Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Обзор литературы.
1.1.1. Теоретические основы магнетронного распыления 7
1.1.2. Характеристики разрядного промежутка МРС 12
1.1.3. Зондовые методы исследования магнетронного разряда 15
1.1.4. Вольт-амперные характеристики магнетронного разряда 20
1.1.5. Моделирование магнетронного разряда 23
1.1.6. Моделирование потоков распыленного вещества 30
1.1.7. Магнетронное распыление в присутствии реактивного газа 32
1.1.8. Заключение 34
1.2.1. Свойства двуокиси титана 36
1.2.2. Электрические свойства двуокиси титана 38
1.2.3. Исследования тонких пленок ТЮ2 40
ГЛАВА 2. Методическая часть.
2.1. Описание экспериментальной установки магнетронного распыления 48
2.2. Зондовое измерение параметров плазмы магнетронного разряда 52
2.3. Конструкция зонда и математическая обработка зондовых характеристик 56
2.4. Моделирование распределения параметров электронной компоненты в разряде МРС 59
2.5. Алгоритм моделирования разряда в МРС 62
2.6. Измерение толщины диэлектрических пленок 64
2.7. Измерение диэлектрических и пьезоэлектрических параметров пленок ТЮ2, осажденных на сегнетоэлектрическую подложку 66
2.8. Оценка погрешности основных измерений и расчетов 68
ГЛАВА 3. Физические параметры и кинетика процессов в плазме магнетронного разряда .
3.1. Зондовые исследования плазмы МРС 70
3.2. Моделирование концентраций Ar 4s и Аг 4р состояний в плазме аргона ...82
3.3. Моделирование скорости образования ионов Аг+ 87
3.4. Расчет концентрации атомарного дейтерия 90
ГЛАВА 4. Процессы образования и свойства получаемых в магнетронном разряде .
4.1. Получение пленок ТЮ2 101
4.2. Исследование пьезоэлектрических эффектов в пленках ТЮ2 104
4.3. Исследование диэлектрических свойств пленок ТЮ2 106
Выводы 109
Литература 110
- Зондовые методы исследования магнетронного разряда
- Моделирование распределения параметров электронной компоненты в разряде МРС
- Моделирование концентраций Ar 4s и Аг 4р состояний в плазме аргона
- Исследование пьезоэлектрических эффектов в пленках ТЮ2
Введение к работе
Актуальность проблемы.
Одним из перспективных направлений в области развития новых и экологически безопасных источников энергии является получение энергии с помощью управляемого термоядерного синтеза. Наиболее перспективными устройствами для осуществления этого синтеза являются установки типа ТОКАМАК. Одной из проблем, связанных с работой таких устройств является распыление внутреннего покрытия вакуумной камеры. Одним из перспективных материалов для такого покрытия является углерод, но его распыление ведет к осаждению пленок, содержащих углеводороды, а следовательно к поглощению дейтерия и трития из газовой фазы. Для всестороннего исследования этого явлением необходимо изучить закономерности процесса распыления углерода в дейтерий - тритиевой плазме. Изучение этого процесса в самом ТОКАМАКе - является весьма дорогостоящим экспериментом, поэтому актуальным является изучение закономерностей распыления углерода в,водородной плазме в более простых устройствах и применение выявленных закономерностей к процессам в ТОКАМАКе. Использование для моделирования процессов распыления углерода ионами дейтерия плазмы магнетронного разряда представляется предпочтительным, так как он позволяет работать в нужном диапазоне давлений (1-5 Па) и в широком диапазоне потоков ионов на мишень. В настоящее время не существует достаточно полного теоретического описания, позволяющего построить полноценную модель процессов, происходящих в магнетронном разряде, поэтому приведенная в данной работе эмпирическая модель и расчет на ее базе процессов, происходящих в объеме магнетронной распылительной системы (МРС) при распылении графитовой мишени ионами дейтерия представляются актуальными. . . - ...у...
