Курнаев Введение в пучковую електронику 2008

материала может ослабевать во много раз. Эмиссия мелких зерен графита размером от 0,01 до 40 мкм под действием интенсивных тепловых потоков плазмы возможна из-за возникновения упругих термонапряжений в силу анизотропии упругих и тепловых свойств последнего, если напряжение между зернами превосходит предел прочности. Энергия упругой деформации, запасенная в зерне, переходит в его кинетическую энергию, придавая субмикронным частицам скорость ~ 104 см/с. Для частиц же больших размеров эта скорость в несколько раз меньше.

Рис. 2.83. Частицы пыли, осевшие в базальтовом фильтре после облучения графита мощным потоком частиц

К нетрадиционным механизмам эрозии относятся распыление электронами и неупругое (потенциальное) распыление, в том числе многозарядными ионами, макроскопическая деструкция материалов при облучении пучками газовых ионов за счет трансформации поверхности в виде блистеринга и флекинга.

В экспериментах с моноэнергетическими пучками ионов гелия на поверхности металлических мишеней после некоторых доз облучения были замечены вздутия или блистеры (рис. 2.84).

Появление их связано с тем, что при определенной концентрации внедрившихся частиц в зоне торможения под поверхностью образуются газовые пузыри. Превышение в них давления над пределом прочности оболочки твердого тела, ограничивающей такой газовый пузырь со стороны вакуума, приводит к разрыву оболочки с освобождением внедрившегося газа. Тонкостенная (порядка глубины пробега ионов) оболочка в отличие от массивного элемента

281

резко меняет теплопроводность материала на его поверхности. Под действием приносимой пучком мощности может происходить перегрев этой оболочки и испарение. Для хрупких веществ разрушение материала за счет накопления в нем газа происходит виде флекинга, когда в отличие от пластичных материалов с поверхности слетает вся «крышка» сдерживавшего давление материала.

Рис. 2.84. Поверхность нержавеющей стали после облучения ионами Не+ с энергией 20 кэВ и дозой 1017см –2 (справа) и 1018см -2 (слева)

Следует также иметь в виду, что при нагреве поверхность насыщенных газом электродов также может трансформироваться с образованием подповерхностных газовых пузырей.

Из-за малой массы электрон может передать атому мишени лишь малую часть своей энергии (см. формулу (2.11)), поэтому эмиссия атомов возможна за счет других механизмов передачи энергии, например при образовании и распаде в кристаллическом твердом теле экситонов (пары связанных электрона и дырки). Вероятность такого процесса довольно велика для щелочно-галоид- ных кристаллов, энергетический порог распыления соответствует ширине запрещенной зоны, а максимум наблюдается при наибольшем значении сечения ионизации (~ 300 эВ).

Потенциальное распыление, например, адсорбированных атомов медленными ионами связано с тем, что поле подлетающего

282

иона возбуждает электрон адсорбированного атома из основного состояния на отталкивательный терм, т.е. электрон за счет притяжения к налетающему иону переходит из положения между адсорбированным атомом и поверхностью в положение над адсорбированным атомом.

Многозарядные ионы широко используются как для исследования физики взаимодействия атомных частиц с поверхностью, так и

втехнологических целях. При ускорении электрическим полем такому иону сообщается кинетическая энергия, пропорциональная его заряду. Одновременно такие ионы обладают большой потенциальной энергией, которая при взаимодействии передается конденсированному веществу. В зависимости от скорости и заряда такого иона при его подлете к поверхности внешние электронные оболочки быстро заполняются, образуя так называемый “полый атом/ион”. Последующая релаксация электронов в основные состояния по оже-механизму приводит к эмиссии энергетичных электронов и возбуждению электронной подсистемы твердого тела с последующим образованием дефектов и эмиссией атомов. Кроме того, попадание в мишень иона с большим зарядом приводит к резкому увеличению удельных потерь энергии, что может проявляться

всущественном возрастании (на 3 порядка в пересчете на один падающий атом) коэффициента распыления, и к увеличению доли кластерных частиц.

