Экспериментальное исследование взаимодействия ионизованных кластеров аргона с поверхностью оптических материалов тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 00.00.00, кандидат наук Николаев Иван Владимирович

• Николаев Иван Владимирович
• кандидат наук
• 2022

Оглавление диссертации кандидат наук Николаев Иван Владимирович

Введение

Глава 1. Взаимодействие ионно-кластерных пучков благородных газов с поверхностью различных материалов

1.1 Общие принципы формирования ускоренных пучков кластерных ионов

1.2 Взаимодействие кластерных ионов с твердым телом при нормальном падении кластеров

1.2.1 Изолированные столкновения

1.2.2 Массовые столкновения

1.3 Взаимодействие кластерных ионов с твердым телом при наклонном падении кластеров

1.3.1 Особенности воздействия ионнизованных кластеров на мишень при их наклонном падении

1.3.2 Формирование самоупорядоченных наноструктур

1.4 Глубина повреждения материала кластерными ионами

1.5 Выводы по главе

Глава 2. Экспериментальный стенд и методы диагностики

2.1 Экспериментальный стенд КЛИУС

2.1.1 Времяпролетная диагностика ионно-кластерного пучка

2.2 Диагностика морфологии поверхностей оптических материалов

2.2.1 Особенности диагностики топографии сверхгладких поверхностей с помощью атомно-силовой микроскопии

2.2.2 Спектральная плотность мощности шероховатости

2.3 Определение скорости травления и коэффициента распыления

2.4 Выводы по главе

Глава 3. Определение параметров ионно-кластерного пучка

3.1 Измерение массового состава ионно-кластерного пучка

3.2 Эффективное распределение кластерных ионов по размерам

3.3 Выводы по главе

Глава 4. Взаимодействие кластерных ионов с аморфными и кристаллическими оптическими материалами

4.1 Бомбардировка кластерами аморфных материалов

4.2 Бомбардировка кластерами нелинейно-оптических материалов

4.2.1 Бомбардировка монокристалла КТР кластерами аргона

4.2.2 Аномальное распыление гигроскопичных нелинейных монокристаллов ЬВО и ВВО

4.3 Выводы по главе

Глава 5. Особенности взаимодействия ионно-кластерного пучка аргона с поверхностью монокристалла КТР при наклонном падении кластеров

5.1 Формирование наноструктур при различных углах падения кластерных ионов

5.2 Влияние удельной энергии кластера на формирование наноструктур

5.3 Формирование самоупорядоченных наноструктур при одинаковых массовых потоках и глубине травления

5.4 Влияние дозы облучения кластерных ионов на формирование периодических наноструктур

5.5 Выводы по главе

Заключение

Список литературы

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Экспериментальное исследование взаимодействия ионизованных кластеров аргона с поверхностью оптических материалов»

Введение

Результаты, полученные в последние годы, показали, что бомбардировки поверхности различных материалов газофазным ускоренным ионно-кластерным пучком (gas cluster ion beam, GCIB) является перспективным способом модификации и диагностики поверхности [1-3]. За счёт изменения не только полной кинетической энергии кластера, но и его размера, можно сформировать интенсивный поток частиц с очень малой энергией, приходящийся на один атом в кластере (единицы электрон-вольт), сравнимой с энергией связи частиц на поверхности. Из-за наличия кулоновского расталкивания ионов-мономеров сформировать интенсивный мономерный ионный пучок с такой малой энергией частиц невозможно.

Принципиальным отличием взаимодействия кластерных ионов с твердым телом от облучения пучком ионов-мономеров является коллективное практически одновременное взаимодействие большого количества низкоэнергетичных атомов кластера с примерно таким же количеством частиц мишени в малой приповерхностной области. Это сопровождается высоким локальным энерговыделением и приводит к распылению атомов мишени преимущественно вдоль поверхности мишени, в отличие от традиционного ионного пучка мономеров, который имеет сферическую индикатрису рассеяния атомов мишени [4]. Это позволяет получать сверхгладкие поверхности с малым повреждением (единицы нм) приповерхностной структуры обрабатываемого материала даже сверхтвердых материалов, таких как поликристаллический алмаз и карбид кремния [5, 6]. Ионно-кластерные пучки эффективно применяются для сглаживания и травления поверхностей различных материалов, масс-спектрометрии вторичных ионов (МСВИ) и рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии (РФЭС) органических и неорганических материалов. [5, 7-10].

В современной оптике используют большое количество разнообразных оптических материалов, которые по строению можно разделить на две большие группы: кристаллические и аморфные. Плавленый кварц является одним из

наиболее популярных аморфных материалов, широко используемый при изготовлении оптических элементов для различных областей применения. При изготовлении элементов рентгеновской многослойной оптики и коротковолновой оптики дифракционного качества необходимо контролировать шероховатость на субнанометровом масштабе и желательно сглаживать микронеровности, которые дают наибольший вклад в рассеяние коротковолнового излучения. Было показано, что полировка поверхности плавленого кварца с использованием низкоэнергетичного ионного мономерного пучка не позволяет получить поверхности с необходимой среднеквадратичной шероховатостью [11].

Среди кристаллических оптических материалов на сегодняшний день большое внимание уделяется нелинейно-оптических монокристаллам. Благодаря уникальным оптическим и физико-механическим свойствам таких материалов, приборы на их основе способны модулировать лазерное излучение, преобразовывать его частоту (длину волны), менять направление распространения [12].

Известно, что в результате технологической обработки материала на поверхности готовых оптических элементов неизбежно формируется приповерхностный поврежденный слой (subsurface damage, SSD) [13], который является областью повышенной концентрации структурных несовершенств материала, как в виде механических дефектов, так и в виде примесных химических загрязнений. Для максимального уменьшения приповерхностного повреждения материалы обрабатываются в несколько этапов с постепенным снижением степени воздействия (размера абразива, прикладываемой силы и т.д.), но при этом всё равно возникает деформация и/или механическое разрушение поверхности при воздействии на нее микрочастиц полировального вещества [14]. Несмотря на то, что современные методики обработки позволяют получать сверхгладкие поверхности с нанометровым уровнем шероховатости, толщина поврежденного слоя в таких условиях составляет десятки или сотни нанометров. Считается, что именно поврежденный слой является основным фактором, определяющим ключевые характеристики оптических элементов: порог лазерного

повреждения (laser-induced damage threshold, LIDT), срок службы оптического элемента, и др. [15]

Сегодня наноструктуризация функциональных поверхностей признана полноправным инструментом управления свойствами различных материалов. Доказано, что структуры наноразмерных топографических элементов придают поверхности уникальную анизотропию свойств, включая смачивание, адгезию, термическую и/или электрическую проводимость, оптическую активность, способность направлять рост клеток и др. Одним из перспективных способов наноструктурирования без использования маски являются самоорганизующиеся структуры, формирующиеся при бомбардировке поверхности ионным пучком при наклонных углах падения. Обработка традиционными ионами-мономерами проводится при энергиях частиц 1 кэВ и выше, что неизбежно приводит к значительному повреждению структуры мишени. Механизм формирования наноструктур в таких условиях хорошо описывается полуэмпирическими моделями Bradley-Harper, Carter-Vishnyakov и др. [16, 17]. В случае кластерных ионов, состоящих из сотен или тысяч низкоэнергетичных атомов, эффекты существенно отличаются от эффектов для мономерных пучков, поэтому не могут быть описаны указанными моделями. Публикации по использованию кластерных ионов для формирования наноструктур немногочисленны, а для нелинейно-оптических кристаллов - отсутствуют.

В связи со всем вышеизложенным, апробация метода обработки поверхности оптических материалов с использованием газоструйного ионно-кластерного пучка аргона для получения сверхгладких поверхностей и формирования наноструктур является актуальным. Очевидно, для оптимизации эффективности процессов, важно понимать механизм распыления в различных условиях, в том числе при различных параметрах кластеров.

Целью настоящей работы является экспериментальное исследование формирования газоструйного пучка ионизованных кластеров аргона с заданными параметрами и установление закономерностей его взаимодействия с поверхностью оптических материалов.

Для достижения данной цели поставлены и решены следующие задачи:

1. Определить условия формирования пучка ионизованных кластеров с заданными параметрами: средний размер кластеров Ятеап= 1001000 атомов/кластер, полная кинетическая энергия кластеров Е до 22 кэВ.

2. Исследовать характеристики ионно-кластерного пучка аргона (интенсивность, функции распределения по размерам кластеров) при различных условиях формирования кластеров.

3. Провести комплексный анализ эффективности воздействия кластерных ионов (коэффициенты распыления, скорости травления) на поверхность оптических материалов при различных параметрах кластеров и различных

12 17

условиях облучения: угол падения 0-80°, доза облучения от 10 до 10 кластерных ионов/см2.

4. Выявить закономерности взаимодействия несепарированного по размерам ионно-кластерного пучка аргона с поверхностью оптических материалов и изменения морфологии мишени.

Объектами исследования являются ионизованные кластеры аргона, взаимодействующие с поверхностью оптических материалов, в частности: плавленого кварца, оптического стекла и нелинейных монокристаллов: КТР (КТЮРО4, титанил-фосфат калия), LBO (Ь1В3О5, триборат лития), ВВО ф-ВаВ2О4, бета-борат бария). Эти монокристаллы обладают превосходными оптическими характеристиками, благодаря чему являются наиболее широко используемыми для различных приложений: для преобразования частоты излучения мощных лазеров, электрооптической модуляции и параметрической генерации излучения видимого и инфракрасного диапазонов, создания элементов интегральной оптики и др.

Предметом исследования являются процессы взаимодействия ускоренных кластерных ионов аргона с поверхностью аморфных и монокристаллических оптических материалов.

Научная новизна:

1. Предложен параметр - эффективный средний размер кластеров, который позволяет сравнивать эффективность воздействия сепарированного и несепарированного ионно-кластерных пучков.

2. Доказано, что энергия, приходящаяся на один атом в кластере, Б/Ы является одним из определяющих и универсальных параметров распыления поверхности оптических материалов несепарированным по размерам ионно-кластерным пучком аргона. Показано, что используя параметр удельной энергии кластеров Б/Ы, можно обобщить коэффициенты распыления поверхности оптических материалов от удельной энергии Б/Ы, как при нормальном, так и при наклонном падении кластеров.

3. Установлено, что последовательное уменьшение удельной энергии кластеров Б/Ы обеспечивает эффективное сглаживание неровностей с латеральными размерами 5 мкм и менее.

4. Обнаружено, что при больших дозах облучения взаимодействие кластерных ионов с поверхностью гигроскопичных монокристаллов LBO и ВВО приводит к аномальному распылению - формированию кратеров с диаметром до 500 нм, что почти на два порядка больше диаметра ударного кратера от кластера. Предложен механизм, описывающий аномальное распыление.

5. Экспериментально показано, что при наклонном падении кластерные ионы с низкой удельной энергией Б/Ы ~ 10 эВ/атом наиболее эффективно формируют периодические наноструктуры на поверхности мишени, что объясняется малым распылением и интенсивным перемещением материала в приповерхностном слое мишени. Установлено что, варьируя массовый поток частиц и удельную энергию кластеров, можно регулировать характеристики периодических наноструктур.

