Моделирование распыления монокристаллов различной структуры медленными ионами тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.01 ВАК РФ

МОСКОВСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ им. М.В.Ломоновова

Г Б

1 5 ДЕК 1936

УДК 537.534 На правах рукописи

ПРОМОХОВ Алексей Александрович

МОДЕЛИРОВАНИЕ РАСПЫЛЕНИЯ МОНОКРИСТАЛЛОВ РАЗЛИЧНОЙ СТРУКТУРЫ МЕДЛЕННЫМИ ИОНАМИ

Специальность 01.04.04. - физическая электроника

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени канидата физико-математических наук

Москва 1996

Работа выполнена на физическом факультете МГУ им. М.В.Ломоносова

Научные руководители: доктор физико-математических наук Юрасова Вера Евгеньевна кандидат физико-математических наук Мосунов Александр Сергеевич

Официальные оппоненты:

1. Доктор физико-математических наук Плетнев Владимир Викторович (МИФИ)

2. Кандидат физико-математических наук Бачурин Владимир Иванович (Институт Микроэлектроники Российской Академии Наук, Ярославль)

Ведущая организация: Московский Авиационный Институт (Москва)

Защита диссертации состоится "5 " (^РШЗрЛ 1996 г. в /Г часов на заседании Специализированного совета К053.05.22 в Московском Государствешюм Университете им. М.В.Ломоносова. Адрес: Москва, Ленинские горы, физический факультет МГУ, ауд.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке физического факультета МГУ.

Автореферат разослан " Ц " ЯОЛ0р(Х 1996 г.

Ученый секретарь Специализированного совета

Кандидат физико-математических наук Ч. Д -----Кубарев В.А.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Настоящая работа посвящена исследованию методом численного моделирования процессов распыления монокристаллов меди и различных модификаций монокристаллического нитрида бора (гексагональная, ромбоэдрическая, кубическая).

АКТУАЛЬНОСТЬ ТЕМЫ Расныление поверхностей твердых тел ионным пучком широко применяется для модификации и анализа поверхности и для нанесения тонких пленок. Изучение этого явления необходимо также для решения проблемы разрушения конструкционных материалов плазменных приборов. И в том и в другом случае исследование распыления призвано помочь оптимизировать параметры научных и производственных установок и устройств.

С другой стороны, процессы, происходящие при облучении твердого тела ионами (распыление, ионное внедрение и образование дефектов) являются интересным для фундаментальной физики примером одновременного взаимодействия многих атомных частиц между собой при энергиях от долей эВ до десятков эВ. Сопоставление экспериментальных данных по распылению и результатов расчета распыления на основе различных физических моделей взаимодействия атомных частиц дает возможность проверки и дальнейшего развития этих моделей.

Ранние компьютерные исследования ограничивались, в основном, изучением процесса распыления шготноунакованных структур с помощью модели парных соударений. С развитием вычислительной техники стало возможным применение наиболее строгого метода расчета - метода молекулярной динамики - и основанных на нем приближенных методов. Разработка, обоснование и тестирование этих методов представляет собой интересную и важную задачу, находящуюся на стыке вычислительной математики и физики.

Особый интерес как для теории, так и для техиолопш получения тонких пленок представляет исследование распыления материалов медленными ионами. В настоящей работе такое исследование проведено для одно- и двухкомплектных монокристаллов. Наибольшее внимание уделено нитриду бора, который образует модификации с гексагональной, ромбоэдрической, и алмазной решетками. Нитрид бора - это перспективный высокотемпературный изолирующий материал, например, для плазменных установок.

В связи с этим интересно провести численный расчет процессов взаимодействия ионных пучков с мишенями из различных кристаллографических модификаций нитрида бора и получить количественные данные для

коэффициенте!! распыления и для углового и энергетического распределений распыленных частиц как для нормального, так и для наклонного падения ионного пучка на распыляемую грань.

ЦЕЛЬ РАБОТЫ

1. Разработать и реализовать приближенный метод компьютерного расчета распыления, основанный на методе молекулярной динамики и позволяющий существенно сократить время счета.

2. Подобрать модель учета взаимодействия атомов при распылении монокристалла меди, обеспечивающую согласие с экспериментальными данными по энергетическим и пространственным распределениям распыленных атомов и по коэффициентам распыления.

3. Исследовать влияние величины поверхностного потенциального барьера на направления выхода распыленных атомов.

4. На основе вы бранной модели получить энергетические распределения атомов в приповерхностных слоях монокристалла меди при ионной бомбардировке.

5. Применить полученные энергетические распределения атомов в монокристалла меди при ионной бомбардировке для объяснения влияния вспомогательного ионного пучка на структуру растущей пленки в методе лонно-стимулировагаюго осаждения.

