Содержание к диссертации
Введение
1.1 Распыление твердых тел под воздействием пучков ускоренных ионов и кластеров 5
1.2 Существующие методы исследования распыления и их применимость для описания линейного и нелинейного распыления 11
1.3 Метод молекулярной динамики. обзор результатов по нелинейному распылению полученных с помощью молекулярной динамики 17
1.4 Потенциалы межатомного взаимодействия, используемые для моделирования распыления с помощью мд 27
1.5 Модели учета взаимодействий атомов с электр01ii гой подсистемой в рамках мд 35
1.6 Возможность моделирования посткаскадных процессов на больших временах. 39
1.7 Формулировка наиболее актуальных проблем в физике взаимодействия нанокластеров с поверхностью исходя из обзора совремипюго состояния в данной
области. 45
1.8 Постановка задачи для диссертации, общая характеристика работы 46
1.9 Положения диссертационной работы, выносимые на защиту 53
2 Физические основы и методика моделирования процессов эрозии поверхности „ 54
2.1 Потенциалы межатомного взаимодействия 54
2.2 Модели учета взаимодействий атома с электронной подсистемой мишени 61
2.2.1 Электронное торможение. 61
2.2.2 Электрон-фононное взаимодействие 63
2.3 Особенности используемого алгоритма мд 64
2.4 Методика моделирования 68
2.4.1 Характеристики каскада соударений и теплового пика 68
2.4.2 Распыление 69
2.4.3 Образование дефектов 70
2.4.4 Структура поверхности 71
Метод монте-карло для моделирования долговременной эволюции микроструктуры облученной мишени
2.6 Вывод по главе 2 76
3 Моделирование ионного распыления металлов и сплавов ..77
3.1 Коэффициенты распыления : 77
3.2 Энергетические и угловые спектры эмиссии 80
3.3 Преимущественное распьшеї гит- 81
3.4 Вывод по главез 83
4 Исследование каскадных процессов в металлах под воздействием многоатомных кластеров 88
4.1 Особенности каскадных процессов вызванных ионной и кластерной бомбардировкой 88
4.2 Распределение пробегов и энергетические потери внедренных атомов 90
4.3 Энергетические и временные характеристики каскада соударений ,94
4.4 Вывод по главе4 97
5 Исследование процессов распыления металлов при кластерной бомбардировке 105
5.1 Коэффициипы распыления 105
5.2 Временные спектры вторичной эмиссии. 108
5.3 Энергетические и угловые спектры эмиссии 111
5.4 Преимуществешое распыление 112
5.5 Вывод по ГЛАВЕ5 ИЗ
6 Исследование эволюции микрорельефа поверхности и первичного дефектообрлзования при кластерной бомбардировке 124
6.1 Особенности микрорельефа поверхности, формируемого при кластерной бомбардировке 124
6.1.1 Временная эволюция морфологии поверхности 124
6.1.2 Количественные характеристики кратерообразования: зависимость от размера налетающего кластера 125
6.1.3 Количественные характеристики кратерообразования: зависимость от энергии налетающего кластера 129
6.2 Процессы первичного дефектообразовапия ; 130
6.3 Эволюция микроструктуры поверхности на больших временах 135
6.4 Вывод по главеб 137
7 Заключение „ 152
7.1 Основные результаты и выводы 152
8 Список цитированной литературы
- Метод молекулярной динамики. обзор результатов по нелинейному распылению полученных с помощью молекулярной динамики
- Модели учета взаимодействий атома с электронной подсистемой мишени
- Энергетические и угловые спектры эмиссии
- Энергетические и временные характеристики каскада соударений
Введение к работе
1. Amy аль ность
В настоящее время использование пучков ускоренных атомарных нанокластеров с целью анализа и модификации поверхности рассматривается как новый и многообещающий подход, существенно превосходящий по своим технологическим возможностям традиционные методы, основанные на использовании пучков одноатомных ионов [1-2]. Одной из главных причин, ограничивающей использование для этих целей пучков сфокусированных ионов с достаточно большой энергией, является радиационное повреждение облучаемых материалов. Наиболее очевидный путь уменьшения поверхностных повреждений - это использование ионов низких энергий (менее 1 кэВ), однако при этом