Теоретическая и практическая значимость. Приведённые в работе данные по сглаживанию, распылению и формированию самоупорядоченных наноструктур позволяют получить фундаментальные знания о механизмах взаимодействия ионно-кластерного пучка с твёрдым телом благодаря вариации

широкого спектра условий: угла падения, дозы облучения и различных параметров кластерных ионов. Полученные результаты демонстрируют как качественные (АСМ-изображения), так и количественные (амплитудные и спектральные параметры шероховатости, глубина травления) изменения морфологии поверхности. Получены обобщающие критерии, позволяющие сравнивать процессы распыления сепарированными и несепарированными ионно-кластерными пучками.

Результаты востребованы в производстве приборов и устройств управления лазерным излучением, т.к. являются основой для создания новой технологии суперфинишной обработки поверхности нелинейных монокристаллов, позволяющей существенно улучшить рабочие характеристики выпускаемого оборудования. Благодаря результатам по формированию самоупорядоченных наноструктур, можно подобрать оптимальные режимы обработки для получения наноструктур с определёнными параметрами (амплитудой и периодом).

Основные положения, выносимые на защиту:

1. Результаты исследования влияния различных условий формирования на характеристики ускоренного ионно-кластерного пучка аргона.

2. Понятие эффективного среднего размера кластеров, позволяющее сравнивать воздействия сепарированного и несепарированного ионно-кластерных пучков.

3. Результаты экспериментального исследования особенностей взаимодействия кластерных ионов аргона с поверхностью оптических материалов, приводящих к сглаживанию, эффекту аномального распыления, либо формированию самоупорядоченных наноструктур.

4. Обобщённые зависимости коэффициентов распыления оптических материалов от удельной кинетической энергии кластеров при нормальном и наклонном падении ионно-кластерного пучка аргона.

Достоверность результатов обеспечивается: использованием современных измерительных методик, анализом погрешностей измерений, сравнением с экспериментальными и теоретическими результатами других исследователей,

проведением тестовых и калибровочных измерений, воспроизводимостью результатов.

Личный вклад автора состоял в постановке и проведении серии экспериментов в составе научного коллектива, самостоятельной обработке экспериментальных данных, анализе и интерпретации результатов, а также подготовке докладов и тезисов для конференций и написании статей для публикации в рецензируемых журналах.

Апробация работы. Основные результаты работы докладывались и обсуждались на следующих конференциях: Russia-Japan conference "Advanced Materials: Synthesis, Processing and Properties of Nanostructures - 2016" (October 30 - November 3, 2016, Novosibirsk, Russia); 7-й международной научно-технической конференции «Техника и технология нефтехимического и нефтегазового производства» (24-28 апреля 2017 г., Омск, Россия); всероссийской конференции с международным участием «Физика низкотемпературной плазмы» (5-9 июня

2017 г., Казань, Россия); XXIV научно-технической конференции с участием зарубежных специалистов «Вакуумная наука и техника» (16-23 сентября 2017 г., Судак, Россия); Всероссийской конференции с элементами научной школы для молодых учёных «XXXIV Сибирский теплофизический семинар» (27-30 августа

2018 г., Новосибирск, Россия); 6th International Congress "Energy Fluxes and Radiation Effects" (September 16-22, 2018, Tomsk, Russia); 24th International Conference on Ion-Surface Interactions (ISI-2019, August 19-23, Moscow, Russia); Всероссийской конференции с элементами научной школы для молодых учёных «XXXV Сибирский теплофизический семинар» (27-29 августа 2019 г., Новосибирск, Россия), 7th International Congress "Energy Fluxes and Radiation Effects" (September 14-26, 2020, Tomsk, Russia), Online Conference on Charged-Particle Sources & Beams (October 22, 2020, Wuhan, China).

Публикации. Список публикаций по теме включает 23 работы, в том числе 11 статей в рецензируемых журналах, рекомендованных ВАК для представления основных результатов диссертации, 1 патент РФ на изобретение, 11 материалов и тезисов конференций.

Объем и структура диссертации. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка литературы. Работа изложена на 127 страницах печатного текста, включая 75 рисунков, 13 таблиц, библиографический список из 140 наименований работ.

Глава 1. Взаимодействие ионно-кластерных пучков благородных газов с

поверхностью различных материалов

1.1 Общие принципы формирования пучка газовых кластерных ионов

Общая схема формирования ионно-кластерного пучка проиллюстрирована на рисунке 1. Для формирования ионно-кластерного пучка в первую очередь необходимо сформировать интенсивный поток нейтральных газовых кластеров. Следующим этапом является ионизация нейтральных кластеров с последующим ускорением и фокусировкой потока кластерных ионов. Далее, при необходимости, используется магнит для сепарации ионов-олигомеров и мономеров.

Сопло АТ°МЬ1 Г0Э° Скиммер

Форкамера

Рисунок 1 - Общая схема формирования ионно-кластерного пучка.

Известно, что нейтральные кластеры образуются за счёт неустойчивого состояния перенасыщения газа при его адиабатическом расширении через сопло в вакуумную камеру с фоновым давлением [18-27]. При этом тепловая энергия покоящегося газа (кинетическая энергия хаотически двигающихся частиц и энергия во внутренних степенях свободы) переходит в энергию направленного поступательного движения. При истечении газа происходит так называемое газодинамического охлаждения, при котором распределение по скоростям частиц в потоке сильно сужается, и поступательная температура падает [18]. Для формирования интенсивного потока нейтральных кластеров необходима высокая локальная плотность в расширяющемся потоке, которая достигается при высоком расходе газа из сопла (от нескольких десятков до сотен стандартных кубических

сантиметров в секунду). Т.к. при высоком расходе газа необходимо использовать высокопроизводительную откачную систему для поддержания низкого фонового давления, что не всегда является возможным, также используют импульсные режимы истечения газа [28-31]. Однако в импульсных режимах необходимо значительное время экспозиции для достижения высоких доз облучения мишени. На сегодняшний день неравновесные физические процессы, определяющие конденсацию в значительной мере изучены и подробно описаны в статьях, обзорах и монографиях [19-27, 32-34].

Для формирования сверхзвуковых пучков традиционно используются осесимметричные сопла с расширяющейся частью (диффузором), в которой и происходит ускорение потока до сверхзвуковой скорости. При наличии диффузора происходит больше столкновений частиц газа в потоке, за счёт чего обеспечивается высокая эффективность формирования нейтральных кластеров. Сверхзвуковые сопла могут иметь различную форму, но было показано, что на формирование кластеров основное влияние оказывает угол раскрытия диффузора [35-37]. Обычно используют конические сопла, благодаря большей простоте их изготовления. При использовании сопла большой длины (длина сопла Ьп >> критического сечения сопла с1) с малыми углами раскрытия ф < 10-20°, процессы формирования и роста кластеров в значительной мере локализованы внутри сопла. В частности, по данным моделирования [38-40], доля молекул, объединенных в кластеры (доля конденсата), и средний размер кластеров Ытеап уже на выходе из сопла достигают более 67% от своих предельных величин в дальнем поле течения струи. Однако значительное увеличение длины сопла нерационально из-за наличие предельного значения доли конденсации (около 30%) и нарастания пограничного слоя на внутренних стенках сопла. Благодаря изменению параметров газового источника (геометрии сопла, давления и температуры торможения) можно контролировать средние размеры нейтральных газовых кластеров Ятеап, формируемых в результате адиабатического истечения газа [4, 5, 41].

Для выделения пучка нейтральных кластеров из сверхзвуковой струи используется коническая диафрагма (скиммер) [42-44]. При внесении скиммера в сверхзвуковой поток на внешней поверхности скиммера неизбежно формируется ударная волна. Поэтому, чтобы избежать рассеяния пучка на отошедшей ударной волне, передние кромки скиммера изготавливают минимальной толщины, а внешний угол скиммера обычно составляет 35-50° [45, 46].

На следующем этапе нейтральные кластеры ионизируют. Благодаря простоте в реализации и возможности контролировать величину энергии ионизирующих электронов и их плотность тока широкое распространение получила ионизация газовых кластеров пучком электронов [27, 47, 48]. Несмотря на это используются и другие способы такие как фотоионизация [49] и ионизация при прохождении через область барьерного или тлеющего разряда [50].

Для ускорения кластерных ионов на ионизатор подается положительное напряжение (1-30 кВ), а далее расположен вытягивающий электрод. После ускорения кластерных ионов фокусировка ускоренного ионно-кластерного пучка осуществляется с помощью ионно-оптической системы (ИОС) на основе одиночных электростатических линз Эйнзеля, благодаря которым можно сфокусировать пучок как в несколько микрон диаметром (для анализа поверхности мишени [51, 52]), так в несколько миллиметров или сантиметров (для модификации поверхности мишени [53, 54]).

Из-за большого количества параметров, влияющих на формирование сфокусированного ускоренного ионно-кластерного пучка, крайне затруднительно исследовать пучок кластерных ионов и его взаимодействие с поверхностью материалов теоретическими методами.

1.2 Взаимодействие кластерных ионов с твердым телом при нормальном

падении кластеров

В первую очередь, рассмотрим принципиальные отличия взаимодействия кластерных ионов с твердым телом. К ним относятся:

- коллективное взаимодействие [1, 2], приводящее к таким эффектам как:

> высокая локальная плотность энерговыделения (локальная температура в месте столкновения кластеров с поверхностью может подниматься до 105 К, давление до 100 ГПа);

> латеральное распыление, преимущественно вдоль поверхности мишени;

- за счёт изменения размера кластера, можно сформировать интенсивный поток частиц с очень малой энергией, приходящийся на один атом в кластере -менее 10 эВ, что сравнимо с энергией связи частиц на поверхности материала;

- малоинвазивное воздействие - кластерные ионы повреждают приповерхностный слой глубиной всего единицы нанометров [6, 55, 56].

На рисунке 2 наглядно видно принципиальное различие взаимодействия кластерного и мономерного ионов с поверхностью мишени.

Рисунок 2 - Взаимодействие кластерного и мономерного ионов с поверхностью мишени.

1.2.1 Изолированные столкновения

В результате изолированных столкновений кластерных ионов с

12 2

поверхностью, которые происходят при дозах Фион < 10 кластерных ионов/см , формируются ударные кратеры [57-59], к особенностям которых можно отнести, как правило, формирование «брустверов» и корреляцию формы кратеров с кристаллическими осями материала мишени. На рисунке 3(а) показано изображение единичного кратера от удара кластерных ионов Аг100 с энергией 150 кэВ на поверхности высокоориентированного пиролитического графита (ВОПГ) при падении кластеров под углом 0° от нормали к поверхности, полученное с помощью сканирующего туннельного микроскопа (СТМ) [57]. По объёму кратера

было рассчитано, что количество выброшенных атомов составляет несколько тысяч атомов. Однако эффективность распыления, измеренная по глубине травления после облучения высокой дозой, составила несколько десятков атомов/кластер. Таким образом, большинство выброшенных атомов дислоцируются вокруг кратера, в то время, как только несколько процентов из них покидают поверхность в виде распыленных атомов. Смещенные атомы образуют ободок в форме пончика («бруствер») при нормальном падении кластера [57]. На рисунке 3(б) показан кратер с «бруствером» (выделен жёлтым цветом), образованного кластером Аг429 с кинетической энергией 125 эВ/атом, полученный с помощью молекулярно-динамического (МД) моделирования [58].