6. Рассчитать коэффициенты распыления, а также пространственные и энергетические распределения распыленных атомов для монокристаллов нитрида бора различной структуры, в том числе для кубической модификации, при различных углах падения ионов.

НАУЧНАЯ НОВИЗНА В работе впервые получены следующие результаты:

- Предложено и реализовано приближение к методу молекулярной динамики, позволяющее существенно сократить время счета и не использующее расщепление каскада столкновений на отдельные ветви.

- Подобрана модель учета взаимодействия атомов при распылении монокристалла меди, обеспечивающая согласие с экспериментальными данными по энергетическим и пространственным распределениям распыленных атомов и по коэффициентам распыления.

- Получены энергетические распределения атомов в приповерхностных слоях монокристалла меди при облучении ионами аргона низких энергий.

Обнаружен узкий пик в распределениях при энергии, равной примерно половине энергии ионного пучка.

Рассчитаны энергетические и пространственные распределения распыленных атомов и коэффициенты распыления при бомбардировке ионами аргона кэВнмх энергий монокристаллов нитрида бора различной структуры (кубического, гексагонального, и ромбоэдрического), включая наклонное падение. Установлено, что при некоторых азимутальных углах в пространственных распределениях растленных атомов при бомбардировке наклонным ионным пучком грани (0001) гексагонального нитрида бора возникает значительная аномалия (радиальная полоса при больших полярных углах), образованная атомами отдачи второго поколения.

- Обнаружено отличие механизмов распыления кубического нитрида бора от распыления других модификаций (гексагональной и ромбоэдрической). Показано существование каналирования выбитых атомов между слоями (0001) в гексагональном и ромбоэдрическом нитриде бора.

НАУЧНАЯ И ПРАКТИЧЕСКАЯ ЦЕННОСТЬ

Предложен физически обоснованный и эффективный приближенный метод расчета распыления. Написана реализующая этот метод программа па языке FORTRAN.

Исследовано влияние плоского поверхностного барьера на направления выхода распыленных атомов из грани (001) монокристалла меди. Установлен механизм формирования пространственных распределений.

Предложен способ оценки эффективности воздействия ионного пучка на структуру пленок, выращиваемых методом ¡юпно-стпму.тированного осаждения, на основе моделирования движения атомов пленки. Объяснено экспериментально наблюдаемое существование оптимальной энергии ионов вспомогательного пучка. Полученные результаты могут быть использованы для выбора оптимальных параметров ионного пучка при выращивании тонких пленок методом ионно-стимулироваиного осаждения.

Рассчитаны интегральные и дифференциальные характеристики распыления диэлектрика с уникальными свойствами - монокристаллического нитрида бора трех модификаций, при различных углах падения ионов.

При наклонном падении разница в коэффициентах распыления для различных модификации слабее, чем при нормальном падении; гексагональный нитрид бора оказывается наиболее радиационно стойкой модификацией лишь в диапазоне энергий 1-3 кэВ, а при более высоких энергиях радиационная стойкость

ромбоэдрическоо нитрида бора выше. Этот результат следует учитывать при выборе материалов для использования в плазменных установках.

Предсказаны особенности картин распыления гексагонального, ромбоэдрического, и кубического нитрида : бора, включая случай наклонного падения. Обнаружена особенность (асимметричная радиальная полоса при больших полярных углах) при распылении гексагонального нитрида бора, возникающая при некоторых направлениях пучка первичных ионов. Этот результат важно учитывать при выращивании тонких пленок методом распыления. Установлено, что эта аномалия в пространственных распределениях образован атомами отдачи второго поколения.

Проанализированы механизмы формирования пространственных распределений. Показано, что для граней (0001) гексагонального и ромбоэдрического нитрида бора определяющим является поверхностный механизм, в отличие от случая распыления грани (111) кубического BN, где расположение атомов во втором слое оказывает влияние на пространственные распределения.

ЗАЩИЩАЕМЫЕ ПОЛОЖЕНИЯ

1. Физически обоснованное и эффективное приближение к методу молекулярной динамики может быть построено на основе отслеживания траекторий только быстрых атомов без расщепления каскада на отдельные ветви, так что весь процесс развития каскада столкновений рассчитывается в едином масштабе времени;

2. Количество атомов отдачи в верхнем слое (в расчете на один ион), получающих энергию выше заданного порога, рассчитанное путем моделирования, можно использовать для оценки эффективности вспомогательного ионного пучка при выращивания пленок методом ионно-стимулнрованного осаждения;

3. Влияние плоского поверхностного барьера на выход атомов из грани (100) монокристалла меди при распылении ионами аргона кэВных энергий заключается в основном в исключении медленных атомов, выходящих вблизи нормали к поверхности, а не в отклонении атомов от центра к краям распределения, как было принято считать.

4. Вид пространственных распределений при распылении грани (100) монокристалла меди медленными (единицы кэВ) ионами аргона при нормальном падении определяется поверхностным механизмом, то есть отклонением выходящих атомов верхнего слоя на их соседях в верхнем слое.