Следует также иметь в виду, что после бомбардировки ионными пучками происходит трансформация рельефа поверхности, по границам зерен распыление более интенсивно, поэтому происходит неоднородное травление. Более того, в некоторых случаях рельеф поверхности приобретает совершенно экзотический вид с образованием на нем конусов или пирамид (рис. 2.85). При наклоном попадании пучка на поверхность материала при больших дозах обучения может образоваться крайне неоднородный рельеф в виде ориентированной вдоль пучка «щетины».

Такого ряда рельеф резко изменяет эмиссионные свойства поверхности, снижает электрическую прочность элементов ионной оптики за счет возникновения полевой эмиссии электронов с острий.

283

а б

Рис. 2.85. Трансформаия рельефа поверхности при облучении пучком ионов: а – формирование конусов на поверхности грани (852) серебра при наклонной бомбардировке ионами Ar+ c энергией 10 кэВ; б – то же при облучении поверхности (1131) никелевой мишени ионами Ar+ c энергией 25 кэВ

2.7.4. Радиационно-стимулированная десорбция

Радиационно-стимулированная десорбция происходит под действием различных компонентов волнового и корпускулярного излучения плазмы. Количество десорбированных атомов или молекул в расчете на падающую частицу (или квант) называется

коэффициентом радиационно-стимулированной десорбции γ

(табл. 2.4).

		Таблица 2.4
Коэффициенты γ для различных частиц и квантов
Вид излучения	Значение коэффици-	Значение γ для десорбции
	ента γ для десорбции	примесей с поверхности
	молекул водорода	нержавеющей стали
Ионы водорода,	γi ~ 1	2
быстрые нейтраль-
ные атомы
Электроны	γe = 5 10–3-10–4	5 10 –4
Электромагнитное	γhv = 3 10–5 – 10–8	4 10 –4
излучение

Приведенные в среднем столбце табл. 2.4 значения весьма приблизительны и могут колебаться в широких пределах не только в

284

зависимости от энергии частиц и угла падения на поверхность, но также и от ее состояния и степени покрытия адсорбированными молекулами и атомами.

Поток десорбируемого газа Qi при известном значении γ и потоке частиц на стенку Гi в вакуумных единицах равен Qi = γ (kT) Гi . При определении десорбции газа под действием электромагнитного излучения поток на стенку удобно представлять как отношение полной мощности потерь на излучение Pr к средней энергии кванта

<hν>:

Qhν = γhν (kT)Pr/<hν>.

Аналогично, поток газа, десорбированного под действием электронов, равен отношению потерь с электронами Pe к средней энергии электрона <Ee> :

Qe = γe (kT)Pe/<Еe>.

Как следует из табл. 2.4, основным десорбирующим фактором являются наиболее тяжелые частицы – ионы и быстрые нейтралы. Поток десорбции при этом формируется:

1)из атомов, выбитых непосредственным ударом налетающей частицы;

2)атомами, отраженными от более глубоких слоев вещества;

3)распыленными атомами твердого тела, вылетающими из твердого тела в вакуум.

Сечение десорбции равно сумме сечений всех трех перечислен-

ных выше процессов σ1 ÷ σ3, соответственно, σΣ = σ1 + σ2 + σ3. Зависимость σΣ от параметров облучения определяется зависимостью σ1÷σ3 от массы и энергии налетающей частицы (рис. 2.86).

Составляющие ионно-стимулированной десорбции σ1 и σ2 с ростом энергии падают, так как при этом уменьшается сечение упругого взаимодействия, а σ3 , согласно описанным выше закономерностями распыления, имеет вид кривой с максимумом, который с ростом массы налетающей частицы растет по абсолютной величине и смещается в область все более высоких энергий. В итоге, зависимость суммарного сечения десорбции от энергии будет отличаться для падающих частиц различной массы из-за разного относительного вклада приведенных выше составляющих. Легкие ионы лучше отражаются, но хуже распыляют, чем тяжелые, а бо-

285

лее тяжелые ионы лучше десорбируют, так как для них выше коэффициент распыления. С ростом массы адсорбата и массы атомов подложки (адсорбента) сечение десорбции также увеличивается

(рис. 2.87).