I I 80 60 40 20 0 -20 -40 -60 -80

a) 20nm б) х Axis, а

Рисунок 3 - а) СТМ-изображение поверхности высокоориентированного пиролитического графита после воздействия единичного кластерного иона Ar100 с энергией 150 кэВ [57]; б) формирование кратера на поверхности Nb(100) от Ar429 с энергией 125 эВ/атом Аг [58].

На рисунке 4 показана зависимость диаметра кратера от размера кластера, сформированного на поверхности ВОПГ [59]. Полная кинетическая энергия кластеров аргона E составила 30 кэВ. Рисунки 4(a)-(c) соответствуют СТМ-изображениям после облучения поверхности ВОПГ кластерными ионами аргона со средними размерами Nmean = 100, 1000 и 5000, соответственно. В случае Ar100 и Ar1000, как показано на рисунке 4(a) и 4(b), соответственно, большие кратеры

образовались в результате ударов отдельных кластерных ионов аргона. В обоих случаях наружный диаметр кратеров составлял 10-12 нм, и существенной зависимости от размера кластеров не наблюдалось. Однако при увеличении размера кластера до Лг50оо энергия кластерных ионов, приходящаяся на один атом (ЕШтеап = 6 эВ/атом), уменьшалась, и кратеры не наблюдались на СТМ-изображениях, как показано на рисунке 4(с).

*

20 nm

Energy per atom [eV/atom] 100 10

I......—'—--r

(С)

Рисунок 4 - СТМ-изображения поверхности ВОПГ и зависимость диаметра кратеров от размера кластеров: (а) Лг100 (300 эВ/атом), (Ь) Лг1000 (30 эВ/атом), (с) Лг5000 (6 эВ/атом) [59].

На рисунке 5 показано поперечное сечение кратера после воздействия единичного кластерного иона аргона с энергией 24 кэВ, полученного методом просвечивающей электронной микроскопии высоко разрешения (ПЭМВР) [60]. Как видно из рисунка 5, форма поперечного сечения изображения может коррелировать с направлением кристаллической оси материала мишени - в данном случае, боковая стенка кратера коррелирует с осью (111) кремния.

Рисунок 5 - ПЭМВР-изображение поперечного сечения Si(100) после воздействия единичного кластерного иона аргона с энергией 24 кэВ [60].

Аргон чаще всего используют в качестве рабочего газа в экспериментальных исследованиях взаимодействия кластерных ионов с различными поверхностями. Во-первых, аргон является одним из благородных газов, которые используются, когда необходимо исключить химические реакции при взаимодействии с материалом мишени. Во-вторых, чтобы минимизировать дополнительные повреждения поверхности, лучше исключить использование тяжёлых частиц, таких как Хе или Кг. В-третьих, как видно из рисунка 6, повреждение от кластеров Аг соизмеримо с №, но Аг более доступен и наносит меньше повреждения, чем тяжёлые частицы (Хе или Кг), что и является одной из причин выбора аргона в качестве рабочего газа для моей работы.

Мегооо АГгооо Хвгооо

Рисунок 6 - Результаты МД-моделирования формирования кратера на поверхности Si(100) после воздействия кластерного иона различных благородных газов с размером 2000 атомов и энергией 20 кэВ [5].

Также на рисунке 6 наглядно показано, что глубина ударного кратера, формируемого единичным столкновением кластера с поверхностью мишени, соизмерима с глубиной повреждения приповерхностной структуры материала.

На рисунке 7 сверху показаны поперечные сечения кратеров и зависимости глубины и радиуса кратеров от энергии кластеров (как от полной E, так и от удельной E/N) при фиксированном размере кластеров Лг2ооо [61].

X Position [nm] cluster size

Рисунок 7 - Результаты МД-моделирования формирования кратера на поверхности мишени после воздействия кластерного иона Аг при различных его параметрах [61].

По зависимостям видно, что, когда полная кинетическая энергия Е превышает несколько десятков кэВ, глубина и радиус кратера увеличиваются пропорционально кубическому корню из полной энергии. Это связано с тем, что в

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Николаев Иван Владимирович, 2022 год

Е - и

(3)

и Nтеап= 2000 атомов/кластер, и Е = 10 кэВ и Ытеап= 1000 атомов/кластере) - дают одинаковый удельный коэффициент распыления. На рисунке 16 приведены обобщённые данные различных авторов, полученные сепарированными по размеру кластерами при их наклонном падении [69, 70]; также присутствуют данные К. Sumie et б! [71] при различных углах падения, но только при фиксированной удельной энергией кластеров.

Рисунок 16 - Обобщённые данные по удельному коэффициенту распыления SiO2 в зависимости от энергии на атом в кластере и энергии мономерных ионов.

На рисунке 16 нанесены коэффициент распыления мономерными ионами [72-76], при сравнении с которыми видно, что ионно-кластерный пучок обладает такими же коэффициентами распыления при меньшей удельной энергии, что, очевидно, приводит к меньшему повреждению поверхности.

1.3.2 Формирование самоупорядоченных наноструктур

Ранее было показано, что пучок мономерных ионов может формировать самоорганизованные периодические наноструктуры на поверхности различных материалов, которые придают поверхности уникальную анизотропию свойств: смачивание, адгезию, термическую и/или электрическую проводимость, оптическую активность, способность направлять рост клеток и др. [77-83].

Бомбардировка традиционными ионами-мономерами проводится при энергиях частиц 0,5 кэВ и выше, что неизбежно приводит к значительному повреждению структуры мишени [84]. На рисунке 1 показаны АСМ-изображения поверхностей плавленого кварца до и после распыления ионами с энергией 500 эВ

1 О _Л

при дозе облучения 1*10 см и различных углах падения ионов [77].

2

Рисунок 17 - АСМ-изображения (1*1 мкм ) поверхности плавленого кварца после

1 о _о

воздействия ионами Аг с энергией 500 эВ и дозой облучения 1*10 см . Направление падающего ионного пучка обозначено значком стрелы [77].

При довольно малых углах падения (0 = 30°) поверхности остаются плоскими, но демонстрируют незначительно уменьшение среднеквадратичной шероховатости Яд - с 0,75 нм до 0,6 нм. При угле падении 0 = 52° период наноструктур составляет около 30 нм, а среднеквадратичная шероховатость Яд = 1,7 нм. При скользящем падении ионов (0 = 72°) наблюдаются квазипериодические наноструктуры вытянутые вдоль направления падения ионов. Периодичность этих наноструктур составляет около 100 нм, а

шероховатость Яч = 3,4 нм [77]. Подобные структуры уже наблюдались в предыдущих экспериментах по скользящему падению на поверхности SiO2 [85].

В работе [78] рассматривается падение ионов при скользящих углах (0 > 70°) на шероховатую поверхность, как показано на рисунке 18. Согласно расчётам в программе ТЫМ^Р, использующей численный метод Монте-Карло [86], при скользящих углах ~ 80% ионов отражаются от поверхностного слоя и преимущественно рассеиваются с небольшими потерями энергии в скользящих направлениях с небольшим угловым разбросом.

Рисунок 18 - Принципиальная схема увеличения шероховатости поверхности отраженными ионами [78].

Отражённые частицы с большой вероятностью ударяются о границу соседней неровности и усиливают распыление этой поверхности. Соответственно, чем больше (меньше) поверхность падения ионов длиной l1 (l2), тем больше (меньше) скорость распыления v1 (v2) соседней неровности, как показано на рисунке 18. Следовательно, большая поверхность l1 расти быстрее l2, пока меньшая не исчезнет (см. «точечный» профиль поверхности на рисунке 18). Этот механизм приводит к формированию вытянутых структуры вдоль направления падения ионов, но с различными их размерами (см. рисунок 17 при 0 = 72°).

Механизм формирования наноструктур ионным пучком хорошо описывается полуэмпирическими моделями Bradley-Harper, Carter-Vishnyakov и др. [16, 17]. В случае кластерных ионов, состоящих из сотен или тысяч низкоэнергетичных атомов, эффекты полностью отличаются от эффектов для мономерных пучков, поэтому не могут быть описаны вышеуказанными

моделями. Известно, что такие наноструктуры представляют интерес для широкого практического использования и наиболее эффективно формируются на поверхности различных материалов при величине угла падения мономерных и кластерных ионов около 60° [71, 77, 87].

В экспериментальном исследовании [71] было показано изменение морфологии поверхности и была изучена эффективность распыления тонких плёнок SiO2 от угла падения газового ионно-кластерного пучка аргона и дозы облучения кластерными ионами. На рисунке 19 показаны АСМ-изображения термически выращенных плёнок SiO2 толщиной 500 нм, обработанные кластерными ионами при углах падения 0: 0°, 30°, 45°, 60° и 80°. Также показаны соответствующие изображения поперечного сечения плёнок на сканирующем электронном микроскопе (СЭМ). Кинетическая энергия кластеров и доза облучения кластерных ионов составляли 20 кэВ и 2*1016 см-2.

Рисунок 19 - АСМ- (сверху) и СЭМ-изображения(снизу) поверхности SiO2 после бомбардировки кластерными ионами Ar30oo с энергией 20 кэВ при дозе облучения

2х1016 кластерных ионов/см2 различных углах падения кластеров [71].

Как видно на рисунке 19, при углах падения кластеров 0° и 30° не наблюдается формирование наноструктур. Небольшая рябь, перпендикулярная направлению падения кластерных ионов, начинает формироваться при 0 = 45°.

При 0 = 60° формируются периодические наноструктуры. Однако, когда угол падения кластеров составлял 80°, рябь формировалась в направлении, параллельном направлению падения кластерных ионов. Такая же тенденция образование ряби и формирования наноструктур наблюдалась при облучении пучком мономерных ионов [77]. Судя по СЭМ-изображениям поперечного сечения, глубина травления увеличивалась с увеличением 0 между 0° и 60°, а также быстро уменьшалась для 0 = 80°. Стоит отметить, что изменение средней шероховатости поверхности плёнок от угла падения кластеров соответствует тенденции изменения глубины травления.

Период наноструктур увеличивается с увеличением дозы облучения кластерных ионов, как показано на рисунке 20 для угла падения 60°. Для каждой дозы облучения показаны соответствующие СЭМ-изображения поперечного сечения профиля поверхности.

Рисунок 20 - АСМ-(сверху) и СЭМ-изображения(снизу) поверхности БЮ2 после бомбардировки кластерными ионами Аг3000 с энергией 20 кэВ при угле падения кластеров 60° и различной дозе облучения [71].