5. При наклонном падении коэффициент растления графитоиодобных модификаций монокристаллов нитрида бора многократно возрастает по сравнению

со случаем нормального падения; максимумы в энергетической зависимости коэффициента распыления сдвигаются в сторону более высоких энергий.

6. Вид пространственных распределений при распылении граней (0001) гексагонального и ромбоэдрического нитрида бора медленными (единицы кэВ) ионами аргона при нормальном и наклонном падении определяется поверхностным механизмом; напротив, в случае грани (111) кубического нитрида бора расположение атомов во втором слое существенно влияет на направления выхода распыленных атомов.

АПРОБАЦИЯ РЕЗУЛЬТАТОВ РАБОТЫ. Основные результаты работы докладывались и обсуждались на XII конференции по взаимодействию ионов с поверхностью (Звенигород, Россия, 1995) и на XVI Международной конференции по атомным столкновениям с твердым телом (Линц, Австрия, 1995), и на 6-й Европейской конференции по методам и применениям анализа поверхностей и границ раздела (6th European Conference on Applications of Surface and Interface Analysis, Montreux, Switzerland). Эти результаты опубликованы в работах [1-13]-

СТРУКТУРА И ОБЪЕМ ДИССЕРТАЦИИ. Диссертация состоит из введения, четырех глав, и заключения. Работа содержит 148 страниц машинописного текста и 69 рисунков. Список литературы насчитывает 218 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ.

Во введении обосновывается актуальность темы, формулируется цель исследований, новизна и лрактическая значимость работ, приводятся основные положения, выносимые на защиту, излагается структура диссертации.

Первая глава содержит подробный обзор литературы, относящейся к теме работы. В первом параграфе излагается краткая история исследований. Второй параграф рассматривает аналитические приближенные расчетные модели, позволяющие вычислять отдельные характеристики распыления монокристаллов. В третьем параграфе описаны методы расчета распыления на ЭВМ и некоторые из полученных с их помощью результатов. Рассмотрены физические модели распыления, в частности используемые в настоящее время потенциалы взаимодействия. Проведен сравнительный анализ известных расчетных моделей. Показано, что все известные методы приближенного решения задачи распыления основаны на рассмотрении движения не всех атомов, которые могут принять участие в каскаде столкновений распылении, а некоторого их подмножества, и что

эти методы можно классифицировать на основе принципов, используемых ими для выделения этого подмножества.

Во второй главе приведено описание физической и расчетной модели, использованной в диссертации. Изложены современные физические представления о распылении, лежащие в основе физической модели; описана использованная в настоящей работе расчетная и физическая модель.

Показано, что лежащее в основе расчетной модели приближение имеет физическое обоснование. Чем медленнее движется атом и чем слабее взаимодействует он с соседними атомами, то есть чем меньше его кинетическая и потенциальная энергия, тем слабее для него вероятность выйти из мишени самому или вызвать распыление другого атома.

Если проследить за развитием моделируемого каскада, то видно, что в каждый момент времени лишь немногие частицы в нем имеют настолько большую энергию (кинетическую и/или потенциальную), что они имеют шаис покинуть распыляемое твердое тело либо выбить другие атомы. Большинство частиц движется медленно или вовсе не движется, особенно в начале развития каскада. Между тем, на каждую медленную частицу программа затрачивает столько же времени, сколько и на частицу, действительно заслуживающую рассмотрения.

Программа DA1 делит частицы на "активные" и "неактивные". Первоначально активна только одна частица - падающий ион. Приближаясь к атомам кристалла, ион активизирует их. Они, в свою очередь, активизируют другие атомы. Программа написана таким образом, что для неактивной частицы никаких действий не выполняется (кроме проверки, не пора ли се активизировать; для этого оказывается достаточно одной операции сравнения на каждом шаге по времени, причем даже не для всех неактивных частиц, а лишь для тех из них, которые попали в число "соседей" активных частиц).

В третьей главе приведены полученные автором результаты численного расчета методом молекулярной динамики процесса взаимодействия ионов аргона с монокристаллом меда. Описаны особенности физической и расчетной моделей применительно к монокристаллу меди.

В расчетах использовались два разных набора потенциалов взаимодействия: модель М1 с чисто отталкивательным потенциалом для случая Cu-Cu и для случая Ar-Cu, и модель М2 с чисто отталкивательным потенциалом для случая Ar-Cu и потенциалом с притяжением для случая Cu-Cu. Отсутствие притяжения в модели М1 компенсировалось путем введения поверхностного барьера, величина которого являлась подгоночным параметром.

Во втором разделе главы приведены и обсуждаются полученные результаты по распылению грани (001) монокристалла меди нормально падающими ионами

аргона с энергией от 200 эВ до 4 кэВ и по передаче энергии верхним слоям монокристалла при низкой (десятки и сотни эВ) энергии первичного пучка.