Предложенный подход к моделированию магнетронного разряда представляет интерес и в плане традиционного применения магнетронного распыления - нанесения тонких пленок с желаемыми свойствами, поскольку МРС является в настоящее время основным инструментом для осаждение пленок в производстве изделий мик роэлектроники. В связи с этим, изучение процесса получения и свойств тонких пленок также является актуальным.
Целью работы являлось построение адекватной модели разряда в МРС и вычислении на ее базе распределения концентраций атомарного дейтерия, а также применение результатов моделирования для оптимизации процесса получения тонких пленок ТЮ2, напыленных на сегнетоэлектрическую подложку и экспериментальное исследование их свойств.
Научная новизна.
1. Установлены особенности влияния изменения давления на зондовые характеристики в плазме аргона при разряде в МРС и уточнена методика вычисления параметров плазмы при пониженных давлениях.
2. Предложена приближенная модель разряда в МРС (распределение температуры и концентрации электронов по объему зоны свечения) и на ее основе произведен расчет концентраций активных частиц в плазме аргона и дейтерия в диапазоне токов разряда 0,08 - 1,5 А и давлений 0,2 - 25 Па.
3. Показано, что эффект "стягивания" разряда к мишени с увеличением давле- ..,. ния может быть объяснен различиями в распределении по расстоянию от мишени концентраций возбужденных атомов из-за изменения температуры электронов.
4. Обнаружены пьезоэлектрические свойства пленки ТЮ2, напыленной на сегнетоэлектрическую подложку (триглицинсульфат), в том числе при температурах, более высоких, чем точка Кюри подложки. Подобный эффект запрещен для объемного монокристалла, так как он имеет точечную группу 4/mmm. Выполнены исследование диэлектрических свойств пленки Ті02 в диапазоне частот 10-10 Гц.
Практическая ценность работы.
Полученные результаты могут быть использованы для расчета концентраций и потоков активных частиц в МРС, а следовательно и для моделирования процессов эрозии в ТОКАМАКе, для оптимизации процесса получения тонких пленок-с жела-:« л„: емыми свойствами, а также при построении моделей физико-химических процессов в разряде МРС.
Апробация работы и публикации.
Основные результаты работы докладывались и обсуждались на следующих конференциях и симпозиумах:
VIII Всесоюзная конференция по физике газового разряда, Рязань (1996), 37-microsymposium on biodegradable polymers: chemical, biological and environmental aspects, Prague (1996), итоговой научной конференции ИвГУ, Иваново (1997), З Российской конференции "Высокие технологии в промышленности России", Москва (1997), 1 Всероссийской научной конференции "Молекулярная физика неравновесных систем", Иваново (1999), 4- international symposium on diamond films and related materials, Kharkov (1999), 6 международной конференции "Высокие технологии в промышленности России", Москва (2000).
Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, четырех глав, выводов и списка литературы. Общий объем диссертации - 120 страниц, рисунков -58, таблиц - 12. Библиография включает 120 наименований.
Зондовые методы исследования магнетронного разряда
Разрядный промежуток в МРС принято разделять на 3 участка: темное катодное пространство (ТКП), область локализации плазмы (или прикатодная область свечения) и анодная зона. По своим функциям эти области соответствуют темному катодному пространству, второму катодному свечению (отрицательному свечению) и фарадееву темному пространству в тлеющем разряде [14]. Сам положительный столб в МРС не наблюдается из-за низкого давления. Существенное отличие разряда в МРС от тлеющего - на порядки большая степень ионизации, так как в МРС как правило наблюдаются большие концентрации заряженных частиц при значительно меньших (на 2-4 порядка) давлениях. Кроме того, в магнитной ловушке существует направленный дрейф электронов не только от катода к аноду, но и ток Холловского дрейфа в ЕхВ направлении, превышающий разрядный ток [15]. Из-за ловушки подвижности ионов и электронов в направлении катод - анод сопоставимы и существует сильный градиент концентраций заряженных частиц по объему разряда.