Также на рисунке 20 видно, что из-за роста наноструктур увеличивается средняя шероховатость поверхности. При увеличении дозы облучения с 1 х1016 до 5*1016 кластерных ионов/см2 амплитуда (период) наноструктур увеличивается

с 70 (375) нм до 130 (620) нм. Также автора работы [71] была изучена зависимость коэффициента распыления от угла падения кластеров и дозы облучения и сделан вывод, что наноструктуры на поверхности могут влиять на коэффициент распыления мишени.

С помощью ионно-кластерных пучком можно формировать островковую структуру поверхности [87]. Как видно на рисунке 21, при вращении образца на поверхности Аи, обработанной кластерными ионами Аг1000 с энергией 20 кэВ при угле падения 60°, формировались конусообразные структуры. Диаметр этих наноструктур составлял около 50 нм при дозе облучения 1 х1016 кластерных ионов/см2.

(a) Without rotation <b) With rotation

(a) Without rotation <b) With rotation

Рисунок 21 - АСМ-изображения поверхности Au в масштабе 1*1 мкм (a) без и (b) с вращением образца после облучения кластерными ионами Ar1000 с энергией 20 кэВ под углом падения: 60° (сверху), 80° (снизу) [87].

Изменяя движение образца, можно контролировать образование наноструктур, таких как канавки или конусы. Также на рисунке 22 показаны АСМ-изображения поверхности Au, обработанные под скользящим углом 85°. Т.к. кластерные ионы смещают атомы мишени вдоль поверхности, особенно под скользящими углами, при вращении образца смещение атомов становилось изотропным, и морфология поверхности, напоминающая рябь, не наблюдается. Стоит отметить, что при скользящих углах и вращении образца можно эффективно сглаживать поверхность. В данном случае, средняя шероховатость Ra уменьшилась с 2,5 нм до 1,15 нм. Тем не менее, сглаживание при нормальном падении кластеров остаётся более эффективным, т.к. средняя шероховатость снижается до 0,9 нм, при данных условиях. Как отмечали авторы работы [87], закономерности формирования наноструктур от кинетической энергии кластеров ещё не были изучены, но это было сделано в рамках данной работы и описано в Главе 5.

1.4 Глубина повреждения материала кластерными ионами

Как было описано выше, современные технологии позволяют обеспечить субнанометровую шероховатость у некоторых материалов. Однако свойства готовых оптических элементов (такие как лучевая стойкость, срок службы) существенно зависят от приповерхностного повреждённого слоя (subsurface damage, SSD), который неизбежно формируется в процессе технологической обработки материалов. Даже при субнанометровой шероховатости толщина поврежденного слоя составляет десятки или сотни нанометров [13-15, 88]. На рисунке 22 показана схематичная структура приповерхностного слоя. Не считая шероховатости поверхности, как видно из рисунка 22, в приповерхностном слое присутствуют дефектный слой с трещинами и деформированный слой со структурными напряжениями, которые, очевидно, обладают свойствами, отличными от объёмных.

Чтобы оценить толщину повреждённого слоя после облучения кластерными ионами, авторы работы [89] обрабатывали кристаллические подложки Si

сепарированным ионно-кластерным пучком аргона, а затем измеряли толщину повреждённого слоя методом спектральной эллипсометрии.

Рисунок 22 - Схематичное изображение приповерхностного слоя [13].

На рисунке 23 показаны экспериментальные результаты по определению толщины поврежденного слоя от размера кластера вместе с МД-моделированием числа смещенных атомов Si кластерными ионами Аг с энергией 5 кэВ.

10 100 1000 10000 Cluster Size [atoms/cluster]

Рисунок 23 - Графики зависимости толщины повреждённого слоя Si от размера кластерных ионов с энергией ускорения 5 кэВ и от числа смещенных атомов Si, рассчитанного с помощью МД-моделирования [89].

МД-моделирование показывает, что количество атомов Si, смещенных из узлов своей решетки, увеличивается с размером кластера Аг, начиная с размера 10

и показывая максимум около 1000 атомов/кластер. Затем наблюдается резкое уменьшение числа смещенных атомов с увеличением размера кластера. Когда размер кластера превышает 5000 атомов/кластер, смещения атомов не происходит. Результаты экспериментов по толщине поврежденного слоя очень хорошо согласуются с компьютерным моделированием. Эти результаты показывают, что энергия должна контролироваться в пределах нескольких эВ/атом, чтобы уменьшить повреждение от облучения. Результаты МД-моделирования показали, что, даже если удар большого кластерного иона не вызывает никаких повреждений, большая часть его энергии может быть передана в приповерхностный слой [89].

Следует отметить, что в качестве технологической финишной обработки материалов широкое распространение получила обработка суспензией с алмазным абразивом. На рисунке 24 показано сравнение повреждённых слоёв, сформированных алмазным абразивом с размером частиц 1 мкм и кластерными ионами.

Рисунок 24 - ПЭМ-изображения: а) повреждённого слоя GaN (0001) после полировки алмазным абразивом (ёчастиц = 1 мкм) [88], б) аморфного слоя на Si, сформированного кластерными ионами Аг с энергией 30 кэВ [55], в) поперечного сечения SiC, обработанного кластерными ионами Агюоо и Хе2500 с энергией 10 кэВ и дозой облучения 1016 кластерных ионов/см2 [6].

ПЭМ-изображение поперечного сечения образца ОаК с алмазной полировкой (рисунок 24а) демонстрирует сильно поврежденный

приповерхностный слой с высокой плотностью дефектов (глубиной около 50 нм), далее наблюдается менее дефектный, но более протяженный повреждённый слой. В то же время, кластерные ионы вносят малые повреждения в приповерхностный слой (глубина повреждения 5-10 нм), как это показано на примере с материалами и БЮ (рисунки 24б-в), что согласуется с результатами на рисунке 23. Благодаря малым повреждениям, облучение кластерными ионами различных материалов может приводить к повышению эксплуатационных свойств материалов [13-15, 88, 89].

1.5 Выводы по главе 1

Анализ литературы показал, что в публикациях отсутствует подробное описание процессов взаимодействия ионно-кластерного пучка при различных параметрах кластерных ионов и различных условиях воздействия кластеров, особенно, с оптическими материалами.

Большинство данных по ионно-кластерным пучкам относится к сепарированным по размерам пучкам и их взаимодействию с материалами при наклонном падении. Однако сепарированные ионно-кластерные пучки обладают малой интенсивностью потока частиц, поэтому в основном используются в диагностических целях и мало применимы для практических задач.

Остаются открытыми вопросами об особенностях и закономерностях взаимодействия ионно-кластерного пучка при наклонном падении кластеров в широком диапазоне удельных энергий кластеров.

С практической точки зрения, ионно-кластерные пучки потенциально являются уникальным инструментом получения идеальных поверхностей, т.е. атомарно гладких с минимальным повреждённым слоем, глубиной несколько нанометров, что особенно актуально для оптических материалов.

Глава 2. Экспериментальный стенд и методы диагностики

2.1 Экспериментальный стенд КЛИУС

Все эксперименты по формированию ионизованных кластеров и их воздействию на материалы выполнялись на специализированном стенде КЛИУС Отдела прикладной физики Новосибирского государственного университета. Общий вид стенда КЛИУС приведен на рисунке 25.

Рисунок 25 - Общий вид стенда КЛИУС: а - со стороны монтажного люка, б - со стороны высоковольтных вводов.

Стенд состоит из трех высоковакуумных камер: камеры расширения, послескиммерной камеры и основной камеры. Стенд оборудован безмасляной вакуумной системой на основе турбомолекулярных высоковакуумных и спиральных форвакуумных насосов. Газоструйный источник установлен в камере расширения на устройстве юстировки. Это обеспечивает точную настройку на ось газового потока и возможностью перемещения вдоль оси струи на расстояние 50 мм для оптимизации режимов измерений. Камера расширения представляет собой вертикальный цилиндр диаметром 250 мм, откачивается бустерным турбомолекулярным насосом Shimadzu TMP-2203LMC производительностью 2200 л/с, что при максимальных расходах рабочих газов обеспечивает фоновое давление на уровне 0,1-1 Па. Давление в газовом источнике регулируется с помощью контроллера давления Alicat Scientific PCD-100PSIA. Измерение фонового давления в вакуумных камерах осуществляется широкополосными вакуумметрами Granville-Phillips 356 Micro-Ion Plus и Televac СС-10.

Принципиальным отличием стенда является двухскиммерная схема формирования кластерного пучка. Молекулярный поток вырезается из сверхзвуковой газовой струи с помощью сменного первого скиммера и, пройдя промежуточную послескиммерную камеру, через второй скиммер поступает в камеру ионизатора. Промежуточная камера откачивается турбомолекулярным насосом Edwards STP iXR1606 производительностью 1600 л/с. Т.к. на входе в первый скиммер в оптимальных режимах массовая доля конденсата не превышает 30%, при традиционной схеме с одним скиммером основной газовый поток в послескиммерную секцию обеспечивают мономеры. Т.к. за скиммером мономеры расширяются с намного большим углом разлета, чем кластеры, то использование второго скиммера с дифференциальной откачкой между скиммерами позволяет в несколько раз уменьшить поток газа в камеру ионизатора. В результате возможно поддержание низкого фонового давления (на уровне 10-4 Па) при больших расходах газа из сопла.

Основная камера имеет форму параллелепипеда с размерами 720x500x410 мм, оснащена вакуумными высоковольтными и сигнальными вводами,

смотровыми окнами. Откачка основной камеры ионизатора осуществляется двумя турбомолекулярными насосами Edwards STP iXA3306C с производительностью 2600 л/с каждый. Камера разделена с помощью съёмной перегородки на две части - секцию ионизатора и секцию образцов. В секции ионизатора установлены ионизатор кластерного пучка и фокусирующая электростатическая линза. От следующей камеры секцию ионизатора отделяет перегородка с круглым отверстием диаметром 40 мм, которая является конечным элементом ионно-оптической системы. На входе в секцию образца установлен магнитный сепаратор, который отклоняет с оси молекулярного пучка мономерные ионы и малые кластеры (олигомеры). Там же на боковой стенке на транспортере установлен плоский экран, который позволяет закрыть образец от воздействия кластерных ионов. Обрабатываемый образец и коллектор ионов, который позволяет контролировать ток ионно-кластерного пучка, установлены на двухкомпонентном координатном механизме, обеспечивающем перемещение поперек пучка до 45*45 мм.

Таким образом, экспериментальный стенд КЛИУС позволяет использовать различные рабочие газы с давление в газоструйном источнике до 500 кПа, регулировать размер кластеров до 1000 атомов/кластер и энергию кластеров до 23,5 кэВ при критическом диаметре рабочего сопла d = 280 мкм.

2.1.1 Времяпролетная диагностика ионно-кластерного пучка

Средний размер кластерных ионов является одной из ключевых характеристик кластерного пучка, определяющий его воздействие на мишень. Как известно, нейтральный кластерный пучок, выделенный из сверхзвуковой струи, содержит значительное количество мономеров, а также кластеры различного размера, от димеров до тысячемеров [1]. Для характеристики конкретного режима обычно используют величину среднего размера кластеров Nmean.

