Akademik

твёрдых тел - разрушение твёрдых тел под действием бомбардировки их поверхности заряженными и нейтральными частицами (атомами, ионами, нейтронами, электронами и др.) и фотонами. Впервые наблюдалось как разрушение катода в газовом разряде (отсюда термин "катодное Р."). Подукты Р.- атомы, положит. и отрицат. ионы, а также нейтральные и ионизованные атомные и молекулярные комплексы (кластеры). Скорость Р. характеризуют полным коэф. К, равным ср. числу всех частиц, испущенных мишенью, приходящихся на одну бомбардирующую частицу, или парциальными коэффициентами. Кроме К (интегральная характеристика) процесс Р. определяется также дифференц. характеристиками: энергетич. распределением распылённых частиц, их угловым p зарядовым распределениями, распределением по состояниям возбуждения, по массам и др.

Различают неск. видов Р., отличающихся механизмом процесса Р.: столкновительное (физ., или ионное, Р.), к-рое доминирует в той области энергий бомбардирующих частиц, где преобладают упругие процессы (ядерное торможение); Р. за счёт неупругих процессов - в результате возбуждения и ионизации атомов твёрдого тела; хим. Р., к-рое возникает, если падающие частицы вступают в реакцию с атомами твёрдого тела, в результате чего на поверхности образуются летучие соединения. Возможны сочетания неск. механизмов Р.

Столкновительное распыление имеет место при передаче кинетич. энергии бомбардирующих частиц атомам мишени. Вследствие этого нек-рые атомы приобретают энергию, превышающую энергию связи U_s поверхностных атомов и покидают мишень. При энергиях бомбардирующих частиц ниже нек-рого порога отсутствует ( К =0). Величина при нормальном падения ионов на мишень (угол падения q = 0) изменяется от 4U_s, если массы ионов ( М _и )и атомов мишени (М _м) близки (М _и ! М _м), до 50 U_s, если М _и М _м.

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

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

Типичные значения К- в максимуме от 10^-2 ат/ион (лёгкие ионы) до (1-5)·10 ат/ион (тяжёлые ионы). Зависимость К от атомных номеров как бомбардирующих ионов Z _и, так и атомов материала мишени Z _м является немонотонной. В частности, зависимость от Z _м качественно такая же, как и зависимость обратной величины энергии сублимации распыляемого материала (рис. 2). При столкновит. Р. под действием нейтронов К~ 10^-4-10^-5 ат/ион. При увеличении угла q падения частиц на мишень К для поликристаллич. и аморфных мишеней растёт, проходит через максимум (q = = 60-80°) и затем убывает. Для монокристаллич. мишеней на фоне возрастания К с q наблюдаются резкие его уменьшения, когда направление бомбардировки становится параллельным либо осям, либо плоскостям мишени с низкими кристаллографич. индексами (рис. 3). Зависимость К от темп-ры Т мишени обычно является слабой, если только Т не близка к T _пл материала мишени либо если в исследуемом температурном интервале мишень не претерпевает фазовых переходов. В последнем случае К может резко изменяться в узком температурном интервале. Коэф. К может зависеть также и от флюенса облучения и от состояния облучаемой поверхности, в частности от размеров зёрен, текстуры поверхности, шероховатости.

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

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

Угл. распределение вылетающих частиц в случае аморфных и по-ликристаллич. мишеней широкое. Если энергия бомбардирующих частиц не слишком мала и углы падения q не слишком велики, то распределение слабо зависит от сорта частиц, , q, и в первом приближении число распылённых частиц N~ cos f (f - угол вылета относительно нормали к поверхности мишени). При высоких энергиях распределение частиц более узкое, при низких - более широкое, чем N~ cos f. При увеличении q максимум распределения сдвигается в направлении пучка бомбардирующих ионов. В случае монокри-сталлич. мишеней наблюдается преимуществ. выход распылённого вещества вдоль наиб. плотно упакованных направлений мишени (пятна Венера).

Энергетич. распределение распылённых частиц широкое. Среди распылённых частиц имеются частицы как с тепловыми энергиями , так и с энергиями . Максимум распределения наблюдается при ~ 1-10 эВ; его положение зависит от энергии сублимации атомов мишени. При (рис. 4). Ср. энергия распылённых частиц тем меньше, чем больше К (для монокристаллич. мишеней зависит также от кристаллографич. направления).

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

Рис. 4. Энергетическое распределение распылённых частиц.

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

Теории столкновительного Р. (напр., теория Зигмунда) основаны на рассмотрении каскадов упругих столкновений, вызванных передачей кинетич. энергии от бомбардирующей частицы атомам мишени. Различают 3 режима столкновительного Р. Режим прямого выбивания реализуется вблизи порога при бомбардировке лёгкими ионами и при скользящем падении; протяжённость каскадов невелика, значит. вклад дают первично выбитые атомы (рис. 5). Режим линейных каскадов (реализуется для всех ионов, кроме самых тяжёлых - с энергиями от

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

Рис. 5. Режимы столкновителыюго распыления.

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

Р. за счёт упругих столкновений наиб, существенно в металлах и полупроводниках.

Электронный механизм распыления реализуется, если кинетич. энергия иона (электрона, фотона) расходуется на изменение внутр. энергии атомов мишени. Наблюдается для диэлектриков (щёлочно-галоидные соединения, органич. соединения, отвердевшие газы, лёд, большие биомолекулы), а также для ряда полупроводниковых соединений и мелкодисперсных металлов. Коэф. К могут достигать значений ~10³-10⁴ ат/ион. Энергетич. зависимость имеет максимум в области максимума неупругих уд. потерь энергии (электронное торможение). В зависимости от сочетания ион (электрон) - мишень наблюдается либо прямая пропорциональная, либо более сильная - вплоть до квадратичной - зависимость К от Величина К не зависит от Т вплоть до определ. пороговой темп-ры, после чего наблюдается рост К при приближении к темп-ре, при к-рой происходит либо сублимация мишени, либо разрыв молекулярных связей. Энергетич. распределения распылённых частиц значительно более узкие, максимум наблюдается при энергиях, значительно более низких, чем в случае столкновительного Р.

При Р. под действием низкоэнергетич. электронов и фотонов пороговая энергия того же порядка, что и ширина запрещённой зоны мишени и энергия экситонных переходов. Р. может быть эффективным лишь для к.-л. одного элемента соединения, напр, галогена в щёлочно-галоидном соединении. При облучении фотонами число распылённых частиц N растёт с ростом интенсивности облучения. Угл. распределение распылённого вещества может различаться для разных компонентов. Так, для щёлочно-га-лоидных соединений наблюдается преимущественное Р. галогенов вдоль низкоиндексных осей кристалла, тогда как распределение атомов щелочного металла N ~cos f. Большая доля распылённых частиц обладает тепловыми энергиями, но есть и сверхтепловая компонента.

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

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

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

Лит.: Распыление твердых тел ионной бомбардировкой, под ред. Р. Бериша, пер. с англ., в. 1-2, М., 1984-86; Плазменная технология в производстве СБИС, под ред. Н. Айнспрука и Д. Брауна, пер. с англ., М., 1987; Sputtering by particle bombardment III, ed. by R. Behrisch, K. W. Wittmack, Springer- Verl., 1991; Фундаментальные и прикладные аспекты распыления твердых тел. Сб. ст., пер. с англ., М., 1989; Фальконе Д., Теория распыления, "УФН", 1992, т. 162, № 1, с. 71.

Е. С. Машкова, В. А. Молчанов,