существенно ухудшаются модифицирующие свойства пучка и, кроме того, резко падает качество его фокусировки. Использование кластерных пучков имеет ряд очевидных преимуществ. С одной стороны, энергия кластера возрастает кратно числу атомов в нем при той же скорости, что позволяет избежать больших оптических аберраций в фокусирующих системах. С другой стороны, коэффициент распыления в пересчете на один налетающий атом также будет возрастать при той же скорости частиц, что позволит повысить эффективность травления [2]. Однако при этом будет так же расти и эффективность вносимых пучком радиационных повреждений [3]. Физическая модель
С. 09
РОС. НАЦИОНАЛЬНАЯ , БИБЛИОТЕКА '
эрозии поверхности под воздействием кластерной бомбардировки пока не разработана до уровня, позволяющего делать надежные количественные оценки подобных эффектов, что отчасти сдерживает практическое использование кластерных пучков и, с другой стороны, стимулирует фундаментальные исследования в данной области. Проводимые экспериментальные исследования охватывают лишь отдельные явления и не носят систематического характера Так, в ряде экспериментов выявлены эффекты неаддитивного (нелинейного) возрастания коэффициента распыления при кластерной бомбардировке (в пересчете на один налетающий атом) [4]. Бомбардировка тяжелыми ионами и кластерами может также способствовать формированию специфической топографии поверхности. В случае линейного режима распыления (характерного для ионной бомбардировки) основная топографическая особенность приповерхностной области мишени - это образование ад-атомов (атомов на поверхностном слое мишени), тогда как нелинейный режим обычно сопровождается формированием кратера в приповерхностной области мишени, что было установлено экспериментально [5-6]. Подобные эффекты, проявляющиеся при внедрении нанокластера, обусловлены аномально высокой локальной плотностью поглощенной в мишени энергии, что приводит к возникновению каскада атомных соударений с высокой плотностью энергии (так называемого "столкновительного пика"), который постепенно трансформируется в "тепловой пик", представляющий собой долгоживущую (вплоть до нескольких десятков пикосекунд) локально расплавленную область вещества. Подобные величины локально поглощенной объемной плотности энергии практически недостижимы при внедрении в вещество одноатомных ионов, за исключением ряда случаев торможения сверхтяжелых ядер и осколков деления при энергии, соответствующей максимуму их ядерной тормозной способности. Теория, позволяющая адекватно описывать подобные явления, в настоящее время практически отсутствует. Эффекты "пиков" не могут быть также описаны и в рамках приближения парных соударений, широко используемого для моделирования распыления и дефектообразования при ионной бомбардировке, поэтому наиболее адекватным подходом к их моделированию является метод классической молекулярной динамики (МД). Данный метод был использован в ряде работ для исследования распыления и модификации структуры поверхности в нелинейном режиме при кластерной бомбардировке [7]. Однако какие-либо систематические исследования данных явлений не проводились Следует особо отметить, что на сегодняшний день практически отсутствуют данные о характере радиационного повреждения вещества под воздействием кластерной бомбардировки. Хотя процесс радиационного повреждения при ионной бомбардировке различных материалов (в линейном режиме) хорошо изучен как в теории, так
4 ' "
и с помощью компьютерного моделирования [8-9], процессы дефектообразования в режиме каскадов высокой плотности энергии практически не изучались. Таким образом, исходя из анализа опубликованных работ, можно сделать вывод о необходимости дальнейших исследований для лучшего понимания физики процессов взаимодействия атомарного нанокластера с поверхностью, а также для количественного описания наблюдаемых при этом физических явлений (в частности, таких как распыление, изменение микроструктуры поверхности, радиационные повреждения и др.).