Используя как известные эмпирические зависимости, так и определенные экспериментальные методики можно определить средний размер нейтральных кластеров. Для описания конденсации газа в сверхзвуковых потоках с кластерами

О. Hagena предложил закон подобия, основанный на принципе «соответствующих струй» [41, 90-92], согласно которому зависимость среднего размера кластеров МтеаП имеет следующий вид:

= Ь

Г р* V

ч1000J

(4)

Здесь Г* - безразмерный параметр подобия конденсации (параметр Хагены), который является функцией параметров газа в источнике (давление Р0 и температура Т0) и формы сопла (через эквивалентный диаметр сопла deq). Параметры а и Ь для уравнения (4) определяются путём обобщения экспериментальных данных, при этом они различаются не только для различных газов, но и для различных диапазонов параметра Г*.

Установлено, что для одноатомного аргона параметр Хагены имеет следующий вид [93]:

Г* = 1650р (5)

где давление торможения Р0 выражается в миллибарах, эквивалентный диаметр сопла deq - в микрометрах.

Концепция эквивалентного сопла [9о] позволяет сравнивать конденсирующиеся потоки из сопел с различной геометрией. Для сверхзвуковых сопел эквивалентный диаметр равен диаметру критического сечения d. Для конических сверхзвуковых сопел используют следующую зависимость:

ОеЧ = С (г) 0 (6)

где а - полуугол расходящейся части сопла, константа с зависит от у и симметрии потока, для осесимметричного истечения аргона с(у) = 0,736 [32].

Сложность определения среднего размера ускоренных кластерных ионов, поступающих на обрабатываемую поверхность, заключается в том, что у кластерных ионов размер определяется не только средними размерами исходных нейтральных кластеров, но и условиями ионизации. Т.к. частицы в кластере связаны слабыми Ван-дер-Ваальсовыми силами величиной доли электрон-вольта, то, в процессе ионизации при воздействии электрона с энергией десятки

электрон-вольт на кластер, часть энергии, передаваемая электроном атомам кластера, тратится на разрыв связей между атомами - кластер фрагментирует. Этот процесс приводит к уменьшению среднего размера кластерных ионов [49, 94]. Кроме этого, также возможно изменение массового состава ионно-кластерного пучка при транспортировке ионов из ионизатора к мишени. Сложность процессов неравновесной конденсации и формирования ионно-кластерного пучка из сверхзвуковой газовой струи, не позволяет решить задачу полностью аналитически или численными методами.

Все известные работы, посвященные разработке времяпролетной диагностики газовых ионно-кластерных пучков, основаны на модулировании ускоренного пучка кластерных ионов на этапе пролета от ионно-оптической системы (ИОС) до детектора [95-98]. Из-за больших масс кластерных ионов, достигающих 105 а.е.м., подобный подход позволяет работать только при относительно малых энергиях (обычно 3-5 кэВ).

Благодаря реализованной оригинальной схеме времяпролетных измерений, показанной на рисунке 26, принципиально снимается ограничение по энергии анализируемого пучка и не требуется установка дополнительных электродов. Рассматриваемый метод основан на модуляции ионно-кластерного пучка на стадии его формирования. Для этого на экстрактор (9) подается постоянное запирающее напряжение, на 100 В больше, чем ускоряющий потенциал. В таких условиях ионы из области ионизации не поступают на детектор. Для формирования ионного импульса на вытягивающем (он же ускоряющий) электроде поддерживается постоянный потенциал 6 кВ, затем потенциал снимается на короткий промежуток времени (до 6 мкс) - 5 мкс для измеренных масс-спектров, показанных в данной работе. Для формирования высоковольтных импульсов использовался генератор прямоугольных импульсов, подключенный к высоковольтному твердотельному коммутатору Мантигора НУ8-20-10. В ИОС также осуществляется ускорение кластерных ионов до энергии 6 кэВ. Таким образом, ИОС совмещает в себе три функции: создание импульса частиц, их

ускорение и фокусировка. Детектирование ионного тока осуществлялось с помощью цилиндра Фарадея. Длина пролетной базы составляла 0,52 м.

Рисунок 26 - Принципиальная схема электропитания и формирования времяпролетных импульсов: 1) форкамера, 2) коническое сопло, 3) сверхзвуковая струя, 4) скиммер, 5) кластерный пучок, 6) сетчатый ионизатор, 7) источник электронов, 8) ионизирующие электроны, 9) экстрактор, 10) кластерные ионы, 11-13) линзы Эйнзеля, 14) цилиндр Фарадея, 15) аналого-цифровой преобразователь (АЦП), 16) система высокого напряжения: А - источник питания, В-Е - источники напряжения, F - интерфейсная плата, 17) высоковольтный изолирующий трансформатор, 18) высоковольтный стабилизированный источник, 19) трехфазный инвертор.

Регистрация времяпролетных сигналов на компьютере производилась при помощи АЦП ШВ-3000. Для перехода от режима времяпролетных измерений к режиму обработки достаточно вместо генератора импульсов подключить постоянный вытягивающий потенциал.

2.2 Диагностика морфологии поверхностей оптических материалов 2.2.1 Особенности диагностики топографии сверхгладких поверхностей с

Одним из параметров воздействия кластеров на материалы является изменение топографии поверхности после воздействия. Поэтому в данной работе использовалась атомно-силовая микроскопия (АСМ) для диагностики топографии поверхности и определения параметров шероховатости до и после взаимодействия кластерных ионов с материалами. АСМ позволяет измерять сверхгладкие поверхности с шероховатостью до 0,1 нм. При этом измерения шероховатости сверхгладких поверхностей с шероховатостью менее 1 нм с помощью АСМ имеет ряд особенностей, обсуждение которых приведено в данном разделе.

В данной работе все исследования морфологии поверхности образцов выполнялись на атомно-силовом микроскопе NTEGRA Prima HD NT-MDT [99], обеспечивающим изучение физических и химических свойства поверхности с большой точностью и высоким разрешением. Прибор установлен на активном виброизолирующем столе, что обеспечивает минимальные уровни шумов. Основные результаты были получены при сканировании контактным методом с числом точек 1024x1024.

Чаще всего для описания шероховатости поверхности используют параметры, характеризующие распределение амплитудных (высотных) координат измеренного профиля относительно среднего значения: среднеарифметическую шероховатость Ra или среднеквадратичную Rq. Согласно ГОСТ 25142-82 [100], Ra определяют, как среднее значение отклонения измеренного профиля от средней линии:

где х, у - координаты поверхности, 8=ЬХ*Ьу - базовая площадка измерений, р(х,у) - функция отклонения профиля от средней линии.

помощью атомно-силовой микроскопии

(7)

Среднеквадратичную шероховатость Яч (рисунок 27) можно рассчитать по формуле:

П =

1 §р2( х'

(8)

где - площадь АСМ-изображения, по которой производится вычисление; г (р) -

двумерная функция рельефа поверхности, р = д/ х2 + у2 . Ятеап - средняя высота

?

рельефа отсканированной площадки:

п =

теап

112(Р)Лр

(9)

Средняя линия

Рисунок 27 - К описанию параметрам шероховатости Яа и Яд.

Однако указанные выше параметры Яд и Яа не позволяют полностью описать шероховатость поверхности. В частности, они не учитывают важные латеральные величины шероховатости. Например, на рисунке 28 показаны два периодических профиля поверхности, у которых одинаковый максимальный перепад высот, но расстояние между пиками и впадинами высот различно. У таких поверхностей величина Яд одинакова, т.е. Яд1 = Яч2, но, очевидно, в целом топография различается.

Рисунок 28 - К описанию недостатков амплитудных значений шероховатости.

2.2.2 Спектральная плотность мощности шероховатости

Более подробную информацию о профиле поверхности дает спектральная плотность мощности (СПМ или power spectral density, PSD) - функция, описывающая распределение высот в зависимости от пространственной частоты. Под пространственной частотой понимается величина, обратная расстоянию между различными точками, взятыми на профиле поверхности (рисунок 29). PSD-функция представляет собой Фурье-преобразование распределения высот на поверхности и имеет размерность умноженных друг на друга высот двух точек (взятых на определённом расстояние), делённой на пространственную частоту, то есть мкм . Таким образом, спектральная плотность мощности включает в себя информацию о высотах, перепадах высот и расстоянии между различными точками профиля поверхности [101-104].

5 мкм

высокочастотная

шероховатость: v>l мкм"1 v = 1/L

среднечастотная: 0.001<v<l мкм"1

низкочастотная: v<0.001 мкм-

500 мкм

Рисунок 29 - К описанию пространственной частоты шероховатости.

Двумерная функция спектральной плотности мощности может быть рассчитана из двумерной автокорреляционной функции:

РБВ2В (V) = \ е 1ЛурС (р)йр

где С- двумерная автокорреляционная функция; V - вектор пространственной частоты, величина обратная радиус-вектору в прямом пространстве.

Для изотропных поверхностей двумерная РБЭ-функция может быть усреднена по углу:

PSD2d (у) = ^1pSD2D (y,0)d0, у = У+Уу> 0 = arctg 2ж *

У

y

V j

(11) двумерную

Для анизотропных поверхностей можно рассчитать PSD-функцию в выбранном направлении:

psd***** (у) = psd2d (у, eamsotropt),

0 t

где amS°tr°pc - уГол, задающий направление расчета.

Также можно рассчитать одномерную PSD-функцию. Между одномерной и двумерной PSD-функцией существует следующая связь:

PSDw (у) = 2nPSDw (у)у, (12)

а для АСМ-изображения PSD можно определять, как [102]:

(13)

где Рх,у - линейный размер области сканирования по оси х и у, соответственно; 2(х,у) - высота профиля поверхности в точке с координатами (х,у); vxy = 1/АЬху -пространственная частота; АЬху - расстояние между измеренными точками; Ах -расстояние между соседними измеренными точками; N - количество измеренных точек вдоль оси х или у.

Как видно в формуле (13), РБЭ-функция вычисляется из массива данных профиля поверхности, измеренных атомно-силовым микроскопом. С помощью PSD-функции можно рассчитать эффективную среднеквадратичную шероховатость поверхности которая является аналогом параметра Яф но учитывает латеральную шероховатость. Шероховатость и PSD-функция связаны между собой следующим образом:

max

a2eff = PSD2 d (v)dy,

(14)

где Vmin = 1/L и VmaX = 1/Ax.

На рисунке 30 представлены 2D- и ЗЭ-изображения исходной поверхности полируемого образца из плавленого кварца, полученные на разных масштабах

л

(128x128, 40x40, 2x2 мкм ) при пространственном разрешении 1024x1024 точек. Как видно из рисунка 29, среднеквадратичная шероховатость Яд и максимальная высота неровностей Я{ (ось X) уменьшаются с уменьшением области сканирования. Это связано с тем, что на больших масштабах измерения ограничены пространственным разрешением и амплитуда неровностей с поперечным размером менее 250 нм неразличимы; а на малых масштабах -неровности с поперечным размером десятки-сотни микрометров превышают размеры области сканирования, поэтому Яд не учитывает амплитуду микронеровностей.

