Диссертация (Процессы формирования газовых кластерных ионов и их взаимодействия с поверхностью), страница 11

После этого снимки сопоставлялисьналожением друг на друга.Изменение напряжения разряда в пределах, позволяющих осуществлятьвизуализацию (например, для азота с начальным давлением 6 бар, этотдиапазон составляет приблизительно (800±200) В), также не вноситизменений в картину течения. Таким образом, можно считать, чтофиксируемаякартинаотражает собственныесвойствапотокаи необусловлена процессами, связанными с существованием разряда.77Рис. 3.4. Визуализация потока при различных положениях сопла относительноплоских электродов.

На катоде формируется «проекция» потока.Экспериментально полученные изображения струи хорошо согласуютсяс результатами моделирования (рис. 3.5.).Рис. 3.5. Поле чисел Маха в струе аргона, давление стагнации 5 бар.Пространственные координаты отнесены к радиусу критического сечения сопла 70 мкм.78Для изучения геометрических параметров струи в зависимости отсоотношения давления стагнации и давления в камере формированиякластеров использовались сопла с диаметром критического сечения 140 мкми 400 мкм, длина и угол полураствора расходящейся части каждого из нихсоставляли 20 мм и 6° соответственно.В качестве рабочего газа использовались неон, азот, аргон и ксенон.

Длякаждого из сопел проводились эксперименты с различным давлениемстагнации: 4÷7 бар для сопла с перетяжкой 130 мкм и 1-3 бар для сопла сперетяжкой 400 мкм. Давление в камере изменялось пропорциональнодавлениюстагнации,причемсоотношениедавленийзависимости от рабочего газа и определялосьизменялосьвразличной скоростьюнатекания и откачки различных газов.Из-за большой длины свободного пробега в разреженном газе фронтударной волны имеет некоторую протяженность. Во всех экспериментахопределялось положение середины фронта. Кроме того, положение дискаМаха рассчитывалось по формуле (1.7).Моделирование проводилось для потока аргона при давлении 3, 5 и 7атм для сопла с перетяжкой 140 мкм и 2 атм для сопла с перетяжкой 400 мкм.Как видно из рис.

3.6, как экспериментальное, так и полученное измоделирования расстояние от критического сечения сопла до нормальногоскачка немного превышает рассчитанное расстояние.НапротяженностьбочкиМахаоказываютвлияниестенкирасширяющейся части сопла, которые ограничивают расширение потока отоси, вызывая увеличение расстояния до нормального скачка.

С другойстороны, формула (1.7) получена при диаметрах выходного отверстиязвукового сопла порядка миллиметра, а при диаметрах порядка 0,1 ммвязкость газа уменьшает эффективное сечение, вызывая уменьшениепротяженности бочки Маха. Действительно, при большем диаметре сопларасстояние превышает рассчитанное на большую величину (рис. 3.6), что,вероятно, обусловлено ослаблением влияния вязкости.79Таким образом, для оценки протяженности бочки Маха при истечениигаза через сверхзвуковое сопло в условиях формирования газовых кластеровможно пользоваться формулой (1.7).

Отклонение от формулы вызвано, содной стороны, влиянием стенок сопла и, с другой стороны, вязкостью газа.P0/P∞, 105Рис. 3.6. Рассчитанное по формуле (1.7) расстояние от среза звукового сопла до дискаМаха (сплошные линии); результаты моделирования (кружки) и экспериментальныхизмерений (квадратики) для сверхзвуовых сопел различного критического сечения.Показаны расстояния от критического сечения (закрашенные фигуры) и от выходногосреза сверхзвукового сопла (незакрашенные фигуры).Кроме того, обнаружено изменение поперечных размеров бочки Маха взависимости от рабочего газа (рис.

3.7). Это можно объяснить различнойстепеньюкластеризации(см.табл.1.1).Параметрконденсацииувеличивается от неона к ксенону, следовательно, увеличивается количествокластеризованной фазы. Это вызывает рост давления в ядре струи. Поэтомуграницаструи,накоторой давлениеравно окружающему,должнапереместиться от оси потока при неизменном продольном размере бочки80Рис. 3.7. Изображения струи для различных рабочих газов: сверху вниз Ne, N2 Ar, Xe.81Маха. В случае азота, параметр конденсации которого значительно меньше,чем у аргона, дополнительное расширение струи обусловлено меньшимзначением показателя адиабаты.Для изучения влияния длины расширяющейся части сопла нагеометрическиепараметрыструибыливыполнены эксперименты сконическими соплами с критическим сечением 140 мкм и длинойрасширяющейся части 20 мм, 12 мм и 8 мм.

В качестве рабочего газаиспользовался аргон. Обнаружено, что с уменьшением длины сопла при томже давлении стагнации давление в камере растет. Это объясняетсяуменьшением сопротивления потоку газа со стороны меньшего сопла.Длинарасходящейсячасти, мм20Отношениедавленияторможенияк давлениювкамере,5104,6123,582,7Табл. 3.1. Отношение давления торможения к давлению в камере при различныхдлинах расходящейся части сопла.Измерениеподтверждаетразмеров бочки Махавыводыоприменимостидлясопелформулыразличной длины(1.7)дляоценкипродольного размера бочки Маха.823.4. Выводы по главе 3. Показана применимость метода визуализации потока газа спомощью тлеющего разряда для условий ускорителя газовыхкластерныхионов.Предложенаоригинальнаяконструкциясистемы визуализации. Обнаружено, что при использовании в качестве катода кольцевогоэлектрода структура свечения для данных параметров струинеизменнаприрасстоянияхмеждусопломикатодом,превышающих размеры бочки Маха.