2.Цель работы:
Целью данной диссертационной работы является исследование методом компьютерного моделирования характерных особенностей процессов распыления, первичного дефектообразования и микроструктуры приповерхностной области Cu(lll) и Ni(lll), подвергаемых облучению атомарными металлическими нанокластерами и ионами, содержащими от 1 до 55 атомов, с начальной энергией в диапазоне от 0.1 до 1 кэВ на один налетающий атом. При этом особо акцентировалась задача анализа нелинейных эффектов, или эффектов синергизма (т.е. качественных и количественных различий характера процессов, вызванных внедрением кластера и одноатомного иона при идентичных начальных условиях в пересчете на один налетающий атом), а также выявление физических механизмов, лежащих в основе данных эффектов. Так же в качестве одной из задач ставилось исследование особенностей преимущественного распыления при кластерной бомбардировке (на примере рассмотрения распыления упорядоченного сплава №зА1). В работе также затронуты вопросы влияния электронной подсистемы металлов на процессы эрозии поверхности при кластерной бомбардировке Си и Ni.
Для достижения основных целей диссертационной работы необходимо также решить ряд сопутствующих задач:
- выбрать наиболее адекватные модели элементарных процессов, определяющих взаимодействие ускоренных частиц с веществом и эффекты связи в веществе, а именно (в контексте используемого метода) выбрать потенциалы межатомного взаимодействия для всех рассматриваемых систем (включая двухкомпонентные), с учетом реалистичности как короткодействующей, так и дальнодействующей составляющей такого потенциала, а также выбрать наиболее оптимальные модели учета атом-электронных взаимодействий применительно к рассматриваемым задачам;
- оптимизировать математическую модель и компьютерную программу, реализующую метод классической молекулярной динамики применительно к задачам внедрения кластеров в кристалл.
З.Научная новизна.
В данной работе впервые проведено систематическое изучение характерных особенностей вторичной эмиссии, а также микроструктуры приповерхностной области металлов при бомбардировке кластерами различного размера в диапазоне энергий до 1 кэВ/атом, как в зависимости от числа атомов в налетающем кластере при фиксированной энергии на атом, так и в зависимости от энергии. Показано существование порога между линейным и нелинейным режимами распыления, который зависит от полной энергии кластера. Также впервые проведено исследование роли электронной подсистемы мишени при взаимодействии нанокластеров рассматриваемого диапазона энергий с металлами, при этом показано, что для ряда металлов (для которых характерно малое время релаксации электрон-фононного взаимодействия) ее влияние на вторичную эмиссию может быть существенным. Так же впервые изучены процессы первичного радиационного повреждения металлов, подвергаемых бомбардировке нанокластерами. Проведена сравнительная оценка относительных эффективностей радиационного повреждения и распыления при различных режимах облучения.
4.Научная и практическая ценность.
В результате выполнения данной работы был разработан комплекс программ, позволяющих проводить моделирование процессов внедрения ускоренного нанокластера в твердое тело, а также исследовать сопутствующие процессы: вторичную эмиссию, изменение микроструктуры поверхности и образование кратеров, первичное дефектоообразование в мишени. С точки зрения фундаментальных исследований ценность работы заключается в том, что с помощью разработанных методик возможно изучать на атомарном уровне физические механизмы, обуславливающие нелинейные эффекты при кластерном распылении, каскады высокой плотности энергии, пост-каскадные тепловые пики и соответствующие им механизмы радиационного повреждения мишени. С точки зрения прикладной науки ценность полученных результатов и разработанных методик моделирования заключается прежде всего в возможности получать количественные оценки характеристик распыления и радиационного повреждения мишени при бомбардировке нанокластерами, что может быть использовано для оптимизации режимов облучения при
анализе поверхности с использованием кластерных пучков, а также при разработке новых прецизионных методов анализа и обработки поверхности с использованием пучков атомарных наночастиц.
5.Апробация работы и публикации.