а)

20 40 60 80 100 120 X, цш

б)

7

6

5

пш

2

1

0

0 5 10 15 20 25 X, цш 30 35 40

0,8

0,4 х' Мт

1,2 У,цт0'8

N 0 °'4 1.2 1,6 2,0 и« — П 41 им "^Г""

в) X, цт Кя-и.43нм

Рисунок 30 - АСМ-изображения исходной поверхности плавленого кварца: а)1128x128; б) 40x40; в) 2x2 мкм2.

Для того чтобы учесть не только амплитуду, но и поперечные размеры неровностей необходимо использовать РБЭ-функцию. На рисунке 31 показаны РБЭ-функции исходной поверхности плавленого кварца, полученные на различных масштабах и в широком диапазоне пространственных частот V. Как можно увидеть, РБЭ-функции существенно не различаются в перекрывающихся областях. Это является подтверждением корректности измерений на различных масштабах. В Таблице 1 приведено сравнение среднеквадратичной Яд и эффективной шероховатостей Оф, рассчитанной как площадь под РББ-функцией.

0,01 0,1 1 10 100 Рисунок 31 - PSD-функции исходной поверхности плавленого кварца.

Таблица 1 - Сравнение параметров шероховатости

Параметр шероховатости Размер области сканирования, мкм2 _total TTlf aeff , нм

2x2 10x10 40x40 80x80 128x128

(Rq), нМ (off), нм 0,43 0,36 0,84 0,80 0,90 0,95 0,92 0,97 0,96 1,03 1,17

Как видно из таблицы, шероховатость Оф как и Яч уменьшается с уменьшением области сканирования. Но стоит отметить, что РБЭ-функция является спектральной характеристикой шероховатости поверхности, что

позволяет, используя различные размеры сканирования, построить интегральную PSD-функцию в широком диапазоне пространственных частот v (рисунок 31). Тем самым, можно вычислить интегральную эффективную шероховатость а'е°а1,

которая будет учитывать неровности с различными латеральными размерами (в данном случае, от 0,8 нм до 100 мкм). Это позволяет более корректно охарактеризовать топографию поверхности.

Описание результатов после воздействия кластеров на данный образец плавленого кварца в различных режимах представлены в Главе 4.

2.3 Определение скорости травления и коэффициента распыления

Помимо изучения изменения топографии поверхности оптических материалов после каждой бомбардировки кластерными ионами, измерялась глубина травления. Для этого бомбардировка образца проводилась через щель из двух лезвий. Ширина щелей составляли 2,5-3,5 мм. После бомбардировки на поверхности мишени формировалась «ступенька» (граница области бомбардировки), высота которой измерялась с помощью АСМ. На рисунке 32 показан пример профиля ступеньки. На каждой границе были измерены три

л

области размерами 100^100 мкм . В каждой области были построены три профиля поверхности для измерения высоты «ступеньки» H. Определив объём распылённого материала V через измерения распыляемой площади S и глубины травления H, оцениваемых с помощью АСМ, и зная значение итоговой дозы

л

кластерных ионов, Фион (кластерных ионов/см ), можно рассчитать коэффициент распыления.

О 5 10 15 20 25 30 35 40

Position, um

Рисунок 32 - Пример профиля ступеньки.

Благодаря маскированию части поверхности образца было изучено распыление плавленого кварца и монокристаллов LBO, ВВО и КТР при различных удельных энергиях кластеров. Как было описано в п. 1.3.1, универсальным параметром воздействия кластерных ионов на поверхность материалов является удельный коэффициент распыления, который равен числу атомов мишени, выбитых одним атомом кластера. Очевидно, что он зависит как от распыляемого вещества, так и от того, чем распыляют. Ниже представлена расчётная формула, используемая в данной работе для расчета удельного коэффициента распыления:

У _Яоиг1Яп

'IN

N N П<-Л

mean mean (15)

где Nmean - средний размер кластеров; NOUT - суммарное количество распылённых атомов мишени при бомбардировке кластерами Ar+; Nin - суммарное количество кластерных ионов Ar+, упавших на мишень за время экспозиции. NOUT и NN рассчитываются по следующим формулам:

PSH лг

NOUT = n Z-Na ,

U (16)

Nin = Ф^, (17)

-5

где n - число атомов в молекуле; р - плотность мишени, г/см ; S - площадь

Л

распыления, см ; H - глубина травления, см; л - молярная масса, г/моль;

23 1

NA = 6,022x10 моль- - число Авогадро; Фион - доза облучения, кластерных ионов/см2.

С технологической точки зрения, особую роль играет параметр скорости травления материала (v) (нм/мин), которой рассчитывается по простой формуле через глубину (H) и время распыления t:

(v) = (H) / t. (18)

Данный параметр определяет эффективность воздействия кластерных ионов на материалы в различных режимах.

2.4 Выводы по главе 2

Рассмотрены особенности экспериментального стенда КЛИУС по формированию ионно-кластерного пучка и методы диагностики воздействия кластеров на материалы мишени. Двухскиммерная схема формирования кластерного пучка позволяет уменьшить поток газа, особенно поток мономеров, в камеру ионизатора, благодаря чему возможно снизить фоновое давление до уровня 10-4 Па при больших расходах газа из сопла.

С помощью изменения давления в газоструйном источнике можно формировать кластеры различного размера (до 1000 атомов/кластер при критическом диаметре сопла ё = 280 мкм). Благодаря ионно-оптической системе, используемой в стенде, можно фокусировать и ускорять кластерные ионы с кинетической энергией до 23,5 кэВ. Благодаря варьированию кинетической энергии и размера кластеров можно сформировать интенсивный поток частиц с очень малой энергией (несколько эВ/атом), что невозможно для мономерного ионного пучка из-за наличия кулоновского расталкивания.

Оригинальная схема времяпролетной диагностики ионно-кластерных пучков, основанная на модуляции пучка на этапе его формирования, не требует установки дополнительных электродов и позволяет работать при энергиях выше 5 кэВ в отличии широко распространённых схем, основанных на модулировании пучка на стадии пролета от ионно-оптической системы до детектора.

Атомно-силовая микроскопии как метод диагностики воздействия кластерных ионов на материалы позволяет оценить скорость травления и количество атомов мишени, выбиваемых кластером при их различных размерах и энергиях.

Глава 3. Определение параметров ионно-кластерного пучка

3.1 Измерение массового состава ионно-кластерного пучка

С помощью времяпролётной диагностики, описанной в Главе 2, были исследованы распределения кластеров по размерам (массам) при различных условиях (варьируя ток эмиссии, давление торможения, а также с установленным магнитным сепаратором и при его отсутствии). На рисунке 33 изображены масс-спектры пучка кластерных ионов аргона для различных давлений торможения, измеренные в отсутствие магнитного сепаратора. Измерения были проведены при токе эмиссии 1е = 60 мА и ускоряющем потенциале ину = 5 кВ.

Размер кластеров, атомов/кластер

Рисунок 33 - Распределения кластерных ионов аргона по размерам при различных давлениях рабочего газа. Магнитный сепаратор отсутствует.

На рисунке 34 представлен график зависимости средних размеров кластерных ионов от давления Р0, рассчитанных по проведенным времяпролётным измерениям. Средний размер кластеров был определён с помощью логнормальной аппроксимации распределения кластеров по размерам (массам), более подробно описанной в следующем параграфе. При давлениях торможения Р0 < 70 кПа в пучке присутствуют в основном мономеры и кластеры

малого размера. Это объясняется тем, что при таких давлениях торможения локальная плотность газа в потоке недостаточно велика для начала массовой конденсации, когда доля конденсата составляет единицы процентов.

Рисунок 34 - Зависимость среднего размера кластерных ионов аргона от давления торможения. Магнитный сепаратор отсутствует.

При давлениях 70 < Р0 < 100 кПа в пучке достигается режим массовой конденсации. Локальная плотность газа в потоке возрастает, что приводит к увеличению количества столкновений между атомами, и, как следствие, к появлению кластеров более крупного размера. При этом на оси струи еще присутствует большое количество мономеров, которые могут быть присоединены кластерами. Этим объясняется интенсивный рост размеров кластеров, и, следовательно, их среднего размера. При Р0 > 100 кПа в пучке преобладают крупные кластеры, однако размер кластеров с ростом давления торможения увеличивается менее интенсивно. Выделение теплоты конденсации приводит к ускорению потока и уширению струи, вследствие чего происходит уменьшение локальной плотности газа вблизи оси струи, что затормаживает процесс конденсации. В таких условиях течение переходит в режим развитой конденсации. В итоге, размер кластеров растёт (преимущественно за счёт присоединения других кластеров), а массовая доля конденсата практически

перестаёт расти, достигая своего предела - это означает, что происходит уменьшение плотности потока кластеров [105, 106]. Таким образом, повышение давления в газоструйном источнике не позволяет постоянно повышать интенсивность ионно-кластерного пучка.

Известно, что при высоких давлениях торможения пучок кластеров аргона содержит небольшую примесь кластеров малого размера и, преимущественно, состоит из крупных кластеров. Однако на рисунке 33 при высоких давлениях мономерная компонента не наблюдается. Есть несколько причин, приводящих к такому результату. Во-первых, при больших давлениях торможения значительная часть мономеров конденсируется, образуя кластеры. Как известно, наиболее крупные кластеры формируются на оси пучка, вытесняя малые кластеры и мономеры на периферию. Таким образом, концентрация мономерной компоненты в приосевой области пучка снижается. Во-вторых, кластеры большего размера имеют большее сечение ионизации, поэтому концентрация ионизованных крупных кластеров много больше, чем концентрация олигомеров. В-третьих, в результате кулоновского расталкивания легкие ионы уходят с оси ионно-кластерного пучка.

На рисунке 35 изображены масс-спектры пучка кластерных ионов аргона для различных давлений при установленном магнитном сепараторе. Измерения были проведены при токе эмиссии электронов 1е = 150 мА и ускоряющем потенциале ину = 5 кВ. При низких давлениях торможения наблюдавшаяся в отсутствие магнитного сепаратора мономерная компонента отсутствует, что подтверждает, что магнитный сепаратор позволяет эффективно удалять малые кластеры из пучка кластерных ионов.

Распределение по массе (размерам) в пучке кластерных ионов существенное влияние оказывают энергия ионизирующих электронов и их концентрация [107]. В представленных экспериментах энергия электронов была фиксированной и составляла 300 эВ. Меняя ток накала, протекающий через термокатод, можно регулировать концентрацию электронов в области ионизации, а, следовательно, и вероятность ионизации нейтральных кластеров.

Рисунок 35 - Распределения кластерных ионов аргона по размерам при различных давлениях рабочего газа. Установлен магнитный сепаратор.

На рисунках 36 и 37 изображены масс-спектры кластерных ионов аргона при различных токах эмиссии 1е при фиксированных давлениях торможения Р0 = 300 и 500 кПа, соответственно.

Размер кластеров, атомов/кластер Рисунок 36 - Масс-спектры кластерных ионов аргона при различных условиях ионизации при давлении торможения 300 кПа.