При низком давлении разряд в разрядном промежутке поддерживается в основном за счет электронов, эмиттируемых с катода под действием ионной бомбардировки. Выбитые из катода электроны ускоряются в (ТКП) и с энергиями (0.6..0.8 Up) входят в область плазмы, где совершают ионизирующие столкновения с атомами рабочего газа до тех пор, пока не потеряют энергию и не попадут на анод. Оценка по формуле (1.3) показывает, что поскольку гл у ионов на 2-2.5 порядка больше, чем гл у электронов, то ионы под действием электрического поля свободно уходят на мишень по прямолинейным траекториям. Из-за неоднородности Е и В, траектория электронов, эмиттированных с катода не является строго циклоидальной. Однако, для удобства будем считать ее близкой к циклоиде. Как показано на рис. 1.3, электрон, ускоряясь в области ТКП шириной dk удаляется от катода на расстояние dt и попадает в область плазмы. В общем случае dt dk. Если считать их близкими по величине, а электрическое поле в ТКП достаточно однородным, то dt = hH, т.е. удаляется от катода на расстояние 2гл со скоростью v-L=vH эВ, тогда как большинство других считают, что на нем падает значительно больше 0.8..0.9 Up, измерение электрического поля в нем для Не методом лазерной индуцированной флоуресценции (LIF) показало, что оно падает от сотен В/мм до нуля на расстоянии 1.5..2 мм от катода [17].
В идеальном случае, если электрон не столкнется на своем пути с другой частицей, то он должен вернуться к катоду и быть захвачен им. Вероятность захвата должна быть велика, поскольку длина свободного пробега намного больше длины циклоиды, однако из-за высокочастотной нестабильности электрических полей в плазме (шумов) и пространственной неоднородности электрического и магнитного полей по данным [3] вероятность возврата электронов на катод не превышает 0.5. Экспериментально наличие обратного захвата электронов катодом подтвердили авторы [18]. Они исследовали разряд DC в планарном магнетроне. Индукция магнитного поля была измерена в нескольких точках и аппроксимирована, эмиссионные исследования выполнены методикой, сходной с томографией - через 10 волноводов собиралась информация об интенсивности спектральной линии из узкого участка разряда и компьютерной обработкой строилась трехмерная модель. На основании экспериментальных исследований пространственного положения интенсивности излучения и профиля травления они выявили, что и интенсивность и профиль травления смещены по отношению к максимуму радиальной составляющей магнитного поля, что по их мнению подтверждает частичный захват катодом эмит-тированных электронов.
Электроны, которые попадают в магнитную ловушку и не возвращаются на катод, начинают испытывать столкновенияв плазме, в результате которых перемещаются в сторону анода. Совершив несколько столкновений, электроны теряют энергию и диффундируют к аноду. Область, в пределах которой электроны теряют энергию, называется областью существования плазмы. Граница этой области в магнетронном разряде - по существу условный анод [3]. Реальный анод МРС должен располагаться от центра МРС на расстоянии от катода не меньшем этой границы (х0, рис. 1.3), иначе он будет захватывать из ловушки электроны, способные ионизировать газ.
Моделирование распределения параметров электронной компоненты в разряде МРС
В области локализации плазмы наблюдались отклонения ФРЭЭ от Макс-велловского с резко увеличенным вкладом в высокоэнергетический хвост функции распределения. Ожидается, что с углублением в область локализации отклонения будут нарастать вследствие затруднения термализации. В случае разряда в Не отклонение было еще большим и Максвелловское распределение наблюдалось только на значительном удалении зонда от зоны локализации. Кроме того, по оценке [22], электронные плотности в Не были на порядок меньше, чем в Аг при эквивалентных токах разряда. При изменении тока разряда от 0.1 до 1А концентрация электронов возрастала приблизительно пропорционально току разряда несмотря на то, что электронная температура при этом не изменялась.