Результаты, полученные по модели М1 (при величине поверхностного барьера 3.5 эВ) и по модели М2 хорошо согласуются между собой и с экспериментом. Получены спектры 'энергий атомов отдачи в верхнем слое монокристалла меди (включая как атомы, получившие энергию от первичного иона, так и атомы, получившие ее от других атомов). В спектрах атомов отдачи верхнего слоя обнаружен небольшой, но вполне различимый пик при энергии, примерно равной половине энергии падающего иона (рис. 1 б, в, г).

Рис. 1. Энергетические спектры атомов отдачи в верхнем слое при бомбардировке монокристалла меди ионами аргона с энергией 20 эВ (а,Ь), 25 эВ (с), и 30 эВ (с1).

Существование этого пика трудно (если вообще возможно) предсказать из общих соображений. Этот результат был объяснен влиянием цепочек фокусированных соударений между атомами верхнего слоя, при которых энергия передается от одного атома следующему практически без потерь, причем возникновение таких цепочек происходит наиболее часто при энергии, близкой к половине энергии падающего иона и соответствующей положению обнаруженного нами пика.

Спектры атомов отдачи могут быть использованы для анализа влияния ионного пучка и оптимизации его параметров в методе ионно-стимулированного осаждения. Идея метода ионно-стимулированного осаждения состоит в том, что поверхность, на которую производится осаждение пленки, подвергается бомбардировке вспомогательным пучком ионов. Предполагается, что ионы вспомогательного пучка "встряхивают" атомы пленки, заставляя их переходить в более устойчивые положения, что позволяет получить более плотную, более качественную пленку. Эксперимент показывает, что наилучшие пленки получаются при умеренных плотностях и довольно малых энергиях (десятки и сотни эВ)

ионного пучка. Распространено мнение, что оптимальная энергия вспомогательного пучка определяется конкуренцией двух видов "перескоков" атомов: "полезных" (в более устойчивые положения) и "вредных" (в менее устойчивые положения), и оптимальная энергия есть та, при которой отношение среднего (в расчете на падающий ион) числа полезшлх перескоков к числу вредных (назовем это первым критерием) максимально. Однако ясно, что это отношение будет максимальным, когда энергия ионного пучка равна или чуть больше энергии смещения из наиболее устойчивого из "плохих" положений, т.е. порядка единиц электронвольт, в то время как экспериментально установленная оптимальная энергия вспомогательного пучка гораздо выше (десятки и сотни эВ).

В поисках разрешения этого противоречия мы рассчитали, для различных энергий падающих ионов, число атомов отдачи, получающих энергию выше заданного порога.

Рис. 2. Число атомов отдачи в различных слоях атомов в монокристалле меди, получающих энергию выше 4 эВ, в зависимости от энергии бомбардирующих ионов аргона. Номер слоя указан в поле рисунка.

Из рис. 2 видно, что для атомов верхнего слоя максимум достигается при энергии ионов порядка 50-100 эВ. Это значение хорошо согласуется с экспериментальными данными. Именно при таких энергиях - десятки или сотни электронвольт - в методе ионно-стимулированного осаждения получаются наиболее качественные пленки.

Заключительный раздел третьей главы посвящен анализу механизмов распыления на примере монокристалла меди. В настоящее время рассматриваются три механизма формирования пространственных распределений - фокусонный, Лемана-Зигмукда, и поверхностный. Фокусонный механизм объясняет максимумы в направлениях плотной упаковки в пространственных распределениях тем, что значительная доля покидающих кристалл атомов выбивается в результате цепочек последовательных соударений атомов, образующих атомных ряд в каком-либо из направлений плотнейшей (или просто плотной) упаковки. Механизм Лемана-Зигмунда обращает внимание лишь на последнее столкновение, в результате которого атом второго слоя выбивает атом верхнего слоя. И в фокусонном механизме, и в механизме Лемана-Зигмунда направления выхода атомов зависят пе

только от структуры верхнего слоя, но и от расположения атомов во втором слое (и, возможно, в нижележащих слоях) по отношению к атомам верхнего слоя.

Напротив, поверхностный механизм предполагает участие в формировании пространственных распределений только атомов верхнего слоя.

Для очень многих кристаллических решеток (к их числу принадлежит и монокристалл меди) оказывается, что отклонение выбитого атома верхнего слоя его соседями в верхнем слое должно приводить к его вылету как раз вблизи направлений плотной упаковки. В связи с этим, .экспериментальные данные по пространственным распределениям распыленных частиц оказываются недостаточными для решения вопроса о том, какой же из трех указанных механизмов преобладает в данном случае, и единственным способом решети этого вопроса становится компьютерное моделирование.

