Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Обзор литературы 9
1.1. Принципы формирования пучка газовых кластерных ионов. 9
1.1.1. Расширение газа через сверхзвуковое сопло. 10
1.1.2. Экспериментальные исследования потока газа, выходящего из сопла . 19
1.1.3. Формирование потока ионизированных кластеров. 25
1.2. Взаимодействие атомарных и кластерных ионов с поверхностью. 29
1.2.1. Общие характеристики взаимодействия. 29
1.2.2. Взаимодействие атомарных ионов с поверхностью. 31
1.2.3. Взаимодействие кластерных ионов с поверхностью 38
1.3. Выводы по главе 1. 52
Глава 2. Ускоритель газовых кластерных ионов: режим импульсной подачи газа . 53
2.1. Описание экспериментальной установки 53
2.2. Системы анализа пучка . 57
2.3. Особенности импульсного режима работы 59
2.4. Выводы по главе 2 69
Глава 3. Визуализация потока газа из сверхзвукового сопла . 70
3.1. Постановка задачи 70
3.2. Методика эксперимента 71
3.3. Исследование истечения газа из сверхзвукового сопла .
3.3.1. Кольцевой электрод 74
3.3.2. Плоские электроды 76
3.4. Выводы по главе 3 83
Глава 4. Угловые распределения атомов при распылении кластерными ионами. 84
4.1 Постановка задачи 84
4.2 Методика эксперимента 85
4.3 Угловые распределения при распылении однокомпонентных мишеней.
4.4. Угловые распределения при распылении многокомпонентных мишеней . 94
4.5. Выводы по главе 4 98
Глава 5. Сглаживание рельефа поверхности при облучении кластерными ионами 99
5.1 Постановка задачи 99
5.2 Методика эксперимента 100
5.3 Результаты и обсуждение. 101
4.5. Выводы по главе 5 111
Заключение. 112
Список литературы
- Экспериментальные исследования потока газа, выходящего из сопла
- Системы анализа пучка
- Исследование истечения газа из сверхзвукового сопла
- Угловые распределения при распылении многокомпонентных мишеней
Экспериментальные исследования потока газа, выходящего из сопла
Для достижения сверхзвуковой скорости газа на протяжении сопла необходимо сопло сначала сужающееся, а затем расширяющееся. При этом в самом узком его сечении (критическом сечении) скорость газа должна быть равна местной скорости звука, то есть давление на входе в сопло должно обеспечивать достижение критического давления в его перетяжке. В этом случае в расширяющейся части сопла произойдет переход к сверхзвуковому режиму течения, в соответствии с уравнением Гюгонио, газ продолжит ускоряться, а его температура – уменьшаться.
Надо отметить, что для расчета использовалось уравнение адиабаты, которое нарушается при прохождении линии тока через ударную волну, поскольку в этом случае энтропия возрастает. Поэтому сделанные выводы верны в области, в которой отсутствуют ударные волны.
Итак, при адиабатическом расширении газа через сверхзвуковое сопло возможно достижение низких температур, достаточных для начала кластеризации. Формирование кластера начинается с образования димера, из закона сохранения энергии следует, что оно может произойти только при тройном соударении [7]: A1+A1+A1 A2+A1. Энергия, выделившаяся при слиянии атомов в димер, уносится третьим атомом. Сформировавшиеся димеры играют роль ядер конденсации для дальнейшего роста кластеров. Если атомов значительно больше, чем кластеров, рост кластеров происходит посредством присоединения мономеров, в противном случае преобладает рост за счет агрегации кластеров [8]. Уменьшение размеров кластера происходит при его охлаждении за счет испарения мономеров с поверхности.