Несколько иные данные представлены в [23]. На фиксированном расстоянии по оси разряда и на 7 различных высотах параллельно (в противоположность ]) катоду помещался вольфрамовый зонд 0 0.25 и длинной 3.5 мм. Условия разряда : медный катод, напряжение - 300В DC, ток - 0.32А, газы - Не и Аг. Возмущения плазмы -падение тока разряда на 12% на высоте зонда п=0.5 см и 2.5% на больших высотах. Данные в статье приведены для Не при давлении 11 Па, подобные данные получены и для Аг. Данные обрабатывались следующим образом: считалось, что потенциал плазмы - Vp - точка, в которой производная зондового тока максимальна (по отношению к Л/зонда). Зондовый ток в области с V3 Vp обрабатывался по двухтемпературной модели. В результате исследований было установлено, что снаружи магнитной ловушки имеются электроны с двумя температурными распределениями: горячим ( 7.8 эВ) и холодным ( 0.5 эВ). Внутри ловушки имеются только горячие электроны. Концентрации горячих электронов внутри ловушки и холодных вне ее примерно равны (рис. 1.5). Потенциал плазмы примерно постоянен вне ловушки (+1.8 В от анодного значения) и резко падает внутри нее (-16.8 В на высоте 0.5 см).
В статье [25] приведены данные исследования пространственного распределения тока на катод в МРС. Данные собирались при помощи токовых датчиков, вмонтированных в катод. Радиальное распределение аппроксимировалось Гауссовской функцией и его полуширина принята за ширину распределения та. В [25] показано, что в случае темного катодного пространства (ТКП) более тонкого, чем Ларморов-ский радиус получено значение га « V1/4B4/2, а в случае более толстого, примерно вдвое большего, чем вычисленного по формуле Чейлда-Лэнгмюра получено xn«V1/10I1/5B4/5, что лучше согласуется с экспериментом. В работе предполагается, что все разрядное напряжение падает на темном катодном пространстве. Показано, что только в случае сильного магнитного поля (В 0.05Т) теория сильно (в 1.5 раза) расходится с экспериментом, что объяснено преобладающей диффузией ионов. В статье [26] определены энергии ионов, бомбардирующих катод в МРС. Измерения энергии ионов по тормозным характеристикам ионной компоненты проводились трехэлектродным зондом, монтированном в материале катода. На разделительную сетку подавалось отрицательное по отношению к катоду смещение. ФРИЭ определялась путем графического дифференцирования тормозной характеристики. При плотности разрядного тока 2000 А/м2 наблюдался перегрев и разрушение сеток зонда. Во всех режимах разряда средняя энергия ионов составляла: Доля ионного тока в разрядном оценена как отношение ионного тока насыщения к полному ионному току коллектора : Ъ, = 0.94..0.96.
Достаточно эффективным и наряду с зондовыми измерениями нашедшим широкое применение методом является исследование вольт-амперных характеристик магнетронного разряда.
Экспериментальные зависимости напряжения от тока (ВАХ) для МРС с пла-нарной и цилиндрической мишенью приведены в [3]. При изображении в двойном логарифмическом масштабе они носят линейный характер, следовательно, в обычных координатах U(J) будет наблюдаться степенная зависимость, которую можно описать эмпирическим выражением вида [3]: п - показатель, зависящий от эффективности улавливания электронов магнитной ловушкой.
Этот показатель тем выше, чем эффективней удерживаются электроны в области разряда. Зависимость (1.13) не следует из строгих физических соображений и является простой аппроксимацией эмпирических данных. Однако, имеющиеся результаты, в том числе и для самых различных конструкций МРС, да и собственные исследования указывают на известную универсальность такого вида функции J(U). Согласно [3], различие между МРС разной конструкции, мощности и т.д. заключалось лишь в значениях а и п, но не в характере зависимости.