Для выяснения механизмов в расчетную программу были внесены дополнения, позволяющие ответить на следующие два вопроса: а) какие атомы распыляются? и б) какой атом (или, возможно, ион) сообщает распыленному атому основную часть его кинетической энергии?

Оказалось, что для энергии падающего иона 1 кэВ подавляющее большинство атомов (87%) распыляется из верхнего монослоя. Около 20% из них выбиваются непосредственно падающим ионом, около 30% - ближайшим соседом из второго слоя, расположенным в направлении плотнейшей упаковки. Оставшиеся 50% приходятся на более далеких соседей. Таким образом, доля атомов, распыленных ближайшим соседом из второго слоя, хотя и значительна, но все же недостаточна для того, чтобы можно было объяснять преимущественный выход атомов в направлениях плотной упаковки только фокусонным механизмом и механизмом Лемана-Зигмунда. По всей видимости, не менее важную роль в образовании пятен Венера играет (в данном случае) поверхностный механизм.

Четвертая глава посвящена изложению результатов численного расчета процесса взаимодействия ионов аргона с монокристаллами нитрида бора различных модификаций. Получены энергетические зависимости коэффициента распыления для различных углов падения.

Коэффициент распыления бора больше коэффициента распыления азота во всех случаях. Для каждой из трех модификаций ход кривых для бора и азота сходен, то есть отношение коэффициентов распыления компонент У(В)/\'(М) почти не зависит от энергии Ед. Для гексагональной и ромбоэдрической модификации это отношение примерно одинаково и близко к отношению масс атомов В и N. Для кубического нитрида бора с верхней гранью, образованной целиком из атомов бора, преимущество бора перед азотом выражено гораздо сильнее. Максимальные значения коэффициента распыления достигаются для

ромбоэдрического и кубического нитрида бора при Ео = 1-1,5 кэВ, а для гексагонального - при приблизительно 3 кэВ.

Для всех кристаллов во всем исследованном диапазоне энергий наблюдается значительное увеличение коэффициеща распыления по сравнению со случаем нормального падения. При энергии Ец = 1 кэВ коэффициент распыления при наклонном падении для каждой модификации примерно вдвое выше, чем при нормальном падении; при энергии Ео = 2 кэВ различие становится пятикратным; а при Ео = 8 кэВ - примерно восьмикратным. Соответственно максимумы коэффициента распыления сдвигаются в сторону более высоких энергий. Различие в положениях максимума для разных модификаций уменьшается: теперь все максимумы располагаются в диапазоне 3-5 кэВ.

Была рассчитана угловая зависимость коэффициента распыления грани (0001) Ь-ВМ от утла падения ионов (отсчитываемого от нормали к поверхности) в диапазоне 0-80° для гексагонального ВЫ для различных значений азимутального угла падения.

Полученные кривые имеют характерный для таких зависимостей вид: постепенный рост до угла 0 = 65°, а затем быстрый спад. Кроме того, на кривых наблюдаются минимумы для 6 = 45° (при азимутальном угле 10°) и для 9 = 35° (при азимутальном угле 90°), что является следствием эффектов прозрачности. Как и в других исследованных случаях, отношение коэффициента распыления бора к коэффициенту распыления азота остается примерно постоянным и равным отношению их масс. Максимальное значение У достигается при 0 = 65°: оно превосходит примерно в 6 раз значение V для нормального падения.

Пространственные распределения рассчитаны для атомов бора и азота, распыленных с грани (0001) монокристаллов г-ВЫ и Ь-ВЫ и с грани (111) с-ВЫ ионами Аг+ с энергией 0.3-4 кэВ при нормальном и при наклонном падении. Для всех модификаций наблюдается сильная анизотропия распределений и заметная разница в пространственных распределениях атомов В и N. Для всех изучешшх модификаций для обоих компонентов общий вид пространственных распределений один и тот же - трехлучевая звезда, причем эта звезда для бора повернута относительно звезды азота на 60° по азимутальному углу.

При низкой энергии падающих ионов (300 эВ) распределения для бора содержат треугольное пятно в центре и три пятна, расположенные напротив вершин треугольника. Угловой размер центрального пятна - около 30°; направления боковых пятен составляют угол 55° с нормалью к поверхности. Для азота боковые пятна более заметны, а центральное пятно, напротив, является менее четким, чем для бора. По-видимому, это отличие определяется большей массой азота. В плоскости (0001) гексагонального (или ромбоэдрического)

нитрида бора каждый атом верхнего слоя окружен тремя атомами другого сорта, взаимодействие с которыми препятствует его вылету вблизи поверхности, то есть "ужимает" центральное пятно и стремится подавить боковые пятна. Этот эффект лучше выражен для более легкого компонента - бора, и поэтому боковые пятна в пространственных распределениях бора слабее, а центральное пятно - уже.