Рост кластеров возможен, если соударения происходят достаточно часто, то есть плотность газа достаточно высока. В молекулярном режиме течения рост прекращается. Исходя из этих соображений, для получения кластерного потока выгоднее использовать коническое сопло. Такое сопло ограничивает расширение потока вбок, повышая таким образом частоту столкновений, и увеличивает, с другой стороны, поток на оси [9]. Кроме того, для эффективного отвода от кластеров энергии, выделяющейся при конденсации, часто используется добавление к рабочему газу так называемого буферного газа – легкого газа, вероятность конденсации которого невелика. Такой газ не встраивается в кластеры рабочего газа и не образует самостоятельных кластеров, но позволяет повысить количество кластеров рабочего газ более чем 2 порядка (рис. 1.2) [10].
Еще один эффект, связанный с использованием буферного газа, обусловлен особенностями динамики газовой смеси. Если при расширении газа происходит достаточное количество столкновений, то все его компоненты будут двигаться с одинаковыми скоростями, с которыми двигались бы частицы виртуального газа с усредненным значением массы и показателя адиабаты. Поэтому при расширении, например, азота в смеси с гелием, молекулы азота приобретут большую скорость, чем в случае чистого азота, и следовательно, охладятся до низких температур [11]. Таким образом, эффект использования буферного газа определяется исходя из баланса между дополнительным понижением температуры и отводом тепла при большем его содержании и высокой вероятности встречи частиц рабочего газа при меньшем.
Количественной теории образования кластеров, позволяющей описать формирование кластеров в расширяющемся через сверхзвуковое сопло потоке газа, на сегодняшний день не существует. Однако возможно использование качественных соображений, эмпирических или численных подходов к описанию. Так, в [12] приводятся следующие соображения (рис. 1.3). Изначально система находится в точке А при давлении p0 и температуре T0. При расширении система по адиабате переходит в точку В, где адиабата пересекается с двухфазной линией. Однако последующее расширение на происходит вдоль этой линии, а продолжается вдоль адиабаты в «сухую» область неравновесного перенасыщенного состояния. И уже после этого в некоторой точке С происходит разрушение неравновесного состояния, так что система возвращается к равновесной линии pv(T). Точка С и дальнейшее поведение системы определяется как термодинамическими свойствами газа, так и кинетикой и временными масштабами расширения, которые задаются геометрией сопла и начальными условиями T0, p0.
Эмпирически образование кластеров было детально изучено в работе [13]. Использовались звуковые и сверхзвуковые сопла с диаметром перетяжки 0,15 1,5 мм. Начальная температура газа 120 450 К, давление стагнации 0,13 16 бар, в качестве газов использовались благородные газы, азот, и углекислый газ. В частности, делается вывод, что при использовании конического сопла для формирования кластеров тех же размеров требуются меньшие давления стагнации, чем при использовании сопел других форм.
На основе полученных эмпирических данных был введен так называемый безразмерный параметр Хагены Г , позволяющий оценить средний размер формируемых кластеров для данного газа в зависимости от начальных условий и геометрии сопла [14]. г = k d-eq Ро (1.8) k – постоянная, зависящая от типа газа (см. табл. 1.1.), p0 и T0 – начальные давление и температура в милибарах и кельвинах, соответственно, deq – эквивалентный диаметр сопла, выраженный в микрометрах. Для звукового сопла эквивалентный диаметр равен выходному диаметру, а для сверхзвукового конического сопла – выражается как 0,74 d/tg , где d – диаметр его перетяжки, а – угол полураствора.
Системы анализа пучка
Для генерации электронов используются термокатоды с косвенным подогревом. Термокатод состоит из молибденовой трубки с диаметром 5 мм с приваренной к ней полоской платины, легированной барием, которая служит источником электронов. Внутри трубки размещена нагревательная спираль, изолированная от ее стенок керамическим порошком. Такое устройство катода позволяет получать более высокие токи электронов при меньших температурах нагрева. Так, эффективная термоэмиссия с вольфрамового катода возможна при температурах более 1900С, в то время как платиново-бариевый катод, используемый в установке, позволяет получать токи 80 мА при температуре 1140С. Понижение температуры эмиссии существенно для процесса ионизации кластерных ионов, для формирования и существования которых необходимы низкие температуры, поскольку позволяет упростить систему охлаждения крепления ионизатора. ВАХ катода отражена на рис.2.3(б).