Размер кластеров, атомов/кластер Рисунок 37 - Масс-спектры кластерных ионов аргона при различных условиях ионизации. Давление торможения 500 кПа.

В том и другом случае с ростом тока эмиссии размеры кластеров начинают уменьшаться - это видно по сдвигу распределения влево. Это можно объяснить двумя причинами. Во-первых, с увеличением тока эмиссии Ie увеличивается вероятность ионизации нескольких атомов в кластере (многократной ионизации). При многократной ионизации между ионизованными атомами возникают кулоновские силы, энергия которых намного превышает энергию Ван-дер-ваальсовых сил, что может приводить к развалу кластера на фрагменты меньшего размера. Во-вторых, энергия ионизирующих электронов намного больше энергии Ван-дер-Ваальсового взаимодействия в кластере. Поэтому есть вероятность передачи электрона кластеру часть своей энергии, что тоже может приводить к частичной или полной фрагментации кластерных ионов [108].

Как видно на рисунке 38, увеличение тока ионизирующих электронов приводит к одновременному уменьшению среднего размера (а) и тока (б) кластерных ионов при давлениях 300 и 500 кПа [108]. Более крупные кластеры более устойчивы при последовательной многократной ионизации [49]. Однако, кластеры меньшего размера имеют меньшее сечение ионизации, поэтому слабее

реагируют на изменение тока эмиссии. Это подтверждается меньшим наклоном зависимости для 300 кПа, продемонстрированном на рисунке 38а.

1200

1100

1000

&

U

а)

25

о 20 н

ч 15 2

10

Р0 = 500 кПа

V

\

100 120 140 160 180 200 220 Ток эмиссии мА

40

60

80 100 120 140 160 180 200 Ток эмиссии электронов /., мА

220

Рисунок 38 - Зависимость среднего размера кластерных ионов аргона (а) и тока ионно-кластерного пучка (б) от тока эмиссии электронов 1е при различных давлениях рабочего газа.

Интересно, что при большом токе ионизирующих электронов размеры кластерных ионов, вероятно, стремятся к постоянным значениям. Данные на рисунках 36-38 представлены для небольших кластеров по сравнению с работами [109, 110], в которых размеры кластерных ионов составляли 2360-10400 и 3000 атомов/кластер со средними зарядами кластеров +1,5-3,2 и +1,7, соответственно. Таким образом, в условиях данной работы (Нтеап < 1100 атомов/кластер) увеличение тока ионизации электронов не приводит к увеличению среднего заряда пучка кластерных ионов, а только усиливает фрагментацию кластеров в результате кулоновского взрыва и частичного испарения. Приведенные выше факты позволяют утверждать, что средний заряд пучка кластерных ионов составляет около +1.

Также были проведены времяпролётные измерения в струе слабо конденсирующегося азота для сравнения с результатами, полученными для аргона. При всех давлениях Р0 данной работы пучок ионов азота состоит преимущественно из мономеров, т.к. известно, что молекулярный азот слабо конденсируется по сравнению с аргоном. При установленном магнитном

сепараторе малые кластерные ионы полностью удаляются с оси пучка, что подтверждается отсутствием сигналов на рисунке 39.

0,08

я 0,07 5

5 о.об — 400 кПа

% 0,05 г I 0,04 о. ••• 300 кПа — 200 кПа — 100 кПа

р 0,03 у =» 50 кПа

¡0,02

0 1 0,01

0 , ■>< .........

200

400

600

800

1000 1200 1400

Размер кластеров, атомов/кластер

Рисунок 39 - Масс-спектры кластерных ионов N2 по размерам при различных давлениях рабочего газа с магнитным сепаратором.

На рисунке 40 с масс-спектрами кластерных ионов молекулярного азота без магнитного сепаратора наблюдается ионно-кластерный ток, но при давлении Р0 > 300 кПа ток начинает уменьшаться.

Размер кластеров, атомов/кластер

Рисунок 40 - Масс-спектры кластерных ионов N по размерам при различных давлениях рабочего газа без магнитного сепаратора.

Существует два возможных механизма, объясняющих это явление: 1) уменьшение расстояния от среза сопла до диска Маха при росте давления торможения и соответствующем росте давления фона в камере источника. Как следствие, входное отверстие скиммера может оказаться в области ударных волн или даже за ними; 2) скиммерное взаимодействие, характеризующееся взаимодействием набегающего сверхзвукового потока с отраженными от поверхности скиммера атомами. Рассмотрим каждый механизм подробнее.

До тех пор, пока входное отверстие скиммера находится внутри струи, в области, где фоновый газ не оказывает влияния на поток нейтральных кластеров за счёт боковых ударных волн (silent zone), на выходе скиммера имеется невозмущенный молекулярный поток. Когда продольный размер струи становится меньше расстояния между скиммером и соплом, входное отверстие скиммера оказывается в области ударных волн. В результате торможения на ударной волне, атомы и кластеры теряют продольную скорость, а кластеры могут интенсивно испаряться.

Длина струи, т.е. расстояние от выходного сечения сопла до диска Маха хм, может быть оценена по нескольким эмпирическим формулам [111, 112], однако обычно используют известную эмпирическую зависимость [113]:

где р и рк - давление газа на входе в сопло и в объеме вакуумной камеры расширения соответственно, й - характерный размер - для сверхзвукового сопла

экспериментах с азотом минимальная длина струи достигалась при давлении торможения Р0 = 400 кПа и составила 34,6 мм, что превышает расстояние между скиммером и соплом (20 мм). Следовательно, данный механизм не оказывает влияние на полученные результаты. Второй механизм основан на взаимодействии отраженных от скиммера атомов с кластерным пучком. При достаточно интенсивном потоке вблизи отверстия скиммера может формироваться пограничный слой рассеянных атомов, приводящий к уменьшению

(19)

равен диаметру критического сечения сопла й, который составляет 280 мкм. В

интенсивности пучка. Степень влияния этого механизма может быть оценена при помощи числа Кнудсена:

(20)

К = ,

а

як

где X - средняя длина свободного пробега, - диаметр отверстия скиммера [4244]. К сожалению, корректно оценить длину свободного пробега не представляется возможным, поскольку для этого необходимо определить число Маха на выходе из сопла. Очевидно, не считая фрагментации кластеров, именно этот механизм и приводит к падению ионного тока на рисунке 40, как и на рисунках 36-37.

3.2 Эффективное распределение кластерных ионов по размерам

Как было показано выше, пучок кластеров, сформированный из сверхзвуковой газовой струи, имеет широкое распределение по размеру кластеров, которое обычно характеризуется по среднему размеру кластера Ытеап. На рисунке 41 представлены масс-спектры кластерных ионов аргона, измеренные за магнитным сепаратором при разных давлениях торможения Р0, используемых в рабочих режимах.

Рисунок 41 - Масс-спектры ионно-кластерного пучка аргона при разных давлениях торможения. Установлен магнитный сепаратор.

Распределение кластерных ионов по размерам может быть хорошо аппроксимировано логнормальной функцией:

1

] (N) =

ехр

( (1п N -у)2Л ' 2а2

(21)

где а и л - подгоночные коэффициенты. Мода (максимум) такого распределения

2 2 определяется как Мреак = ехр(л-а ), а средний размер равен Ытеап = ехр(л+а /2).

Очевидно, что кластеры, имеющие одинаковую кинетическую энергию, но разные размеры, имеют разные коэффициенты распыления мишени. Чтобы охарактеризовать распыление материала несепарированным ионно-кластерным пучком, было предложено [114] использовать эффективное распределение по размерам. Зная зависимость коэффициента распыления от размера кластера У(Ы), эффективное распределение по размерам /ед(№) можно получить как свертку двух функций:

]] (N) = \ ¥ ( N + т)/ (Юат (22)

Результат для давления торможения Р0 = 500 кПа показан на рисунке 42.

Рисунок 42 - Логнормальное и эффективное распределения по размеру кластеров.

Эффективное распределение /е$(Щ было получено как поточечное умножение двух функций с использованием У(Ы) [69]:

(Е' (ш)У

У =—^-N (23)

1 + ( Е / ( Ш ))?"

где А и д - эмпирические коэффициенты. Результирующее распределение /ед(Ы) также хорошо согласуется с логнормальным распределением, из которого можно

определить эффективную моду распределения реак и эффективный средний

Neff

размер кластера теап.

Измеренные и эффективные параметры распределения по размеру кластеров аргона, использованные в работе, показаны в Таблице 2. Также в Таблице 2 указаны средние размеры нейтральных кластеров, рассчитанные по формуле (4), сравнивая с которыми наглядно видно, что кластеры большего размера больше фрагментируют из-за большего сечения ионизации.

Таблица 2 - Средний размер нейтральных кластеров и параметры распределений кластеров по размеру

P, Средний размер нейтральных кластеров Времяпролётная диагностика Эффективное распределение

0 кПа N mean Npeak N mean Npeak Neff mean

атомов/кластер атомов/кластер атомов/кластер

80 150 115 170 110 160

100 230 150 210 140 200

150 580 280 310 240 260

200 1150 370 600 310 460

300 3000 510 800 410 580

400 5900 590 870 470 640

500 10000 660 1000 510 710

Ne]]

Значения эффективного среднего размера кластеров теап, определенные таким образом, были использованы для расчета удельных коэффициентов распыления несепарированного ионно-кластерного пучка и дальнейшего их сравнения с удельными коэффициентами распыления сепарированного ионно-кластерного пучка.

3.3 Выводы по главе 3

Проведена времяпролётная диагностика ионно-кластерного пучка и получены масс-спектры ионно-кластерного пучка аргона при разных давлениях торможения.

Продемонстрировано влияние тока эмиссия электронов на изменение распределения размеров кластеров в ионно-кластерном пучке. Предположено, что увеличение тока эмиссии электронов для ионизации может приводить к многократной ионизации и фрагментации кластеров.

Показано, что распределение кластерных ионов по размерам хорошо аппроксимируется логнормальной функцией, которая также может быть использована для определения среднего размера кластеров и получения эффективного распределения кластеров по размерам. А эффективный средний размер кластеров позволяет сравнивать сепарированный и несепарированный ионно-кластерные пучки.

Глава 4. Взаимодействие кластерных ионов с аморфными и кристаллическими оптическими материалами

4.1 Бомбардировка кластерами аморфных материалов

Эксперименты по изучению влияния дозы на изменение поверхности плавленого кварца проводились при давлении торможения Р0 = 500 кПа, что соответствует среднему размеру кластерных ионов в пучке Ытеап ~ 1000 атомов/кластер и при энергии ионов Е = 22,5 кэВ. Использовался образцы плавленого кварца марки КУ-1 в виде дисков диаметром 15 мм и толщиной 3 мм. Исследование проходило в три этапа, в каждом из которых было достигнута Фион ~ 1,5; 3,0; 2,5 х1016 кластерных ионов/см2, соответственно. Каждый следующий этап проводился в той же области, где и предыдущий, для пошагового увеличение дозы облучения. На рисунке 43 представлены 3D АСМ-изображения поверхности исследуемого образца после каждого этапа полировки на масштабе

л

2^2 мкм , где наиболее наглядно видно влияние воздействия кластеров на кварц.