Несколько ранее, те же авторы на основе явлений, наблюдаемых в разряде со скрещенным электрическим и магнитным полем, предложили модель процесса ионизации, происходящего в плазме МРС и, исходя из этого, получено аналитическое выражение для ВАХ. При этом авторы полагали, что в области темного катодного пространства падает небольшое напряжение, необходимое лишь для разгона вторичных электронов с мишени до энергий, при которых начинается эффективная ионизация рабочего газа. Остальное напряжение, приложенное к разряду, падает в прианодном слое плазмы, в котором и происходят процессы, лимитирующие существование и образование плазмы в МРС [27]. Конечное выражение для ВАХ, полученное на основе этих представлений, аналогично (1.13) с показателем степени гг=2: де UQ - напряжение зажигания разряда. Вид уравнения (1.14) предполагает, что показатель степени n=2 - const и не зависит явно ни от внешних параметров системы (давления и индукции магнитного поля), ни от материала мишени. К сожалению, при выводе этой формулы авторы пользовались предположениями, которые в дальнейшем не подтвердились экспериментальной проверкой.
Моделирование концентраций Ar 4s и Аг 4р состояний в плазме аргона
Рассмотрим ряд работ [37 - 39], посвящен Монте-Карло моделированию тер-мализации потоков отраженного инертного газа и распыленных атомов мишени на пути к подложке.
В статье [37] приведен обзор работ, посвященных эффектам потока высокоэнергетических атомов и эффектам, вызываемым ими в растущей пленке при маг-нетронном распылении. К числу подобных относятся нагрев подложки, перераспыление растущей пленки (до 15% по массе), появление в ней напряжений, проявляющихся в частности в изменении параметров решетки и, наконец, к поглощению растущей металлической пленкой атомов рабочего газа. Авторы приводят свои данные по поглощению различных инертных газов при распылении различных металлов, зависимости от мощности, давления, температуры подложки. Сделан вывод о предпочтительном использовании ксенона как рабочего газа перед аргоном. В статье [38] приведены результаты Монте-Карло моделирования термализации распыленных и отраженных атомов в МРС. Моделировался разряд Ar/Cu при энергии падающих ионов Аг 100 и 400 эВ и различных давлениях Аг. При распылении Си энергия просчитывалась с использованием потенциала Мольера до порога -энергии сублимации Си. Для описания рассеяния в газе использовался смешанный потенциал - Томас-Ферми-Морзе - потенциал (TFM) - позволяющий оперировать атомами с энергией 0.01 .. п ЮО эВ. От приближения твердых сфер потенциал отличается большим сечением : длина свободного пробега приблизительно на порядок меньше. Получены данные по распылению атомов Си, их энергии и угловому распределению в зависимости от энергии ионов Аг+. Отмечено, что при энергии падающих ионов 400 эВ имеет место косинусоидальное распределение выхода атомов и энергетический спектр соответствует формуле Томпсона, т.к. имеет место широко известный столкновительный каскад в твердом теле, а при 100 эВ появляется сильная зависимость кинетики распыления мишени от угла падения иона. Получены подобные зависимости и для отраженных атомов Аг. Приведены зависимости распределения атомов Си по скоростям на разных расстояниях от катода, при разных давлениях и различных потенциалах взаимодействия Cu-Ar (TFM, Мольера, твердых ядер). Авторы считают, что лучше согласуются с экспериментальными данными (средней кинетической энергией распыленных атомов Си) расчеты с использованием TFM - потенциала. Обсуждаются возможности обратного распыления вещества с подложки высокоэнергетичными атомами при различных напряжениях разряда и давлениях Аг.
