN+30%SiO2)
что для обоих типов образцов и ионов коэффициент распыления возрастает с Е0
вначале медленно (до Е0 = 200 эВ), а затем быстрее и почти линейно.
Обращает на себя внимание тот факт, что распыление более тяжелыми ионами
ксенона оказывается меньше, чем ионами аргона, т.е. наблюдается тенденция, противоположная той, что обычно имеется для ионов с энергиями в области кэВ. Этот
результат объясняется специфической аномальной зависимостью от массы медленных ионов распыления легких мишеней, рассмотренной в первой части статьи.
Действительно, из рис. 2 следует, что коэффициент распыления BN ионами малой
энергии меняется с их массой немонотонно и для ионов Ar оказывается примерно в
два раза больше, чем для ионов Xe (при Е0 = 300 эВ), что как раз соответствует
данным рис. 7.
Распыление керамики на основе нитрида бора. Для ряда устройств рекомендована керамика марки БГП на основе BN с хорошими диэлектрическими и механическими свойствами. Ее состав: 70% BN+30% SiO2. Энергетическая зависимость распыления этой керамики изучалась при бомбардировке ионами Ar, Kr и
Xe. Как видно из рис. 8, линейная зависимость коэффициента распыления Y от
энергии ионов наблюдается во всем диапазоне изменения Е0. Распыление керамики
БГП ионами Kr и Xe практически одинаково и меньше, чем ионами Ar, как и для
случая чистого нитрида бора. Однако отношение коэффициентов распыления керамики ионами Ar и Xe с энергией Е0 = 300 эВ равно 1,5, т.е меньше, чем для случая
распыления BN. Этот результат согласуется с данными расчета, представленными
62
Y, ат./ион
E0, эВ
Рис. 8. Изменение с энергией ионов коэффициента распыления ионами ксенона керамики на основе
BN с различным содержанием добавки SiO2
на рис. 3, из которых следует, что при увеличении средней массы m2 атомов соединения (как в случае керамики БГП по сравнению с чистым BN) максимум в зависимости Y(m1) сдвигается в сторону бóльших m2. Поэтому разница в распылении легкими и тяжелыми ионами для керамики БГП должна быть меньше, чем для более
легкого BN.
Хотя коэффициент распыления керамики БГП выше, чем для нитрида бора, его
абсолютные значения невелики, особенно при бомбардировке ионами ксенона, и
составляют 0,12 и 0,17 ат./ион для Е0 = 200 и 300 эВ соответственно. Поэтому керамика БГП могла бы быть рекомендована как радиационно стойкий материал при
облучении медленными ионами ксенона. Однако радиационную стойкость керамики возможно улучшить, увеличив содержание в ней нитрида бора.
На рис. 8 приведены результаты по энергетической зависимости коэффициента
распыления керамик из нитрида бора с содержанием SiO2 30 (как у БГП), 20 и 10%.
Видно, что уменьшение содержания примеси всего на 10% по сравнению с тем, что
было у керамики БГП, значительно увеличивает радиационную стойкость материала, которая приближается к чистому нитриду бора. Поэтому предпочтительно использовать именно этот материал для конструкций, т.е. керамику состава
80% BN+20% SiO2.
ВЫВОДЫ
Зависимость коэффициента распыления Y металлов и нитридов B, Al и Ga от
массы m1 медленных бомбардирующих ионов имеет немонотонный характер: с
максимумом для малых m1, положение которого зависит от отношения масс m2/m1
(где m2 — средняя масса атомов мишени). Для Е0 = 200 эВ отношение m2/m1, при
котором наблюдается Ymax, растет от 1 для нитрида бора до 4,9 для золота. При увеличении E0 максимум Y(m1) сдвигается в сторону бóльших масс, а затем пропадает
для легких мишеней при E0 > 1,5 кэВ, а для тяжелых мишеней при меньшей энергии ионов.
Средние энергии Ē1 частиц, распыленных медленными ионами, имеют немонотонную зависимость от m1 с максимумом при тех же значениях m1, что и Y(m1). Ис63
ключение составляют легкие мишени, например, BN, для которых E1 максимальна
при самых малых m1.
Энергетические спектры легкой компоненты нитридов, дающей основной
вклад в распыление, качественно различаются при распылении медленными ионами большой и малой массы. В последнем случае спектр имеет значительный высокоэнергетический хвост и более широкий максимум распределения, что указывает
на более благоприятные условия для выхода быстрых частиц.
Средняя глубина источника x0 распыляемых атомов растет с уменьшением m1 и
увеличением E0. Для всех мишеней и малых энергий ионов x0 убывает особенно
сильно с ростом массы легких ионов, вплоть до m1  30 а.е.м. Далее наступает
практическое насыщение кривых x0(m1). Оно происходит при x0 ~ 4 Å (E0 = 200 эВ)
для AlN и GaN. В случае BN при E0 = 200 эВ наблюдается некоторое возрастание x0
с увеличением массы иона для больших m1 и уменьшение x0 при высоких энергиях.