Цилиндрический сетчатый анод и два термокатода смонтированы на керамической подложке. Электроны, эмиттируемые из термокатодов, ускоряются анодом до энергии 30300 эВ, попадая на поток кластеров, который проходит по оси ионизатора. Ионизатор закреплен на водоохлаждаемом фланце с помощью керамических изоляторов.
На выходе ионизатора расположен предускоряющий электрод, на который подается напряжение –(50500) В относительно цилиндрического анода.
На расстоянии 8 мм от предускоряющего электрода расположен заземленный ускоряющий электрод. Ускорение кластерных ионов осуществляется за счет того, что на корпус ионизатора подается высокое напряжение (до 25 кВ) относительно потенциала земли. Выбор формы электродов обеспечивает частичную фокусировку кластерных ионов.
Камера ионизации и ускорения откачивается с помощью диффузионного насоса со скоростью откачки 700 л/с. В качестве рабочей жидкости насоса используется полифениловый эфир 5Ф4Э, что позволяет избежать загрязнения частей ионизатора углеродными пленками, возникающем при использовании обычных диффузионных масел без применения охлаждаемых ловушек. В рабочем режиме давление в камере поддерживается на уровне 10-5 Торр.
Рабочая камера отделена от камеры ионизации и ускорения диафрагмой с диаметром 4 мм. После диафрагмы установлена электростатическая линза Энзеля, осуществляющая фокусировку пучка на облучаемый образец. На выходе из линзы возможна установка постоянного магнита с индукцией 150 мТ и продольным размером 120 мм, осуществляющего удаление мономеров из пучка ионизированных частиц и пространственную развертку кластеров по массам. Рабочая камера откачивается с помощью системы Pfeiffer TurboCube TSH 261 на основе турбомолекулярного насоса производительностью 210 л/с. В рабочем режиме давление в рабочей камере поддерживается на уровне 10-6 Торр.
Для анализа распределения частиц пучка по массам было создано две различных системы. Первая из них основана на различном отклонении частиц с различным отношением заряда к массе в магнитном поле, вторая -времяпролетная система анализа.
В первом случае между камерой ионизации и ускорения и рабочей камерой помещался электромагнит. Индукция магнитного поля могла быть выбрана от 0 Т в отсутствии тока через обмотки до 0,26 Т при токе 6 А. Протяженность области магнитного поля составляла L1=18 см. Поскольку при движении в магнитном поле с индукцией В кластеры с зарядом q, состоящие из N атомов массой m описывают окружность радиуса первоначальному направлению движения на расстояние 1 v 1 , а на расстоянии L2 от области поля – дополнительно на расстояние y
Общее отклонение равно сумме этих величин. Таким образом, осуществляется развертка частиц по отношению заряда к массе. Рассчитанная для разных значений индукции магнитного поля зависимость расстояния, на которое отклонится прошедшая магнит частица, от размера этой частицы, представлена на рис. 2.4. Рис. 2.4. Зависимость отклонения кластера ArN+ с энергией 2 кэВ от его размера для разных магнитных полей.
Вторая система анализа основана на времяпролетной методике исследования. Схема системы представлена на рис. 2.5. Рис. 2.5. Схема времяпролетной системы анализа кластерных ионов.
Принцип её работы заключается в следующем. На отклоняющие пластины подается постоянное напряжение. Кластерные ионы, проходя между пластинами, отклоняются настолько, что пучок полностью уходит с цилиндра Фарадея. Затем на короткий промежуток времени напряжение с отклоняющих пластин убирается, формируя импульс частиц. Поскольку скорость кластеров, ускоренных до одинаковой энергии, определяется их массой, массу кластеров можно вычислить, зная время, за которое частицы из начального импульса достигают цилиндра Фарадея.