В статье [39] описано Монте-Карло моделирование разрежения рабочего газа при магнетронном распылении. Уменьшение концентрации частиц, по мнению автора, происходит в результате нагрева газа путем переноса энергии через столкновения с потоком атомов распыляемого вещества. Другими источниками нагрева (низкоэнергетичные электроны, ионы, отраженные атомы) обычно пренебрегают. Расчеты велись в предположении, что катод и подложка бесконечной протяженности, параллельны и разделены расстоянием D. Начальное распределение по энергиям атомов, падающих на подложку считается распределением Томпсона, пропор-циональным Ео (Е0 + U)", где Е0 - энергия падающего иона и U - энергия связи распыляемых атомов в материале мишени. Отмечено, что при прочих равных условиях (мишень - Си, I=1A, V=500B, S=100CM2) температурный профиль для Аг выше, чем для Ne (1080 и 580 К соответственно). Это объясняется более высокой теплопроводностью Ne (0.049 - Ne, 0.018 - Аг), несколько пониженным коэффициентом распыления (1.8 для Cu/Ne (500 В) и 2.3 для Cu/Ar) и меньшей эффективностью передачи энергии при столкновениях Cu-Ne. Полученные данные сравнены с экспериментальными. Сделан расчет температуры при постоянной плотности тока и разных напряжениях и давлениях Аг (V=1000/P0 3 - экспериментальная зависимость). Коэффициент распыления считался линейным : 3.80 для 1000В - 1.85 для 350В. Сделан вывод, что из-за нагрева давление газа может уменьшаться в 3 раза. Зависимость максимальной Т от І в логарифмическом масштабе имеет наклон 0.5. Расчеты для разных веществ (С, Al, Ті, Си, W, Аи) показали, что только для С имеет место незначительный нагрев газа из-за очень малого коэффициента распыления ( 0.2), малого сечения столкновений (0-( .=0.15 нм2, Gcu/Ar=0.28 нм2 при 10 эВ). Увеличение расстояния катод-подложка приводит к увеличению максимальной температуры газа, кроме случая высоких давлений, когда энергия передается газу рядом с катодом. В качестве ограничения модели отмечено, что теплопроводность взята для вязкостного режима, тогда как при давлениях 1Ра он молекулярно-вязкостный.
Экспериментальное наблюдение движения газовой среды в МРС при повышенных давлениях и влияние на растущую пленку приведены в [40]. Отмечено, что при магнетронном напылении для снижения энергии частиц, поступающих на поверхность растущей пленки часто используют повышенные (десятки Ра) давления. Для выяснения особенностей роста тонких пленок при повышенных давлениях авторы измерили распределение температуры и скорости газа, скорость осаждения, профиль и морфологию поверхности тонких пленок в зависимости от давления (10..ПО Ра) и мощности (20..500 Вт) в обычной планарной МРС. В результате исследований было установлено, что структура пленок, напыленных при Р=33 Ра зависит от мощности разряда: при W=25 Вт, вся поверхность пленки однородная и гладкая, в при W 38 Вт в центральной части пленки наблюдалось матовое пятно, при дальнейшем увеличении мощность переходящее в сажеподобное. Дополнительные исследования показали, что центр пятна расположен в центре подложко-держателя , в не катода. Такое поведение авторы связывают с конденсацией частиц в газовой фазе и особенностями газового потока при обтекании подложкодержате-ля.
Исследование пьезоэлектрических эффектов в пленках ТЮ2
Моделирование разряда проводилось по следующей схеме: - на первом этапе вычислялась зависимость констант скоростей реакций от температуры электронов. Для аргона брались готовые зависимости (таб. 2.1), а для дейтерия производилась аппроксимация сечений полиномом 9 степени и численное вычисление по формуле (3.5) требуемых зависимостей. Полученные зависимости также подвергались аппроксимации для удобства дальнейшего использования.
В нашем приближении размеры зоны ловушки считались не зависящими от внешних параметров (ток, давление, род газа, материал мишени). Поскольку разряд в МРС имеет ось симметрии (цилиндрическая геометрия), то расчеты проводились по плоскому сечению. Сечение зоны генерации было выбрано как прямоугольник, расположенный на высоте 2 мм от катода, высотой 15 мм, отстоящий от оси симметрии на 30 и длиной 23 мм, т.е. сечение зоны генерации - прямоугольник со сторонами 23 мм в радиальном и 15 мм в аксиальном направлении. В этом случае объем зоны генерации = 87 см3. Это сечение разбивалось на 40 элементов в радиальном и 15 в аксиальном направлении считалось, что температура и концентрация в электронов в пределах элемента сетки не изменяется. На основании этих данных для каждого элемента сетки производился расчет констант скоростей процессов и решалась система кинетических уравнений вида: произведение К п - скорость генерации или расхода соответствующего состояния.