Распределения коэффициента распыления по поколениям L выбитых атомов
различаются для легких и тяжелых мишеней. Так, для BN большая часть распыленных частиц принадлежит к третьему поколению при облучении ионами малых
энергий (хотя при увеличении Е0 растет доля частиц второго поколения). В случае
же AlN и GaN распыленные атомы вылетают в результате удара иона (при L = 1)
или удара первичного атома отдачи (L = 2).
Для нитридов — бинарных соединений, в состав которых входит легкая компонента, насыщение кривых Y(m1) с ростом m1 наступает при бóльших Е0, чем для
одноэлементной мишени, масса атомов которой равна средней массе атомов обеих
компонент соединения.
Экспериментальная энергетическая зависимость распыления нитрида бора и
керамик на его основе близка к линейной для облучающих ионов Ar, Kr и Xe в диапазоне E0 от 100 до 400 эВ.
Радиационная стойкость нитрида бора и керамики из BN с добавками SiO2 выше в случае облучения ионами Xe, чем ионами Ar, что согласуется с данными расчета по немонотонной зависимости коэффициента распыления от массы ионов.
Керамика составом 80% BN+20% SiO2 обладает малым коэффициентом распыления, близким к значению для чистого BN. Эту керамику целесообразно использовать в качестве конструкционного материала повышенной радиационной стойкости.
Авторы благодарят за финансовую поддержку настоящей работы РФФИ (грант
02-02-17918), Минпромнауки РФ (грант 40.006.1.1.1135), Минобразования РФ
(грант 205.07.01.003), Royal Society, UK (грант 15294) и INTAS (грант 5607, 2003).
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Rosenbеrg D., Wehner G.K. — J. Appl. Phys., 1961, vol. 32, p. 365.
2. Bay H.L. B., Bohdansky J., Hechtеl E. — Rad. Eff., 1979, vol. 41, p. 77.
3. Hechtl B., Bohdansky J., Roth J. — Proc. of Simp. on Sputtering. Perechtoldsdorf, Austria. Ed. by
P. Varga, G. Betz, F.P. Viehböck. 1980, p. 834.
4. Fetz H., Oechsner H. — Proc. оf the 6th ICPIG. Paris, France, 1963, p. 39.
5. Голубев А.С., Курдюмов А.В., Пилянкевич А.Н. Нитрид бора: структура, свойства и производство. — Киев: Наукова Думка, 1987.
64
6. Sekine T., Sato T. — J. Appl. Phys., 1993, vol. 74, p. 2440.
7. Promokhov A.A., Eltekov V.A., Yurasova V.E., Colligon J.S., Mosunov A.S. — Nucl. Instr. and
Meth., 1996, vol. B 115, p. 544.
8. Elovikov S.S., Zykova E.Yu., Promokhov A.A., Yurasova V.E. — Proc. of the SPIE. 3687. 1999, p. 268.
9. Еловиков С.С., Зыкова Е.Ю., Мосунов А.С., Семенов А.А., Шкарбан И.И., Юрасова В.Е. —
Известия РАН. Сер. физ., 2002, вып. 66, с. 558.
10. Robinson M.T., Torrens I.M. — Phys. Rev., 1974, vol. B. 9, p. 5008.
11. Harrison D.E. Jr., Crit J. — Rev. Sol. St. Mater. Sci., 1988, vol. 14, p. 1.
12. Eckstein W. Computer Simulation of Ion-Solid Interactions. — Springer Series on Mater. Sci., 1991, vol. 10.
13. Mosunov А.S., Shelyakin L.B., Yurasova V.E., Čirič D., Perovič B., Tersič I. — Rad. Eff., 1980,
vol. 52, p. 85.
14. Фирсов О.Б. — ЖЭТФ, 1957, вып. 36, с. 696.
15. Самарский А.А., Гулин А.В. Численные методы. — М.: Наука, 1989.
16. Andersen H.H., Sigmund P. — Nucl. Instrum. Methods, 1965, vol. 38, p. 298.
17. Harrison W.A. Electronic Structure and the Properties of Solids — the Physics of Chemical Bond. —
San Francisco: W.H. Freemanand, 1980.
18. Kelly R. — Nucl. Instr. and Meth., 1987, vol. B18, p. 388.
19. Еловиков С.С., Гвоздовер Р.С., Зыкова E.Ю., Мосунов А.С., Юрасова В.Е. — Поверхность.
Сер. Рентг., синхротр., нейтр. исслед., 2002, № 12, с. 34.
20. Promokhov A.A., Mosunov A.S., Elovikov S.S., Yurasova V.E. — Vacuum, 2000, vol. 56, p. 247.
21. Kopitzki K., Stier H.E. — Phys. Lett., 1963, vol. 4, p. 232.
22. Sigmund P. — Phys. Rev., 1969, vol. 184, p. 383.
23. Shulga V.I., Eckstein W. — Nucl. Instr. and Meth., 1998, vol. B 145, p. 492.
24. Vicanek M., Jimenes-Rodriguez J.J., Sigmund P. — Nucl. Instr. аnd Meth., 1989, vol. 36, p. 124.
Статья поступила в редакцию 20 апреля 2004 г.
Вопросы атомной науки и техники.
Сер. Термоядерный синтез, 2004, вып. 2, с. 54—65.
65