Для кристалла кубического нитрида бора разница в распылении атомов компонент гораздо значительнее, чем для h-BN и r-BN. Она определяется тем, что для исследуемой грани (111) верхний слой состоит из атомов только одной компоненты (бора), а второй слой - из атомов другой компоненты.

При наклонном падении распределения сохраняют свой в целом треугольный вид, но распределение интенсивности в пределах треугольников меняется: так, для гексагональной и ромбоэдрической модификаций (азимутальный угол 0°) появляются пятна в двух направлениях типа <110>. Пространственные распределения при азимутальном угле 10° имеют весьма неожиданный впд: появляется "хвост", являющийся как бы продолжением одного из лучей звезды (рис. 3).

Для выяснения механизмов вознккновешш этого "хвоста" мы предприняли специальный анализ, предусматривающий разделение атомов на группы по их "поколениям". Оказалось, что в образовании "хвоста" участвуют только атомы второго поколения, поскольку в пространственных распределешшх атомов всех прочих поколений этой особенности нет (рис. 3).

Энергетические спектры распыленных атомов бора и азота были посчитаны как для нормального, так и для наклонного падения. Каждый спектр содержит один четкий максимум при примерно 2 эВ. При больших энергиях спектры спадают по закону Е~2, предсказываемому теорией Зигмунда, что характерно для каскадного механизма распыления. Во всех случаях спектры распыленных атомов азота оказались шире, чем атомов бора. При наклонном падения ионов (9 = 75°) в энергетическом спектре увеличивается доля быстрых частиц, особешго для более тяжелой компоненты - азота.! Это различие легко объяснимо. Как указывалось выше при анализе данных по коэффициенту распыления, при наклонном падешш часть энергии нона, передаваемая приповерхностным атомам, увеличивается. Соответственно увеличивается доля атомов, распыленных непосредственно падающим ионом (или после небольшого числа соударений) среди всех распыленных атомов.

С целью анализа механизмов распыления в программе была предусмотрена возможность для каждого вылетающего атома определить его "историю", т.е. идентифицировать те атомы, которые образовали цепочку соударений, приведшую к его вылету.

\

> *

"м ' Л. 2 . " . 2- 'г,

Рис. 3. Пространственное распределение атомов азота, распыленных из монокристалла Ь-ВИ ионами аргона с энергией 1000 эВ и собранных на плоский коллектор. Полярный угол падения ионов 75° от нормали к поверхности: азимутальный - 10° от оси х (ионы приходят снизу слева). На рис. (а) показаны все вылетевшие атомы, а на рис. (б) - (д) они разделены по поколениям (с 1 по 4).

Анализ полученных таким образом результатов показал, что при нормальном падении большинство эффективных цепочек соударений не опускается ниже 2-3 слоя. При наклонном падении глубина проникновения (эффективных) цепочек в мишень существенно больше (до 5-8 слоев). На первый взгляд, меньшая глубина цепочек при нормальном падении, чем при наклонном, противоречит факту более глубокого проникновения ионов в мишень при нормальном падении. Однако само по себе прошткновение не решает дела: надо учесть еще способность иона создавать энергичные (и нанравлешше в верхнюю полусферу) атомы отдачи. Ионы, движущиеся в кристалле наклонно в направлении с низкой прозрачностью, создают такие атомы отдачи более эффективно, чем движущиеся вертикально вниз по каналу (0001).

Две из исследованных модификаций (Ь-ВЫ и г-ВМ) являются графитоподобными структурами, состоящими из параллельных поверхности слоев, расположенных на сравнительно большом (более 3 А) расстоянии друг от друга. В результате становится возможным каналирование быстрых выбитых атомов между двумя верхними слоями мишени с последующим выходом или выбиванием поверхностного атома. Чтобы проверить, принимает ли каналирование участие в процессе распыления, мы определяли в расчете для распыляемых атомов точки их выхода из мишени. Оказалось, что распределение точек выхода распыленных атомов бора в случае гексагонального и ромбоэдрического нитрида бора является гораздо более вытянутым, чем для кубического. Для азота различие меньше, но также вполне заметно. По всех видимости, это отличие является следствием каналирования между слоями (0001) в гексагональном и ромбоэдрическом кристаллах.

Заключительный раздел четвертой главы посвящен анализу механизмов формирования пространственных распределений при распылении монокристаллов нитрида бора. Проверим, возможно ли объяснить вид пространственных распределений какими-либо известными механизмами формирования

Рис. 4. Точки выхода распыленных атомов из мишени. Распыление гексагонального нитрида бора ионами Ат+ с энергией 5 кэВ, падающими иод утлом 75° от нормали к поверхности. Линии движения падающих ионов заполняют небольшую площадку вблизи точки с координатами (0; 0). Азимутальный угол прихода ионов равен -90° (ионы приходят "снизу").