Управление напряжением на отклоняющих пластинах осуществлялось с помощью функционального генератора через транзисторный ключ. Длительность прямоугольных импульсов выбиралась равной нескольким десяткам микросекунд, при этом длительность фронта импульса не превышала 1 микросекунды. Функциональный генератор синхронизировался с блоком управления импульсным клапаном, осуществляющим напуск рабочего газа, что позволяло измерять распределение кластеров по массам в различные моменты относительно начала работы клапана. Ток на цилиндре Фарадея контролировался на осциллографе, также синхронизированном с функциональным генератором.
Частицы, прошедшие через отклоняющие пластины, фокусировались линзой Энзеля. После линзы был установлен постоянный магнит, удаляющий из пучка мономеры и наиболее легкие кластеры. Измерения проводились при двух длинах пролетной части: 64 см и 132 см.
Исследование истечения газа из сверхзвукового сопла
Как показано в обзоре литературы, для визуализации струй газа и определения их свойств существуют различные хорошо изученные методы, однако для применения большинства из них требуется существенная модификация камеры формирования кластеров, а так же использование дополнительного оборудования. Поэтому для изучения геометрических параметров сверхзвуковой струи в условиях, при которых происходит формирование кластерных ионов, был выбран метод визуализации газовым разрядом. Его суть заключается в следующем.
Поскольку пространство с затопленным сверхзвуковым потоком характеризуется значительными неоднородностями, в том числе, скачками плотности, температуры и скорости, можно ожидать соответствующих неоднородностей свечения при инициации в этом пространстве тлеющего разряда. По характеру свечения плазмы разряда можно сделать выводы о структуре потока: его характерной протяженности, поперечных размерах и однородности распределения в нем плотности и температуры.
Для наблюдения свечения плазмы крышка камеры формирования кластеров была изготовлена из плексигласа. Из камеры извлекался скиммер для увеличения рабочего пространства. В экспериментах использовалось две конфигурации электродов, между которыми зажигался тлеющий разряд, они отражены на рис. 3.1. В первом случае кольцо из вольфрамовой проволоки закреплялось соосно соплу. Диаметр кольца 54 мм. На кольцо подавалось постоянное напряжение; в качестве второго электрода выступало сопло, находящееся под потенциалом земли, так же как и стенки камеры. Во втором случае вдоль струи, симметрично относительно оси сопла, закреплялись два медных прямоугольных электрода. Расстояние между ними составляло 65 мм, продольный размер – 62 мм. На один из них подавалось постоянное напряжение, второй электрод, сопло и стенки камеры находились под потенциалом земли. Положение сопла относительно электродов выбиралось продольным перемещением держателя сопла.
Максимальное давление в камере ограничивается возможностями системы откачки. В рабочем режиме ускорителя предельное давление, не вызывающее остановку турбомолекулярного насоса, составляет 6 10-3 Торр, а при кратковременном увеличении оно может достигать 5 10-2 Торр в зависимости от скважности импульсного клапана и рабочего газа. В таких условиях при поступлении через сопло рабочего газа тлеющий разряд зажигается при напряжениях 0,3 – 2,5 кВ в зависимости от условий эксперимента. Максимальный ток разряда был ограничен значением 1 мА, устанавливаемым настройками источника питания. При повышении разрядного напряжения ток разряда увеличивался, что говорит об аномальном режиме разряда. Для конкретных условий эксперимента – давления рабочего газа, скважности импульсного клапана, конфигурации сопла и электродов – существует оптимальный режим напряжения и тока. При превышении током оптимального значения происходит засветка кадра, и конфигурация потока на снимке различима с трудом, а при слишком низком токе качество снимка ухудшает низкая интенсивность свечения. Первоначально для фиксации изображения планировалось использовать стробируемую электронно-оптическую цифровую камеру Nanogate. Длительность стробирующего (затворного) импульса камеры устанавливается с шагом 10 нс и может варьироваться от 10 нс до 20 мкс, а спуск затвора можно синхронизировать с внешним устройством, что позволяет делать снимки с высоким временным разрешением. Элетронно-оптический преобразователь на основе микроканальных пластин, входящий в состав камеры, усиливает входной оптический сигнал и передает его на ПЗС-матрицу цифровой камеры, фиксирующей высококачественное изображение. Электронно-оптическая камера устанавливалась над камерой формирования кластеров, её запуск через линию задержки синхронизировался с моментом открытия импульсного клапана.