Основные положения диссертационной работы были представлены в виде устных и стендовых докладов на целом ряде научных конференций: 19th International Conference on Atomic Collisions in Solids (ICACS-19), Paris, 29 July- 3 August 2001 (стендовый доклад); Sixth International Conference on Computer Simulation of Radiation Effects in Solids (COSIRES-2002), Dresden, Germany, June 23 - 21, 2002 (устный доклад); "Неразрушающие методы контроля и компьютерное моделирование в науке и технике" (New Approaches to High-Tech-Nondestructive testing and Computer Simulations in Science and Engineering) - NDTCS-2002, 10-16 June 2002, St Petersburg, Russia (устный доклад); NDTCS-2003, 9-15 June 2003, St Petersburg, Russia (устный доклад); ХХХШ Международная конференция по физике взаимодействия заряженных частиц с кристаллами ФВЗЧК-2003 Москва, 26-28 мая 2003 г МГУ им Ломоносова (устный доклад); XXXIV международная конференция ФВЗЧК-2004, Москва, 31 мая - 2 июня 2004 г МГУ им. Ломоносова (устный доклад); NDTCS-2004, 7-13 June 2004, St.Petersburg, Літ/а(устньш доклад);
Основные результаты диссертационной работы опубликованы в виде статей в российских и международных периодических изданиях, а также в виде тезисов докладов международных научных конференций (всего по теме диссертации опубликовано 15 работ). Список основных публикаций приведен в конце автореферата.
6. Положения диссертационной работы, выносимые на защиту.
-
Комплекс программ для компьютерного моделирования методом классической молекулярной динамики процессов внедрения ускоренных нанокластеров (с начальной энергией до нескольких кэВ/атом) в кристаллическую мишень, а также сопутствующих процессов распыления, модификации поверхности и первичного радиационного повреждения облучаемого кристалла; тестирование разработанной методики на основе сравнения с известными экспериментальными данными по ионному распылению металлов;
-
Результаты исследования пространственных, энергетических и временных характеристик нелинейных каскадов атомных соударений высокой плотности энергии и пост-каскадных эффектов, возникающих вследствие внедрения ускоренного нанокластера в мишень;
-
Результаты исследования нелинейных и неаддитивных эффектов при распылении металлов под воздействием кластерной бомбардировки при различных режимах облучения (в зависимости от энергии и размера налетающего кластера);
-
Результаты исследований особенностей микроструктуры приповерхностной области мишени, формируемой при внедрении нанокластера, а также характера первичных радиационных повреждений мишени.
7.Структура я объем диссертации.
Диссертационная работа состоит из оглавления, семи глав (включая введение и заключение), списка цитированной литературы, содержащего 180 наименований, приложений. Общий объем диссертационной работы - 176 страниц машинописного текста, включая 22 таблицы, 37 рисунков, 2 машинописные страницы приложений.
Метод молекулярной динамики. обзор результатов по нелинейному распылению полученных с помощью молекулярной динамики
Метод молекулярной динамики (МД) имеет самое широкое применение при моделировании сложных физических процессов, начиная с моделирования структуры органических молекул и заканчивая моделированием движения галактик. В физике твердого тела и материаловедении моделирование с помощью МД заключается в вычислении траекторий некоторого числа взаимодействующих атомов в течение заданного промежутка времени. Метод позволяет моделировать сложные динамические процессы в веществе, при условии, что соответствующие пространственные и временные корреляции изучаемого процесса могут быть рассмотрены в пределах ограниченного размера системы и временного масштаба проводимого компьютерного эксперимента. Физические свойства, характеризуемые термодинамическими величинами, могут вычисляться как соответствующие средние значения от мгновенных значений величин, получаемых в процессе моделирования. Взаимодействие ионов с твердым телом и его поверхностью, включая процесс распыления, составляет сложную физическую картину, которая вполне может быть рассмотрена при помощи метода МД.
Методом МД называется метод компьютерного моделирования, где временная эволюция ансамбля взаимодействующих атомов отслеживается путем интегрирования уравнений движения. В методе классической МД используются законы классической механики (закон Ньютона). Методика интегрирования уравнений движения атомов, выбор временного шага, начальные и граничные условия чрезвычайно важны для проведения моделирования методом МД. В настоящее время существует много монографий и обзоров, в которых описана техника метода МД [71, 72, 73, 74, 75, 76], большинство из которых посвящено общим проблемам молекулярно-динамического моделирования свойств вещества в условиях термодинамического равновесия. Специфика моделирования взаимодействия ускоренных ионов с твердым телом, как правило, не рассматривается подробно в этих монографиях, однако этим вопросам посвящены несколько специальных книг [42, 43, 45, 77, 78], где освещаются как метод МД, так и методы последовательных парных соударений.