О

пространственных распределений (фокусошым, Лемана-Зитмунда, и поверхностным). Сразу ясно, что поверхностный механизм вполне подходит. Каждый атом бора окружен тремя атомами азота. В результате выход атомов бора оказывается ограниченным с трех сторон, так что получается трехлучевая звезда, ориентированная противоположным образом для разных компонентов.

Чтобы проверить теперь два других механизма, посмотрим, расположены ли пятна (вершины треугольников) в направлениях плотнейшей (или просто плотной) упаковки. Оказывается, что для гексагонального нитрида бора это действительно так: направление от атома второго слоя на атом первого слоя другого типа образует с нормалью угол, тангенс которого примерно равен 1/2, и попадает как раз в вершину треугольного пространственного распределения. У гексагонального нитрида бора тоже так получается - но только для двух вершин треугольника, потому что с одной из трех сторон атома во втором слое нет! Ромбоэдрическая решетка не обладает, таким образом, вращательной симметрией третьего порядка вокруг нормали к грани (0001). Но это никак не сказывается на пространственных распределениях - для ромбоэдрического BN они такие же, как для гексагонального, с четкой симметрией третьего порядка. Получается, что расположение атомов во втором слое практически не влияет на пространственные распределения, и оно полностью определяется расположением атомов в первом (верхнем) слое. В результате мы приходим к выводу о том, что в данном случае (для модификаций h-BN и r-BN) доминирует поверхностный механизм формирования пространственных распределений.

Аналогичный анализ был проведен и для кубической модификации c-BN. Атомные слои типа (111) этого кристалла имеют симметрию шестого порядка. Тем не менее, пространственные распределения атомов бора, распыленных из c-BN, имеют симметрию вращения третьего порядка. Причина этого, очевидно, в том, что пространственные распределения атомов бора, распыленных из верхней грани монокристалла BN кубической модификации, зависят от расположения атомов в следующем (втором) атомном слое.

Итак, в отличие от случаев r-BN и h-BN, направления выхода атомов из с-BN определяются не поверхностным механизмом (или не только им). Возможно, определяющую роль играют известные механизмы, в которых играет роль расположение атомов во втором слое - фокусонный и Лсмана-Зигмунда.

В заключении кратко перечислены основные результаты, полученные в диссертации: ::

1. Показано, что приближенный метод расчета распыления твердых тел ионной бомбардировкой, предусматр!п5акмций отслеживание траекторий только быстрых атомов, но таким образом, что процесс развития каскада столкновений

рассчитывается в едином масштабе времени (без расщепления каскада на отдельные ветви), является эффективным и физически обоснованным. Разработан реализующий указанное приближение алгоритм и написана программа на языке FORTRAN.

2. Используя разработанный метод, рассчитаны коэффициенты распыления, пространственные и энергетические распределения распыленных атомов меди при бомбардировке монокристалла меди низкоэнергетическими ионами аргона. Получено хорошее согласие между экспериментом и результатами расчета.

3. Установлено, что влияние плоского поверхностного барьера на выход атомов из монокристалла меди прн распылении ионами аргона кэВньтх энергий заключается в основном в исключении медленных атомов, выходящих вблизи нормали к поверхности, а не в отклонении атомов от центра к краям распределения, как считалось ранее.

4. Проанализирован процесс передачи энергии верхним слоям монокристалла при его облучении ионами очень низкой (десятки эВ) энергии. Показано, что расчетные данные о количестве атомов отдачи в верхнем слое (в расчете на одш1 ион), получающих энергию выше заданного порога, можно использовать для оценки эффективности вспомогательного ионного пучка прн выращнвашш пленок методом иошго-стимулировапного осаждения;

5. Рассчитаны коэффициенты распыления графитоподобных модификации монокристаллов нитрида бора при различных углах падения ионного пучка: коэффициент распыления при наклонном падении многократно возрастает по сравнению со случаем нормального падения, максимумы в энергетической зависимости коэффициента распыления сдвигаются в сторону более высоких энергий. В случае наклонного падения, гексагональная модификация нитрида бора оказывается наиболее стойкой к облучению уже не во всем исследованном диапазоне энергий (1-10 кэВ), а лишь в низкоэнергетической части этого диапазона. При увеличении полярного угла падения ионов (отчеитываемого от нормали) коэффициент распыления постепенно возрастает и достигает максимума при угле падения 65° от нормали к поверхности, а затем резко спадает. На фоне ностепетюго роста в диапазоне 0-65° наблюдается ряд локальных максимумов и минимумов.

6. Пространственные распределения из грани (111) кубического шггрида бора для обоих компонентов проявляют симметрию третьего порядка.