Однако в ходе экспериментов обнаружилось, что даже при максимально высоком коэффициенте усиления микроканальных пластин чувствительности камеры не хватает для получения изображения разряда (рис. 2.2).
Изображение разряда в конфигурации с кольцевым электродом, полученное с помощью электронно-оптической камеры. Заметно свечение газа вокруг электрода и следы потока вдоль оси кольца. Поэтому в дальнейших экспериментах использовалась цифровая фотокамера Canon EOS 40D. Для фиксации свечения малой интенсивности на камере устанавливалась скорость ISO 1600, выдержка выбиралась в диапазоне 4 с.
Из-за того, что соотношение давлений перед соплом и после сопла постоянно меняется в результате работы импульсного клапана и системы откачки вакуумной камеры, геометрические параметры бочки Маха также динамически меняются. В случае, если период повторения импульсов напуска газа меньше, чем выдержка фотокамеры, на снимке фиксируется интегральная характеристика свечения за несколько периодов напуска. На снимке хорошо различима форма потока вблизи сопла, однако дальняя его часть оказывается смазанной. Для определения мгновенных параметров бочки Маха длительность открытого состояния клапана выбиралась равной 0,7 с при периоде его работы 3,7 с. В этом случае формирование квазистационарного потока происходит за время, малое по сравнению со временем его существования, и не искажает снимок.
Моделирование газовой струи из сверхзвукового сопла осуществлялось И.Э. Ивановым. Для расчетов использовалась модель на основе уравнения Навье-Стокса, дополненного условиями проскальзывания Максвелла. Вязкость газа учитывалась по формуле Сазерленда. Результаты моделирования включали в себя карты числа Маха, плотности, давления, температуры газа, а также распределение этих параметров вдоль оси струи. Кластеризация на этом этапе моделирования не учитывалась.
Угловые распределения при распылении многокомпонентных мишеней
Проблема сглаживания рельефа поверхности пучками кластерных ионов затрагивается в большом количестве оригинальных работ и обзоров. Не остается сомнений в эффективности использования кластерных ионов для высокоточной шлифовки поверхности материалов с самыми разными механическими и электрическими свойствами. Как показано в обзоре литературы, существуют данные по планаризации металлов, полупроводников простого и сложного состава, диэлектриков, сверхпроводников и магнитных материалов. Планаризованные с помощью газовых кластерных ионов материалы уже используются при производстве микросхем, в оптических приборах видимого и рентгеновского диапазонов, для уменьшения пробойного напряжения в трактах ускорителей частиц.
Вместе с тем, в литературе отсутствуют систематические исследования процесса планаризации. Такие исследования должны включать изучение и выбор оптимальных для выравнивания поверхности данного материала размеров кластеров, их энергии и дозы. В случае планаризации диэлектриков не изучено влияние зарядки поверхности, возникающей при облучении непроводящей мишени ионами.
Таким образом, в данной работе необходимо исследовать принципиальную возможность сглаживания рельефа различных материалов с остаточной средней шероховатостью не более 1 нм. В качестве исследуемых материалов были выбраны поликристаллические металлы простого состава (Cu, W) и сложного состава (NiMoRe, NiPd), полупроводники (Si, Ge), диэлектрики (алмаз, ситалл), а также элементы структуры микросхемы. Такой выбор позволяет оценить влияние на процесс сглаживания электрических свойств мишени, ее состава, твердости, а также имеющегося упорядоченного рельефа в случае облучения элементов микросхемы. 5.2 Методика эксперимента.