Рисунок 43 - 3D АСМ-изображения поверхности плавленого кварца на масштабе 2x2 мкм2: а) исходная поверхность; б) после дозы облучения Фион ~ 1,5х1016 см-2; в) после Фион ~ 4,5х1016 см-2; г) после Фион ~ 7,0х1016 см-2.

На рисунке 44 показаны интегральные PSD-функции поверхности исходного образца и после каждого этапа полировки, а в Таблице 3 представлено сравнение среднеквадратичного Яд и эффективного ое// параметров шероховатости

для различных масштабов сканирования после каждого этапа увеличения дозы облучения.

1Е-05 п

1Е-06 -

1Е-07

1Е-08 -

lit. 'Л

7. 1Е-09 -

О <Я а. 1Е-10 'Ля

= Исходная

1Е-11 ; —1,5 xl О16 см"2

1Е-12 - ; —4,5 x 1016 см2

: ••• 8,0 x 1016см"2

1Е-13 - -1—........1—.......|-i_ -J-'--1.........

0,01 0,1 1 10 100 Пространственная частота v, мкм1

Рисунок 44 - РБЭ-функции поверхности исходного образца плавленого кварца и после постепенного увеличения дозы облучения кластерными ионами.

Таблица 3 - Шероховатость поверхности плавленого кварца

Размер области сканирования, мкм2

Образец 2x2 40 x40 128x128 total Veff ,

R), Ыf), R), (°eff), R), Ыf), нм

нм нм нм нм нм нм

Исходный 0,43 0,36 0,93 0,94 1,0 0,98 1,15

после Фион ~ 1,5 х1016 см-2 0,37 0,34 0,68 0,68 0,75 0,73 0,85

после Фион ~ 4,5 х1016 см-2 0,30 0,27 0,65 0,60 0,62 0,68 0,75

после Фион ~ 7,0х1016 см-2 0,16 0,14 0,58 0,55 0,60 0,55 0,68

Как видно из рисунка 44, снижение РБЭ-функции и, соответственно, шероховатости поверхности происходит уже после первого этапа, но только в среднечастотном диапазоне пространственных частот (0,1-1 мкм-1); а в высокочастотном диапазоне пространственных частот (1-100 мкм-1) существенное снижение шероховатости (более чем в 2,5 раза по сравнению с

исходной) наблюдается только после третьего этапа [115]. Бомбардировка кластерами в 3 этапа с суммарной дозой Фион ~ 7*1016 см-2 позволило снизить интегральную шероховатость поверхности а°а1 плавленого кварца в 1,7 раза,

сгладив при этом неровности с поперечным размером от 8 нм до 50 мкм.

Далее было изучено влияние параметров кластерных ионов на морфологию поверхности плавленого кварца. Бомбардировка кластерами проводилась при различных средних размерах и энергии кластерных ионов с приблизительно

15 2

одинаковой дозой (Фион ~ 9,7*10 кластерных ионов/см ). Чтобы корректно сравнивать экспериментальные результаты были выбраны несколько образцов с аналогичными исходными значениями Яд и PSD-функциями. Ниже на рисунках 45-47 представлены 3D АСМ-изображения трех образцов до и после бомбардировки кластерными ионами в различных режимах на трех различных масштабах: 128*128, 40*40 и 2*2 мкм2.

Рисунок 45 - 3D АСМ-изображения поверхности плавленого кварца до (слева) и после (справа) полировки в режиме №1 (Е = 22,5 кэВ, Ытеап~ 1000 атомов/кластер) на разных масштабах.

Рисунок 46 - 3D АСМ-изображения поверхности плавленого кварца до (слева) и после (справа) полировки в режиме №2 (Е = 22,5 кэВ, Ытеап ~ 800 атомов/кластер).

Рисунок 47 - АСМ-изображения поверхности плавленого кварца до (слева) и после (справа) полировки в режиме №3 (Е = 11 кэВ, Ытеап ~ 800 атомов/кластер).

На рисунке 48 представлены PSD-функции поверхности плавленого кварца до и после полировки при различных режимах. Первые два режима были выбраны для сравнения результатов воздействия кластерными ионами с одинаковой энергией, но с разными средними размерами кластеров. Глубина травления в первых двух режимах составляла 270 и 340 нм, соответственно. Влияние кластеров с различной энергией на морфологию поверхности показано на рисунке 48. Удельная энергия кластерных ионов составляла ЕШтеап = 22.5, 28.1, 13.8 эВ/атом, соответственно порядку режимов. Небольшая удельная и полная энергии кластерных ионов приводит к небольшой глубине травления 80 нм в режиме №3.

Рисунок 48 - РБЭ-функции поверхности плавленого кварца, полученные при различных режимах: №1 - Е = 22,5 кэВ, Ытеап ~ 1000 атом/кластер; №2 - Е ~ 22,5 кэВ, Ытеап ~ 800 атомов/кластер; №3 - Е = 11 кэВ, Ытеап ~ 800 атомов/кластер.

Как легко увидеть на рисунке 48, наиболее эффективное сглаживание наблюдается в диапазоне высоких пространственных частот (0,3-128 мкм-1) при третьем режиме, где спектральная функция шероховатости уменьшалась более чем на порядок [115, 116].

В Таблице 4 представлены среднеквадратичные (Яч) и эффективные (ое$ параметры шероховатости, полученные осреднением результатов по нескольким областям измерений. Данные приведены для различных масштабов сканирования после обработок в разных режимах.

Таблица 4 - Шероховатость плавленого кварца до и после бомбардировки

Размер области сканирования, мкм2

Образец 2x2 40 x40 128x128 total Gff ,

R), ^ef^ lRq), l0eff), lRq), Wh нм

нм нм нм нм нм нм

Исходный 0,40 0,37 0,87 0,90 0,90 0,90 1,07

после режима №1 0,20 0,18 0,72 0,70 0,80 0,80 0,86

после режима №2 0,18 0,16 0,67 0,70 0,88 0,85 0,90

после режима №3 0,10 0,08 0,73 0,73 0,82 0,85 0,86

Как видно из рисунка 48 и таблицы 4, первый и третий режимы одинаково эффективно снижают интегральный эффективный параметр шероховатость <у°а1 -

на 20%: первый режим за счёт лучшего сглаживания поверхности на больших

Л

масштабах (40^40 и 128x128 мкм ), а третий режим эффективно сглаживает

Л

неровности на малых масштабах (2x2 мкм ), где шероховатость поверхности снижается в 4 раза.

Также были рассчитаны коэффициенты распыления и скорости травления для плавленого кварца (SiO2) с использованием кластерных ионов Ar путём изменения среднего размера кластера (от 150 до 1000 атомов/кластер) или энергии кластера (от 5 до 23 кэВ) при нормальном и наклонном углах падения кластерных ионов к образцу. Соотношение между тремя переменными (Y, E и N) можно представить в виде обобщенной зависимости, используя нормированные (удельные) значения Y/N и E/N [69].

Измеренные экспериментальные результаты для коэффициента распыления на атом в кластере ^/ Ктеап , как функции от энергии кластера на атом Ктеап , показаны на рисунке 49. Для сравнения, на рисунке также приведены данные других авторов, полученные с использованием падающего сепарированного по размеру пучка под наклонными углами к поверхности образца [69-71]. Сплошные кривые соответствуют уравнениям из работ других авторов. Как видно на рисунке 49, коэффициенты распыления, полученные с использованием несепарированного по размеру пучка и эффективного среднего размера кластеров ктеап, хорошо согласуются с коэффициентами для сепарированного по размеру пучка при одинаковой удельной энергии и том же наклонном падении.

Следовательно, несепарированные по размеру пучки, имеющие эффективный средний размер кластеров ктеап, дают такой же коэффициент распыления, что и сепарированные пучки с фиксированным размером кластера Ы, равным этому эффективному значение, т.е. г/^теап - у/к

при Ктеап ~ к. Заметная

расходимость наблюдается только при низких энергиях падения Ктеап < 10 эВ, когда коэффициент распыления для несепарированного пучка намного больше, чем для сепарированного. Следует принимать во внимание, что ионный пучок содержит кластеры, размер которых, очевидно, как больше, так и меньше среднего размера, что может приводить к неравномерному эффекту распыления в зависимости от их доли в пучке. Во-первых, этот эффект, вероятно, связан с тем, что кластеры небольших размеров (Ы < Ытеап) обладают большими коэффициентами распыления и дают основной вклад в значение коэффициента при низких значениях энергии на атом в кластере несепарированного пучка. Во-вторых, энергия атома в кластере (при Е1ктИеап < 10 эВ) становится соизмерима с энергией связи атомов на поверхности БЮ2, которые равны 1,4-4,5 эВ [75, 117]. Можно предположить, что энергия атомов кластеров с размерами N > Ытеап недостаточна для разрыва связей атомов мишени, т.к. энергия атомов больших кластеров меньше энергии связи атомов мишени, т.е. при низких удельных энергиях Е/Ытеап кластеры с размерами N > Ытеап участвуют только в активном перемещении атомов мишени в приповерхностном слое и не участвуют в

процессе распыления. Поэтому при низких удельных энергиях могут наблюдаться расхождения коэффициентов распыления сепарированным и несепарированным ионно-кластерными пучками (при использовании эффективного среднего размера кластеров) [115]. Следует также отметить, что при энергии EУ^Nmean ~ 7 эВ/атом

соотношение коэффициентов распыления \_Y/Nmean (45 IN! (0 )] ~ 5 хорошо согласуется с данными других авторов [68].

С увеличением энергии на атом в кластере E/N соотношение коэффициентов распыления Y/N для нормальных и наклонных падений кластеров уменьшается. При энергии на атом в кластере около 100 эВ и выше коэффициент распыления Y/N имеет тенденцию к линейной зависимости от E/N, и его значение слабо зависит от угла падения кластеров на поверхности SiO2. Это можно объяснить двумя причинами. Во-первых, в таких условиях энергия атома в кластере намного больше, чем энергии связи между атомами на поверхности в твердом теле. Во-вторых, есть работа [118], где продемонстрированы распределения потерь энергии по отдельным атомам, полученные с помощью МД-моделирования. Был сделан вывод, что с увеличением энергии атома в кластере E/N увеличивается доля энергии, которая тратится на смещение атомов в приповерхностном слое твердого тела.

На рисунке 49 обобщены результаты, полученные в рамках данной работы, и литературные данные по распылению поверхности SiO2 кластерными и атомарными ионами. Как видно, коэффициенты распыления для сепарированных (из литературных источников) и несепарированных ионно-кластерных пучков имеют аналогичную тенденцию и обобщаются одной нелинейной зависимостью Y/N от удельной энергии кластеров E/N:

Y = i ( E¡ (AN) )q

N ~ 1+(E/(AN))'"' (24)

где k, A, q - эмпирические коэффициенты - для SiO2 указаны в Таблице 5.

z >

s

0 >-« •<

о- -= S

1 i 2 2

£1 ■e H

n я

0

U £