Для расчетов процессов в плазме аргона в качестве начальных параметров были заданы концентрации атомов аргона, она не менялась во времени, так как сумма концентраций всех прочих состояний была по сравнению с ней незначительной. Расчет производился методом итераций до достижения равновесных значений по всем концентрациям. Рассчитывались равновесные концентрации 4s и 4р состояний и скорость образования ионов аргона.
Расчетная программа написана на Паскале, в ней на основании заданных давления и изменений концентрации и температуры электронов рассчитываются кинетические коэффициенты и равновесные концентрации 4р и 4s состояний (шаг по времени постоянный, расчет выполнялся до 10"6 с, 64000 шагов), время расчета мин на AMD486. За начальные условия вводятся параметры плазмы на анодной границе зоны магнитной ловушки над максимумом зоны эрозии.
В случае расчетов процессов в плазме дейтерия использовалась та же геометрическая картина, что и для расчетов в аргоне. На первом этапе вычислялась скорость образования атомарного дейтерия в области генерации в предположении, что концентрация молекул постоянна, полученное аксиальное распределение скорости генерации над максимумом зоны эрозии аппроксимировалось квадратичной зависимостью и пренебрегая слабым радиальным изменением температуры электронов радиальное распределение скорости генерации в ячейке зависит от отношения концентрации электронов в ней к максимальной концентрации на данной высоте (над максимумом зоны эрозии). Далее методом итераций производился расчет диффузии атомов по объему разрядной камеры с рекомбинацией на стенках и производилась коррекция скорости образования атомов из-за уменьшения концентрации молекул при постоянстве давления. Расчет проводился до достижения равенства скорости образования атомов в ловушке скорости рекомбинации их на стенках.. Расчетная программа также написана на Паскале, но время расчета значительно больше (30..60 мин), а шаг по времени зависит от режима движения частиц - молекулярный или вязкостный.
Измерение толщины пленок диоксида титана производилось на спектрофотометре "SPECORD М40" по зависимости пропускания от длины волны при нормальном падении [107 - 109]. Подложкой служило стекло с высоким показателем преломления. В работе использовались данные, приведенные в [51] для оптической дисперсии объемного ТІ02 Расчетная формула для зависимости пропускания света Т от длины волны А, при нормальном падении света на систему пленка - подложка приведена в [109]: n0 - показатель преломления подложки (был взят равным 1.7 во всем диапазоне длин волн) пі (А,) - зависимость показателя преломления преломления пленки от длины волны; в нашем случае, исходя из формулы (1.15) и таблицы (1.3):
Формула (2.10) использовалась для определения толщины полученных тонких пленок по лучшему совпадению экспериментальных и расчетных данных в предположении, что оптическая дисперсия пленок подобна дисперсии, приведенной для объемного анатаза.
Одной из особенностей МРС, важной с практической точки зрения является возможность получения пленок химических соединений. Поэтому представляет интерес изучение влияния параметров МРС на свойства получаемых пленок. С этой целью проводились эксперименты по кинетике осаждения пленок и по исследованию возможностей управления физическими свойствами получаемых пленок (в частности - пьезоэлектрический эффект в оксидных структурах). Основной целью проводимых экспериментов являлось изучение возможности понижения точечной симметрии пленок, индуцированного взаимодействием с подложкой. Как известно [ПО], в средах, обладающих точечной группой симметрии 4/mmm (структура рутила) пьезоэлектрический эффект запрещен. Однако, в результате Кулоновского взаимодействия диполей Ті-0 (ответственных за высокую диэлектрическую проницаемости структуры рутила), с поляризующим полем монодоменной диэлектрической подложки, в соответствии с принципом Кюри возможно морфическое понижение симметрии пленки и существование эффектов, характерных для нецентро-симметричеых структур, в частности пьезоэлектрического.