В сравнении с методом Монте-Карло, МД является детерминистическим методом, т.е. зная начальные координаты и скорости атомов, их последующая временная эволюция в принципе полностью определена. Однако на практике конечный размер шага при интегрировании по времени и арифметические ошибки округления в конечном счете приведут к отклонению вычисляемой траектории от истинной. Траектории проявляют экспоненциальную чувствительность даже к малейшим флуктуациям начальных параметров. Компьютер вычисляет фазовую траекторию системы из N атомов в фазовом пространстве размерностью 6N {3N координат и 3N импульсов). Однако отдельно взятая фазовая траектория сама по себе не представляет большого интереса. МД - это прежде всего метод статистической механики. Как и статистический метод Монте-Карло, это путь для получения набора конфигураций, распределенных по некоторой статистической функции распределения, или статистическому ансамблю. В качестве примера приведем микроканонический (NVE) ансамбль, соответствующий плотности вероятности в фазовом пространстве, где гамильтониан (полная энергия) Е, число частиц N и объем системы V являются константами. Таким образом, функция плотности вероятности в фазовом пространстве /"может быть записана как: PNVE=S(H(r)-E)
Здесь Н(Г ) - гамильтониан, а Г - набор координат и импульсов, 5 дельта-функция Дирака, отбирающая только те состояния, которые имеют определенную энергию Е. Другим примером является канонический (NVT) ансамбль, в котором постоянной является температура Т, а плотность вероятности определяется функцией Больцмана: Ртт=ЄхР(-Н(Г)/квТ) где кв - постоянная Больцмана.
В соответствии со статистической физикой, физические величины представляют собой средние значения по конфигурациям, распределенным по заданному статистическому ансамблю. Траектория, получаемая методом Молекулярной динамики, обеспечивает такой набор конфигураций. Следовательно, измерение физических величин с помощью моделирования получается путем арифметического усреднения различных мгновенных значений этих физических величин, получаемых в процессе моделирования фазовых траекторий методом MD. В большинстве случаев условия моделирования методом МД соответствуют NVE ансамблю.
Другие важные альтернативные методы MD были разработаны для того, чтобы их можно было использовать с более сложными статистическими ансамблями, описывающими поведение системы, испытывающей внешнее воздействие (например, находящейся при фиксированном давлении, либо при ограниченном объеме, и т.п.) Основной идеей таких методов является то, что производится интегрирования модифицированных уравнений движения (не являющихся уравнениями Ньютона, т.е. например, вводится другой лагранжиан системы), и, в результате выборка производится по статистическому ансамблю, соответствующему введенному лагранжиану. Так, в работе [79] был разработан метод моделирования при использовании изоэнтальпически-изобарического ансамбля (NPH, где Н - энтальпия, а Р-давление) с введением добавочной степени свободы, представляющей собой объем модельного бокса. Все координаты частиц даны в относительных единицах, т.е. в единицах длины модельного бокса. Parinello и Rahman [80, 81] разработали свой метод, в рамках которого форму модельного бокса можно варьировать также как и объем. Это было достигнуто путем введения девяти новых степеней свободы вместо одной (компоненты трех векторов, охватывающих модельный бокс). Каждая их них является новой динамической переменной, подчиняющейся уравнению движения, рассчитанному для соответствующего лагранжиана
Модели учета взаимодействий атома с электронной подсистемой мишени
В настоящей работе за основу был выбран молекулярно-динамический алгоритм, ранее разработанный и использованный авторами работ [92, 94] для изучения структуры и механических свойств двойных упорядоченных сплавов, свободных кластеров и кластер но-копсолидированных наноматер налов в состоянии термодинамического равновесия. Базовая версия данного алгоритма реализована для классического описания замкнутой системы частиц, находящейся в состоянии термодинамического равновесия, т.е. соответствующей микроканоническому статистическому ансамблю. В настоящей работе данный алгоритм модифицирован применительно к задачам ионной и кластерной бомбардировки металлов с ГЦК кристаллической структурой.