Рис. 2.86. Зависимость от энергии различных составляющих ионностимулированной десорбции: σ1 − выбивание прямым ударом; σ2 − отраженным потоком; σ3 − распыленными атомами

Рис. 2.87. Коэффициент ион- но-стимулированной десорбции различных молекул ионами аргона в зависимости от их энергии

Энергия связи адсорбата на поверхности подложки U сильно влияет на сечение десорбции: σ ~ U−1. Так, для слабосвязанных слоев (например, конденсированных на криопанелях газов) коэффициент ионно-стимулированной десорбции может составить 102 для примесей (Ar, N2, СО) и 104 для водорода. Увеличение угла падения частиц приводит к возрастанию сечения десорбции, и при углах падения около 60° – 70° наблюдается максимальная десорбция, в несколько раз превышающая величину десорбции при падении частиц по нормали к поверхности. Угловые распределения десорбированных частиц практически не изучены.

Что касается закономерностей десорбции, стимулированной электронами и фотонами, то они во многом определяются релаксацией возбуждения электронных систем адсорбированных на поверхности частиц (вызванного падающими из плазмы частицами и квантами). Сечения таких процессов в отличие от десорбции, свя-

286

занной с передачей адсорбированным атомам кинетической энергии падающих частиц (см. рис. 2.86), имеют намного меньшие сечения (порядка 10–18–10–25 см2). Десорбция в данном случае происходит за счет передачи потенциальной энергии отталкивающихся частиц, если в результате возбуждения система адсорбированный атом – твердое тело переходит в антисвязанное состояние.

Вероятность такой десорбции Wd зависит от скорости электронных переходов R (x) ≈ A exp (– ax) между частицей и поверхностью и определяется изменением заселенности антисвязанных состояний N (x) cо временем:

dN(x)/dt = − N(x)R(x),

			−∫	R(x)dx
	откуда	Wd = exp			.
				v(x)

В предположении, что в начальный момент (при x = x0) десорбируемая частица покоилась, для вероятности десорбции справедливо выражение:

Wd ≈ exp{−MA a1/2[exp(−ax0)]Fr1/2 cosθ},

(2.21)

где М – масса частицы; Fr = −dU/dr − сила, создаваемая потенциалом отталкивания; θ − угол между вектором скорости десорбирующейся частицы и нормалью к поверхности.

Приведенное выражение качественно описывает наблюдаемые экспериментально закономерности данного вида десорбции, а именно: преимущественное направление десорбции по нормали к поверхности; сильный изотопический эффект (большая вероятность десорбции более легких изотопов); малую вероятность вызванной электронными переходами десорбции атомов с металлических поверхностей (в силу большого значения величины А для металлов).

При электронном возбуждении данного вида десорбции характерно наличие порога при начальной энергии электронов 5÷40 эВ, потом скорость десорбции достигает максимума при энергии ~ 100 эВ, а затем с ростом энергии электронов спадает.

Энергетическое распределение десорбированных частиц, обладая максимальным значением в области единиц электрон-вольт, имеет быстро спадающий "хвост", который тянется вплоть до энергий, определяемых кинематикой парного соударения (первично

287

выбитые атомы). При десорбции, вызванной электронными переходами, энергетические распределения весьма узкие с наиболее вероятной энергией меньше 1 эВ. Ширина и положение максимума спектра зависят от энергии связи частиц с поверхностью твердого тела, для хемосорбированных частиц энергия десорбированных частиц больше, чем для случая физической сорбции (рис. 2.88).

