Ионное распыление медного катода на установке ПС-1

2.3. Источник металлической  плазмы.

 

Рис. 3 Источник металлической плазмы

Металлический катод расположен на оси системы вблизи пробки-ловушки. На катод может подаваться постоянное отрицательное смещение до 3 кВ. Плазма вытекает вдоль магнитных силовых линий, ионы плазмы ускоряются в дебаевском слое вблизи катода и бомбардируют катод с энергией порядка напряжения смещения. При энергиях свыше десятков вольт происходит эффективное распыление материала в виде атомов. Поток атомов поступает в плазму и ионизуется, т.е. образуется газо-металлическая плазма.

Как говорилось выше, коэффициент распыления Y, равен числу выбитых атомов, приходящийся на один ион, упавший на мишень.

Для стационарного поддержания  разряда требуется коэффициент  распыления порядка единицы.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

ГЛАВА 3. ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ РАСЧЕТЫ

 

3.1. Расчет коэффициента распыления

 

Как уже было сказано в  основном продуктами распыления являются атомы.

Кроме Y (коэффициента распыления) процесс распыления определяется также дифференциальными характеристиками: энергетическим распределением распылённых частиц, их угловым распределением,  зарядовым распределениями, распределением по состояниям возбуждения, по массам и др.

Для расчета коэффициента распыления воспользуемся теорией  Зигмунда, которая хорошо описывает процессы распыления в области средних и тяжелых масс.

Для распыления атома с  поверхности твердого тела необходимо передать ему некоторую энергию, превышающую энергию его связи  с другими атомами вещества U₀. Это означает, что для различных пар распыляющий ион (атом) - атом твердого тела существует минимальная (пороговая) энергия падающего иона (атома), при которой возможна передача поверхностному атому энергии, превышающей U₀, и импульса в направлении границы твердое тело - вакуум.

Но при энергиях бомбардирующих частиц ниже некоторого порога коэффициент распыления отсутствует (Y = 0). Величина при нормальном падении ионов на мишень (угол падения = 0) изменяется от 4 , если массы ионов (М_i) и атомов мишени (M_m) близки, до 50 , если М_i М_m.

По мере увеличения коэффициент Y возрастает, проходит через максимум, положение которого зависит от комбинации частица – мишень.

Рис. 4 Расчет коэффициента распыления меди (Cu) ионами аргона (Ar)

На этом графике представлена зависимость коэффициента распыления (Zn_k) от энергии налетающих частиц (E_k). Данная зависимость получена при распылении медного катода  ионами аргона.

Теория Зигмунда  основана на рассмотрении каскадов упругих столкновений, вызванных передачей кинетической энергии от бомбардирующей частицы  атомам мишени. 3 вида этих каскадов были рассмотрены выше.

Интенсивность каскадов атомных  столкновений, приводящих к распылению пропорциональна энергии, передаваемой ионами (атомами), т.е. ядерной тормозной  способности и обратно пропорциональна  энергии связи атомов мишени:

                                                          (3.1.1)

где Z1, Z2, M1, M2 - атомные номера и массы бомбардирующего иона (Ar) и атома твердого тела (Cu), соответственно; e – заряд электрона; a_e - радиус экранирования:

                                                                     (3.1.2)

a₀ = 5,29·10-11 м - первый боровский радиус; – универсальная табулированная функция, зависящая от точного вида экранированного кулоновского потенциала. Определяется эта функция из табл. 2

Приведенное сечение ядерного торможения для взаимодействия Томаса-Ферми по Линхарду.                                                                                   Таблица 2

0,002	0,120	0,04	0,311	1,0	0,356	10	0,128
0,004	0,154	0,1	0,372	2,0	0,291	20	0,0183
0,01	0,211	0,2	0,403	4,0	0,214	40	0,0493
0,02	0,261	0,4	0,405

 

где - приведенная энергия Линдхарда:

                                                                                (3.1.3)

При E=1кэВ =10^-2,    (из Табл. 2)..

Оценка вклада электронных  тормозных потерь показывает, что  при энергиях распыляющих частиц больше чем А кэВ, где А - атомный номер распыляющей частицы электронными тормозными потерями можно пренебречь. Это условие практически всегда выполняется при ионно-плазменном распылении.

На основе представлений  о тормозных потерях Зигмунда получено соотношение :

                                                                                   (3.1.4)

где - не зависящая от энергии функция отношения масс распыляющего иона (атома) и атома[3].

                                            (3.1.5)

В этом случае можно посчитать  пороговую энергию

                                         (3.1.6)

 

 

 

 

 

Тогда     

                                                                       (3.1.7)

;                                                       (3.1.8)

Ниже представлены графики  по расчету коэффициента распыления для различных химических элементов.

На рис. 5 – 8 ось Zn_k - обозначает коэффициент распыления, а ось Е_k- энергетический спектр.

Воспользовавшись формулами Мацунами (3.1.6)-(3.1.8) мы можем определить пороговое значение, где коэффициент распыления отсутствует.

Можно наблюдать, что на рис. 5 пороговое значение будет ~ 20 эВ.