7. Проведено сравнение энергетических и пространственных распределений распыленных атомов при бомбардировке ионами аргона кэВных энергий монокристаллов нитрида бора различной структуры (кубического, гексагонального, и ромбоэдрического) при различных углах падения. При

наклонном падении симметрия вращения третьего порядка, имевшая место при нормальном падении, нарушается. Кроме того, при некоторых направлениях падения ионного пучка в пространственных распределениях распыленных атомов из грани (0001) гексагонального нитрида бора возникает значительная аномалия (радиальная полоса при больших полярных углах), образованная атомами отдачи второго поколения.

8. Исследованы механизмы распыления нитрида бора. Для графитоподобных модификаций нитрида бора доминирует поверхностный механизм формирования пространственных распределений, в то время как для кубического нитрида бора пространственные распределения зависят от расположения атомов во втором слое.

9. Показано, что значительную роль в распыления графитоподобных модификаций нитрида бора играет кацалировашгс частиц между поверхностными слоями. Установлено, что при наклонном падении ионов цепочки соударений, направленные к поверхности и ведущие к распылению, зарождаются в среднем в более глубоких слоях мишеин, при нормальном падении.

СПИСОК ПУБЛИКАЦИЙ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

1. И.А.Деребас, А.А.Промохов, В.Ф.Шалашов. Методика регистрации вторичных частиц па установке со схемой совпадений, Труды X Всесоюзной конференции "Взаимодействие ионов с поверхностью", Звенигород, 1991, г.2, стр. 41-43.

2. И.А.Деребас, С.АЛысснко, Ю.Т.Матулевич, А.А.Промохов, И.Ф.Уразгильдин, Зависимость энергетических спектров вторичных ионов от угла эмиссии из кремния р- и п-тина, Труды XI конф. "Взаимодействие ионов с поверхностью", Москва 1993, т. 2, стр. 90-92.

3. I.Derebas, S.Lysenko, A.Promokhov, and I.Urazgil'din, Energy spectra of secondary ions emitted at various angles from Si single crystals of p- and n- types, Abstr. 15th Int. Conf. Atomic Collisions in Solids (1CACS-15), London, Canada, 1993, p. C50.

4. И.А.Деребас, С.А.Лысенко, Ю.Т.Матулевич, А.А.Промохов, Исследование вторично-ионной эмиссии при ионной бомбардировке кремния, Изв. РАН, сер. физ., т. 58, вып. 4, 1994, стр. 158-164.

5. V.E.Yurasova, L.B. Shelyakin, A.S.Mosunov, D.I. Akimov, and A.A.Promokhov, Anomalous sputtering in close-packed directions at Curie point, Abstr. 16th Int. Conf. Atomic Collisions in Solids (ICACS-16), Linz, Austria, 1995, p. В84.

6. A.Promokhov, A.Mosunov, V.A.Eltekov, J.S. Colligon, and V.E.Yurasova, Computer calculations of single crystal sputtering by slow ions, Abstr. 16th Int. Conf. Atomic Collisions in Solids (ICACS-16), Linz, Austria, 1995, p. B83.

7. S.S.Elovikov, J.S.Colligon, N.N.Negrebetskaya, A.A.Promokhov, and V.E.Yurasova, Sputtering of graphite-like BN crystals, Rad. Eff. Def. Sol., 1995, ral. 133, pp. 107-120. 4

8. А.А.Промохов и В.В.Живлюк, Компьютерное моделирование эаспыления и передачи энергии верхним слоям монокристалла, Матер. 12-й Международной конференции по взаимодействию ионов с поверхностью, Звенигород, 1995, т. 1, стр. 81-84.

9. A.A.Promokhov, V.A.Eltekov, V.E.Yurasova, J.S.Colligon, and \.S.Mosunov, Computer calculations of single crystal sputtering by low energy ions, *icl. Instr. Meth. B115, 1996, pp. 544-548.

10. S.S.Elovikov, N.N.Negrebetskaya, J.V.Sushkova, A.A.Promokhov, and f.S.Colligon, Processes in BN films of different structure under ion and electron rradiation, Surface and Interface Analysis, 1996 — in print.

11. S.S.Elovikov, N.N.Negrebetskaya, J.V.Sushkova, A.A.Promokhov, and I.S.Colligon, Processes in BN films of different structure under ion and electron rradiation, Abstr. of 6th Europ. Conf. on Appl. of Surf, and Interf. Analysis, vlontrcux, Switzerland, p. TC-34.

12. M.V.Kuvakin, E.E.Karpova, and A.A.Promokhov, Interaction potential for itoms of magnetic materials, Abstr. 13th Int. Vacuum Congress, Yokohama, Japan, .995, p. 158.

13. A.C. Мосунов, H.H. Негребецкая, A.A. Промохов, В.А. Эльтеков, и 3-Е. Юрасова, Распыление монокристаллов нитрида бора, Изв. АН, сер. физ., 996, том 60, N 7, стр. 128-138.

Зак. 590. Тлр. 100. ВШИЛ