Рис. 2.88. Энергетическое распределение нейтральных частиц, десорбированных с грани (001) рутения электронами с энергией 250 эВ

2.7.5. Зарядовые фракции отраженных или распыленных частиц

Электрически заряженный компонент отраженного потока частиц и распыленных падающими частицами ионизованных атомов твердого тела определяется сортом и энергией первичных частиц и электронным строением поверхности. При этом ввиду большого сечения электронного обмена между налетающей частицей и конденсированной средой первоначальный заряд падающей частицы (за исключением многозарядных ионов) оказывается несущественным.

288

Выход отраженных или вторичных (в случае распыления) ионов Рi есть отношение полного числа ионов к суммарному по зарядам числу вылетевших из мишени частиц.

Зарядовые фракции отраженных частиц ηi сильно зависят от энергии, с которой они покидают поверхность твердого тела. С увеличением энергии доля положительно заряженных ионов возрастает, а для отрицательно заряженных ионов наблюдается максимум при некоторой энергии (рис. 2.89).

Рис. 2.89. Положительные (а) и отрицательные (б) зарядовые фракции отраженных частиц как функция их энергии при касательном падении протонов на мишени из различных материалов (α = 5°, δ = 20°)

В некоторых задачах пучковой электроники возникает необходимость зарядового преобразования пучка. С этой целью используют газовые мишени или сверхтонкие фольги, при прохождении которых частицы теряют мало энергии, но меняют свой заряд в процессах захвата и потери энергии. Так, динамика изменения положительно заряженной фракции η+ (т.е. отношения числа положительно заряженных частиц к суммарному по зарядам числу частиц) двухкомпонентного пучка, состоящего, например, из положительных ионов и нейтральных атомов (что соответствует η+ + η0 = 1) вдоль направления распространения z в мишени, описывается очевидным уравнением:

	dη+	= η0σп −η+σп = σп −(1− η+ )σз ,	(2.22)
	dz
		289

где σп – сечение потери электрона нейтральным атомом; σз – се-

чение захвата электрона положительным ионом. Решение этого уравнения дает следующую зависимость положительной фракции пучка от пройденного в мишени пути z:

	σп
η+ =			1	+
	σп +
		σз

exp −

	z
(σп +σз)	∫		(2.23)
		ndz .
	0

На бесконечности зарядовая фракция оказывается лишь функцией соотношения зависящих от энергии сечений σп и σз , таким обра-

зом, при достаточно «толстой» (( σп + σз ) nl >>1) мишени зарядо-

вый состав пучка будет определяться только энергией частиц, что соответствует равновесному зарядовому составу.

Равновесное распределение по зарядам для ионов водорода в диапазоне энергий от 1 кэВ до 1 МэВ при перезарядке на газовых и твердотельных мишенях показано на рис. 2.90. Видно, что в пучке помимо положительных ионов и нейтральных частиц также присутствует и отрицательная фракция, которая при высоких энергиях становится пренебрежимо малой. При энергии выше примерно 100 – 200 кэВ основную долю (более 90 %) прошедшего пучка составляют положительные ионы, а при энергии выше ~ 400 кэВ нейтральной фракцией можно пренебречь. Следует иметь в виду, что процессы зарядового обмена на поверхностях ускорительных систем, которые, как правило, находятся в равновесии со средой остаточного газа, процессы равновесной зарядовой фракции имеют те же значения, как и для фольг, покрытых адсорбированным газом. Поэтому, зная параметры отражения частиц – угловое и энергетическое распределения (или вычислив их с помощью доступных компьютерных кодов), по приведенным на рис. 2.89 – 2.91 кривым можно определись, какое количество частиц пучка отразится в виде нейтральных атомов, какая доля останется в ионизованном состоянии (либо дополнительно захватит электрон и превратится в ион H–). Для гелия возможно отражение в виде двухзарядных ионов H++, доля которых быстро растет с энергией и в МэВ-ном диапазоне может составлять доминирующую часть отраженного потока.

290