Размеры модельного кристаллита варьировались от 30,000 до 300,000 атомов, в зависимости от энергии и размера налетающего кластера. Для уменьшения влияния границ на моделируемые процессы, размер модельного кристаллита выбирался таким, чтобы вся область каскада не выходила за его рамки. При моделировании использовались периодические граничные условия (в поперечных направлениях), а так же демпфирующие силы на всех границах кристаллита (исключая поверхность), обеспечивающие отвод избытка энергии и гашение ударной волны, возникающей вследствие удара кластера о поверхность. Временная константа для такой демпфирующей силы выбиралась таким образом, чтобы диссипация энергии происходила так же, как и в аналогичной по размеру области модельного кристаллита в два раза большего размера. Кроме того, в течение ограниченного интервала времени, соответствующего прохождению фронтом ударной волны области вблизи границ модельного бокса, данная константа корректировалась таким образом, чтобы максимально эффективно подавить ударную волну и уменьшить ее отражение от границ бокса. Перед моделированием модельный кристалл (с двумя свободными поверхностями) проходил стадию релаксации при выбранной температуре (в рамках заданного потенциала). Начальная конфигурация кластеров при заданной температуре просчитывалась с помощью МД согласно методике, описанной в работе [92]. В начальный момент времени кластер помещался случайным образом над поверхностью мишени на высоте, превышающей радиус обрыва потенциала так, чтобы центр масс кластера находился в пределах площади проекции элементарной ячейки на плоскость поверхности мишени. Для каждого рассматриваемого случая моделировалось от 20 до 1000 индивидуальных историй, каждая из которых отслеживалась в течение 20 пикосекунд от момента удара кластера. Для того чтобы исключить эффект каналирования, было выбрано наклонное направление удара (вектора скорости) налетающего снаряда (под углом 7 относительно нормали к поверхности мишени). Эти условия схематически изображены на рисунке 2.1.
Используемый алгоритм разработан для описания замкнутых систем частиц, соответствующих микроканоническому статистическому ансамблю, где число частиц, объем и полная энергия системы остаются неизменными (следует отметить, что при использовании демпфирующих граничных условий нарушается сохранение полной энергии системы частиц). Однако при ненулевых температурах, когда учитывались процессы взаимодействия атомов с электронной подсистемой мишени, реализация алгоритма метода МД соответствует каноническому (NVT) статистическому ансамблю частиц. Для интегрирования уравнений движения Ньютона применяется метод Верле по скоростям [71, 174] с переменным временным шагом. Изначальная величина временного шага соответствует интервалу времени, которое необходимо самому быстрому атому для прохождения расстояния в 0.02а0, максимальное значение ограничивается 2 фс. В работе также использовался комбинированный алгоритм связанных ячеек (linked cells algorithm) и сфер Верле для эффективного поиска ближайших соседних атомов [71]. При подобном подходе время расчета оказывается прямо пропорциональным количеству атомов модельного кристалла, в то время как исходный метод Верле дает квадратичную зависимость.
Энергетические и угловые спектры эмиссии
Рассмотрим особенности энергетического спектра распыленных частиц. В рамках настоящей работы под энергией распыленного атома рассматривалась его кинетическая энергия Esp, при этом эффект образования молекул не рассматривался в силу низкой вероятности их образования (что, как следствие, требует существенно большей статистики при моделировании). Были построены энергетические спектры распыленных атомов Ni и Си с поверхности (111) при бомбардировке ионами различных масс (Al, Ni, Си) при энергиях 0.5 и 1 кэВ. Данные энергетические спектры распыленных частиц dY/dEsp, полученные с помощью МД-моделирования, представлены на рисунке 3,2 (а, Ь). Легко заметить, что во всех рассмотренных случаях вычисленные энергетические спектры находятся в хорошем согласии с предсказаниями линейной теории Зигмунда Томпсона [38, 177, 178], имеющей многочисленные экспериментальные подтверждения.
При этом видно, что характер данного спектра практически не зависит от энергии и массы иона. Во всех случаях спектр имеет характерный максимум, обусловленный наличием поверхностного потенциального барьера, который преодолевают распыленные атомы. В теории [38, 177] положение данного максимума соответствует энергии Е Ej2. Данный максимум отчетливо виден на спектрах, полученных в рамках МД моделирования, что опять-таки свидетельствует о том, что используемый при моделировании многочастичный потенциал межатомного взаимодействия SMA ТВ вполне адекватен с точки зрения воспроизведения эффекта поверхностного потенциального барьера.