Рассмотрим каждый из 5 графиков по расчету коэффициента распыления в отдельности в интересующей нас области энергий ионов от 100 эВ до 10 кэВ.

На графике 5 мы видим, что при коэффициенте распыления равном 1, энергия составляет 0,5 кэВ, а максимальное значение коэффициента распыления будет достигнуто при 55 кэВ.

На графике 6 мы можем наблюдать, что при коэффициенте распыления равном 1, энергия составляет уже 0.4 кэВ, а максимальное значение коэффициента распыления будет достигнуто при 90 кэВ. Значит энергии, которая необходима для максимального коэффициента распыления Cu-Cu требуется на 35 кэВ больше, чем в случае распыления Cu-Ar.

На графике 7 мы можем видеть, что при коэффициенте распыления равном 1, энергия составляет 0.35 кэВ, а максимальное значение коэффициента распыления будет достигнуто при 600 кэВ. Значит энергии, которая необходима для максимального коэффициента распыления Cu-Xe уже требуется на 545 кэВ больше, чем в случае Cu-Ar и на 510 кэВ больше в случае Cu-Cu.

На графике 8 мы можем наблюдать, что при коэффициенте распыления равном 1, энергия составляет 0.3 кэВ, а максимальное значение коэффициента распыления будет достигнуто при 6000 кэВ, что в 10 раз привосходит энергию, которая требуется в случае Cu-Хе и примерно 100 раз больше, чем в случае Cu-Cu и Cu-Ar.

Анализируя полученные данные, можно утверждать, что чем больше порядковый номер элемента, который  учувствует в распылении, тем больше требуется энергии, чтобы достичь значения максимального коэффициента распыления.

Рис. 5 Расчет коэффициента распыления меди (Cu) ионами аргона (Ar)

Рис. 6 Расчет коэффициента распыления меди (Cu) ионами меди (Cu)

Рис. 7 Расчет коэффициента распыления меди (U) ионами ксенона (Xe)

Рис. 8 Расчет коэффициента распыления урана (U) ионами урана (U)

3.2. Энергетические распределения распыляемых атомов

 

Исходя из теории Зигмунда распыляемые ионы имеют зависимость функции распределения N(E) от энергии E.

                                                                                 (3.2.1)

Как показывают теория и  эксперименты, для поликристаллических  в среднем диапазоне масс, n=2.

Следовательно  формула преобразуется в следующее выражение:

                                                                                     (3.2.2)

Эта кубическая зависимость  представлена на графике 8 при энергии падающих ионов 2 кэВ. Точками представлены экспериментальные данные[4]. На графике 9 представлены теоретические функции распределения для энергий падающих ионов 0.6 кэВ, 1 кэВ и 2 кэВ.

Рис. 9 Энергетическое распределение распыляемых атомов меди при энергии 2 кэВ.

 

 

 

Рис. 10 Энергетическое распределение распыляемых атомов меди при энергии

0.6 кэВ, 1 кэВ и 2 кэВ.

Так как зависимость функции  распределения от энергии является степенной функцией (в данном случае кубическая), спад этой функции медленный, то средняя энергия намного больше, чем энергия в максимуме функции  распределения распылённых атомов.

Это значит, что очень  много атомов меди будут попадать в плазму с большой энергией, и, следовательно, длины пробегов будут  большими и атомы могут не захватиться в области удержания плазмы.

В Таблице 3 приведены средние значения энергии и значение энергии в пике  распыленных атомов при трех энергиях падающих ионов.

Таблица 3

Энергия при бомбардировке (Eб)	Медь Eср(Cu)	Медь Епика(Cu)
[кэВ]	[эВ]	[эВ]
0.6 1.0 2.0	8.8 10.1 11.1		1.5 1.6 1.8

 

Видно, что средние энергии  в несколько раз превосходят  энергии в пиках.

Запишем функцию распределения  в нормированном на единицу виде.

;                                                             (3.2.3)

Из условия  ; следует ;

следовательно ;                                       (3.2.4)

3.3. Угловые распределения распылённых атомов меди

 

На рисунке 11 представлены экспериментальные точки угловых распределений. Как видно из рисунка, атомы меди вылетают довольно в широком угле. В ряде работ принимается распределение косинусное. Оно близко к косинусу для поликристаллических металлов.

 

Рис. 11 Угловое распределение распылённых атомов меди.

Анализ экспериментальных  результатов показывает, что для  поликристаллических (или аморфных) материалов, угловое распределение  распыляемых атомов в диапазоне  средних и тяжелых масс достаточно хорошо описывается  косинусным распределением (закон Ламберта):

;                                                                                   (3.3.1)

Так как следовательно , где

- плотность потока по нормали  к поверхности,

- угловая плотность потока  в направлении  

- телесный угол в сферической  координате.

Таким образом, выход распыляемых  ионов в энергетическом диапазоне dE, в телесном угле dw  равен:

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

ГЛАВА 4. КОНСТРУКЦИЯ ЭЛЕМЕНТОВ СИСТЕМЫ РАСПЫЛЕНИЯ

 

4.1 Устройство для передачи движения в вакуумный объём