Мишени облучались кластерами аргона при энергии 10 кэВ. Облучение проводилось в импульсном режиме, продолжительность импульса тока кластерных ионов на мишень составляла 200 мс при коэффициенте заполнения 0,25. Масс-спектр кластерных ионов, получаемых после прохождения ускоряющего электрода, соответствует рис. 2.11. Ионы с размерами менее 80 атомов/заряд отклонялись от мишени с помощью постоянного магнита, установленного перед коллимирующей системой. Доза облучения определялась по интегратору тока, подключенному к мишени. При этом существование многозарядных ионов не учитывалось, то есть реальное количество упавших на поверхность частиц меньше, чем приведенные значения. Остаточное давление в камере составляло 210-6 Торр.
При облучении диэлектрических мишеней вблизи обрабатываемой площади для компенсации зарядки поверхности располагался катод из вольфрамовой проволоки. Электроны, эмитируемые при напряжении 3 В и токе 0,2 А, полностью компенсировали ток пучка кластерных ионов на мишени. Температура мишени контролировалась полупроводниковым датчиком температуры и не превышала комнатную более чем на 10 градусов при облучении и работе катода.
Образцы были вырезаны в виде шайб диаметром 10 мм и толщиной от 0,3 до 2 мм. Перед облучением поверхность подвергалась механической шлифовке и очистке в органических растворителях. Рельеф поверхности до и после обработки наблюдался с помощью атомно-силовых микроскопов NT-MDT в полуконтактном режиме. В качестве основного параметра оценки эффективности сглаживания использовалось среднеквадратичное отклонение от средней плоскости (Rq или RMS), определяемое как: Rq — — \y (уд2 100 где yi - отсчет высоты в каждой из N точек поверхности. Кроме того, для наблюдения рельефа поверхности использовался сканирующий электронный микроскоп Tescan LYRA.
Атомно-силовое изображение поликристаллической меди перед обработкой кластерными ионами показано на рис 4.6 слева. Видна царапина, оставленная частицами абразива при механической шлифовке. Глубина таких царапин составляла 10-20 нм при ширине около 100 нм. Значение RMS, определенное по данным атомно-силовой микроскопии, равнялось 6,78 нм. После обработки кластерными ионами аргона с энергией 10 кэВ дозой 1,81017 см-2 (рис. 6.4 справа) царапины исчезли полностью. Остаточный рельеф однородный, со значением RMS 0,86 нм. Таким образом, в результате облучения средняя шероховатость меди уменьшилась на порядок.
Поверхность вольфрама после механической шлифовки и после обработки кластерными ионами изображена на рис. 5.1. Доза облучения составила 3,61017 см-2, значение RMS перед облучением составляло 7,65 нм. Царапины, оставленные абразивом, на изображении поверхности после облучения отсутствуют. Средняя шероховатость уменьшилась до значения 4,49 нм. Меньшая по сравнению с медью эффективность сглаживания объясняется значительным различием энергий связи атома на поверхности этих материалов: 3,49 для меди и 8,66 для вольфрама. Большое значение энергии связи для вольфрама приводит к уменьшению коэффициента распыления и к уменьшению подвижности атомов на поверхности. Оба этих фактора, в свою очередь, означают снижение эффективности сглаживания поверхности. Для уменьшения величины остаточного рельефа в данном случае необходимо увеличить дозу облучения. Кроме того, изменение размеров и энергии кластеров приведет к изменению коэффициента распыления, а следовательно и эффективности сглаживания при той же дозе кластеров. Также к изменению характеристик распыления за счет изменения передачи энергии от кластера к мишени приведет выбор рабочего газа с другой молярной массой.
Изображения поверхности сплава NiMoRe (86:10,5:13,5) показаны на рис. 4.10. Доза облучения равнялась 3,61017 см-2. Как и в случае мишеней простого состава, царапины, появившиеся послу механической обработки, исчезли после облучения кластерами. Рельеф поверхности после облучения однородный, с амплитудой около 3 нм. Облучение кластерными ионами не привело к образованию на поверхности структур, которые могли бы развиться из-за неоднородностей, вызванных возможным селективным распылением. Таким образом, кластерными ионами аргона с энергией 10 кэВ возможно сглаживание рельефа, оставшегося после механической шлифовки металлов и сплавов с различными механическими характеристиками.