Далее рассмотрим характерный вид углового спектра распыленных атомов, вычисленного в рамках метода МД. Угловое распределение распыленных частиц Си и Ni по косинусу угла вылета относительно нормали к поверхности (111), показано на рисунке 3.3 (а, Ь).
На том же рисунке приведена типовая зависимость п=\ ("закон косинуса"), часто используемая для теоретических оценок. Как известно из эксперимента [15], вообще говоря, значение и обычно составляет п 1.2...1.8, т.е. распределение имеет характер «овер-косинуса». Видно, что вид , полученный в рамках МД, практически не зависит от энергии и dY спектра dCos&z массы налетающего иона и имеет при этом вид «овер-косинуса». Кроме того, данный спектр так же имеет типичный максимум, связанный с кристаллической структурой мишени, который соответствует плотно-упакованному направлению {110} ГЦК кристалла.
Процессы преимущественного распыления в настоящей работе рассматривались на примере упорядоченного сплава N13AI с поверхностью граней (100) и (111). В силу того, что мы не учитываем изменение состава и стехиометрии поверхности мишени в процессе набора флюенса налетающих частиц, наши вычисления преимущественного распыления сплава NisAI следует относить только к режиму низких флюенсов. В качестве первого шага, проведем сравнение результатов, полученных при моделировании методом МД с результатами, полученными в рамках приближения парных столкновений с помощью метода Монте-Карло (в рамках программ TRIM и TRIRS). В таблице 3.3 приводится отношение парциальных коэффициентов распыления Ni и Al Y(Ni)/Y(Al) для N13AI мишени, облучаемой ионами AI и Ni с энергией 500 эВ. Алгоритм TRIRS.SP основанный на методе ППС, дает значение Y (Ni)/Y (Al) = 1.9 для иона А1 и 1.8 для иона Ni. Моделирование методом МД дает другой результат, который зависит от ориентации поверхности кристалла. Сравнивая результаты, полученные моделированием в рамках метода МД и ППС, можно отметить, что результаты, полученные при использовании МД в случае с (111) ориентацией поверхности кристалла весьма близки к результату, полученному с помощью ППС для бесструктурной мишени, однако для случая с (100) ориентацией поверхности эти результаты заметно различаются. Это объясняется тем, что при линейном режиме распыления большинство распыленных атомов вылетают из первого монослоя, который имеет различный стехиометрический состав для поверхностей (111) и (100) N13AI мишени. В самом деле, (111) монослой, как и все низлежащие монослои, имеет оригинальную стехиометрию (т.е. N13AI1). В кристалле №зА1(001) первый (поверхностный) монослой имеет стехиометрию NisoAbo . в то время как следующий слой состоит только из Ni. Также следует отметить, что предсказанный в рамках моделирования методами как МД так и ППС эффект преимущественного распыления А1 при облучении упорядоченного сплава N13AI соответствует экспериментальным наблюдениям [179].
Энергетические и временные характеристики каскада соударений
На рисунке 4.7 а,Ь представлена временная зависимость среднего числа «движущихся» атомов мишени в пересчете на один атом внедренного кластера (здесь мы условно считаем атом движущимся, если его кинетическая энергия превышает величину энергии когезии (связи) материала мишени) при фиксированной энергии на один внедряемый атом. Можно наблюдать сходное поведение этих кривых на начальной стадии каскада (до 300 фс), особенно для кластеров небольшого размера (N 13). В противоположность этому характер данной зависимости заметно меняется на больших временах для кластеров достаточно большого размера (в особенности при N=55), при этом в области за максимумом данной кривой относительное число «движущихся» атомов в каскаде, инициированном кластером в определенный момент времени, намного больше, чем в случае внедрения одноатомного иона в пересчете на один внедренный атом. Очевидно, что N-атомные кластеры при N 3 приводят к образованию долгоживущего столкновительного пика, переходящего затем в тепловой пик. В таблице 4.3 приведено характерное среднее "время жизни" каскада атомных соударений (ТкасК), которое оценивалось как интервал времени, в течение которого в мишени имеется хотя бы один атом (в пересчете на один атом налетающего кластера), имеющий кинетическую энергию, превышающую энергию когезии (связи) материала мишени. Видно, что «время жизни» столкновительного каскада, инициированного 13 и 55-атомными кластерами, существенно превышает характерное время "жизни" линейного каскада, создаваемого одноатомным ионом.
Приведенные на рисунке 4.7 и в таблице 4.3 результаты аналогичных расчетов, выполненных с учетом процессов взаимодействия атомов с электронной подсистемой мишени (ESP и ЕРС) свидетельствуют о слабом влиянии электронных процессов на характер эволюции каскадной стадии. В Ni наблюдается лишь некоторое «сокращение» стадии остывания столкновительного пика на достаточно больших временах (более 0.5 пс), характеризующих переходную стадию между столкновительным и тепловым пиком. В Си подобный эффект практически незаметен. Это, по всей видимости, обусловлено существенно более интенсивным характером электрон-фононного взаимодействия в Ni (по сравнению с Си).
Электронное торможение, влияющее на движение быстрых атомов, слабо влияет на эволюцию каскада соударений при рассмотренной энергии (E/N=500 эВ/атом). Некоторое уменьшение числа движущихся атомов можно заметить лишь на поздней стадии каскада, которая по сути уже является переходом к "тепловому" пику. В таблице 4.4 приведено характерное «время жизни» теплового пика (Tspite), оценка которого проводилась согласно методу, изложенному в главе 2. Видно, что Практически НЄ СОЗДаеТ ТеПЛОВОЙ ПИК (ПОСКОЛЬКУ ТїРіке Ткаск) тогда как «время жизни» теплового пика, инициированного многоатомными кластерами, существенно превышает характерное «время жизни» линейного каскада, создаваемого одноатомным ионом. Кроме того, видно, что учет электрон-фононного взаимодействия приводит к уменьшению времени жизни теплового пика, что наиболее отчетливо проявляется в случае Ni мишени. Объяснением этому может служить то обстоятельство, что характерное время релаксации электрон-фононного взаимодействия терь в Ni оказывается на порядок меньше, чем в Си (см. Табл.2.5), и кроме того, в Ni Teph«Tspike в случае внедрения кластера. Таким образом, в никелевой мишени время жизни "теплового" пика оказывается существенно меньше, чем в Си главным образом за счет ВЛИЯНИЯ эффекта электрон-фононного взаимодействия.
В данной главе проведено сравнение характеристик каскада атомных соударений и посткаскадного теплового пика в металлах, инициированных бомбардировкой одноатомными ионами и многоатомными кластерами при одинаковой начальной энергии на один атом снаряда в диапазоне 0.1...1 кэВ/атом. Также изучены характерные особенности распределений пробегов внедренных атомов. Показано, что начальная стадия каскада соударений слабо зависит от размера налетающего кластера. Однако поздняя стадия каскада и характер посткаскадной стадии охлаждения существенно зависит от размера налетающего кластера. С увеличением числа атомов налетающего снаряда наблюдается переход от режима линейных каскадов к режиму столкновительного пика, увеличение времени жизни каскада, а также, возникновение долгоживущего теплового пика на посткаскадной стадии. Одновременно с возникновением режима нелинейных каскадов с ростом размера налетающего кластера N наблюдается некоторое увеличение величины среднего проективного пробега внедренных атомов, однако эта тенденция ослабляется с ростом энергии, приходящейся на один атом налетающего кластера. При этом при всех рассмотренных энергиях с россом N существенно возрастает страгглинг пробегов, что приводит к размытию распределения имплантированных частиц. Показано, что в рассматриваемом диапазоне энергий электронные потери энергии не влияют существенным образом на характер развития каскада соударений. В то же время установлено, что электрон-фононное взаимодействие может существенно влиять на характер охлаждения каскада и на время жизни теплового пика. Исходя из сравнения характера каскадных процессов в Си и Ni показано, что электрон-фононное взаимодействие существенно уменьшает время жизни теплового пика в Ni, в то время как в Си подобный эффект выражен существенно слабее.