При совпадении диска Махас плоскостью катода происходит изменение структуры свечения.Таким образом, такая конфигурация электродов удобна дляопределения расстояния от сопла до нормального скачка. При использовании плоских электродов структура свечения независит от продольной координаты сопла и определяется толькосвойствами струи.

При этом экспериментальные результатыхорошосогласуютсясрезультатамикомпьютерногомоделирования потока. Форма бочки Маха более узкая посравнению с описанной в литературе, радиальный размер дискаМаха стягивается к точке на оси потока. Показано, что формула (1.7) применима для оценки расстояния отсреза сверхзвукового сопла до нормального скачка в условиях,используемых для получения газовых кластеров. Подтверждено влияние конденсации рабочего газа на поперечныеразмеры бочки Маха.83Глава 4. Угловые распределения атомов при распылениикластерными ионами.4.1 Постановка задачи.Как показано в обзоре литературы, в настоящее время считается, чтоугловые распределения распыленного кластерными ионами вещества имеютлатеральный характер вне зависимости от материала мишени.

Такие выводыоснованы только на экспериментальных результатах по распылению меди изолота, а также результатах компьютерного моделирования. Однакохарактеристики углового распределения могут существенно зависеть отсвойств материала мишени. Поэтому представляет интерес изучение угловыхраспределенийзакономерностейприираспылениипостроениеразличныхподходовкматериалов,описаниювыявлениеполученныхзакономерностей.

Для проведения экспериментов в качестве материаловмишени были выбраны медь, индий, кадмий, молибден и вольфрам. Выборобусловлен различием характеристик этих веществ, таких как атомная массаи энергия связи. Таким образом, можно обнаружить влияние указанныххарактеристик на параметры углового распределения. В то же время, угловоераспределение для случая меди описано в литературе, что позволяетсравнить полученные данные с уже известными.Изучение процессов, происходящих при бомбардировке кластерами, атакжеприменениекластерныхионовприрешениинаучныхитехнологических задач зачастую подразумевает использование в качествемишеней веществ сложного состава.

При этом могут проявляться эффекты,связанные с различиями массы, энергии связи и других параметровхимических элементов, составляющих мишень. Такие эффекты могут, вчастности, приводить к нестехиометричности распыления под различнымиуглами. Для исследования угловых распределений при распылении мишенисложного состава были выбраны сплавы NiMoRe (86:10,5:13,5) и NiPd (1:1).84Такой выбор позволяет определить влияние атомной массы элементов сплаваи их энергии связи на параметры углового распределения.4.2 Методика эксперимента.Схема экспериментов по распылению представлена на рис.

4.1. Энергиякластерных ионов составляла 10 кэВ. Облучение проводилось в импульсномрежиме, продолжительность импульса тока кластерных ионов на мишеньсоставляла 200 мс при коэффициенте заполнения 0,25. Масс-спектркластерных ионов, получаемых после прохождения ускоряющего электрода,соответствуетрис.

2.11.Ионысразмерами менее80 атомов/зарядотклонялись от мишени с помощью постоянного магнита, установленногоперед коллимирующей системой. Остаточное давление в камере составляло2·10-6 Торр. Диаметр пучка на мишени определялся диафрагмой и равнялся1,3 мм. Облучение проводилось с дозами приблизительно 1017 см-2.Рис.

4.1. Схема эксперимента по распылению кластерными ионами.85Для экспериментов использовались поликристаллические мишени Cu, In,Cd, Mo, W чистотой 99,99%, а также сплавы NiMoRe (86:10,5:3,5) и NiPd (1:1).Мишени вырезались в виде шайб толщиной от 0,2 до 2 мм и диаметром 10 мм.Одна из сторон подвергалась механической полировке, затем очищалась ворганических растворителях. Топография поверхности до облучения и посленего контролировалась с помощью атомно-силового микроскопа.Дляизмеренияугловыхраспределенийраспыленноговеществаиспользовалась коллекторная методика. Полуцилиндрический коллектор,изготовленный из алюминиевой фольги высокой чистоты, устанавливалсяперед образцом.

Пучок ионов проходил через отверстие в центре коллектора ипопадал на образец. Радиус коллектора составлял 15 мм.Толщина слоя распыленного вещества, осажденного на коллектор,анализировалось с помощью резерфордовского обратного рассеяния (РОР).Энергия анализирующих ионов He+ составляла 1,7 МэВ, диаметр пучка 1 мм. Сучетом геометрических параметров пучка кластерных ионов и коллектора этопозволяет оценить максимальную ошибку определения угла распыления в 4°.Пример спектра РОР представлен на рис.

4.2. Количество вещества,распыленное в данномнаправлении, пропорционально площади пика,соответствующего этому веществу. Для устранения влияния загрязнений,неизбежно присутствующих на поверхности фольги, из общей площади пикавычиталась фона, аппроксимируемый трапецией – фигура ABCD на рис. 4.2.Относительная погрешность определения площади оценивалась по формуле=√,где N – общее количество счетов в каналах в пределах пика. Статистика,набираемая при снятии РОР-спектра выбиралась таким образом, чтобыотносительная погрешность определения площади не превышала 3%.86Рис.

4.2. Примерный вид спектра резерфордовского обратного рассеяния. А –область исследуемого пика, В – область пика с выделенной шумовой составляющей.4.3 Угловые распределения при распылении однокомпонентныхмишеней.Угловое распределение вещества, распыленного при бомбардировке меди,показано на рис. 4.3. Распределение нормировано на максимальное значение,полученное под углом max = 68. При достаточно больших углах распределениехорошо аппроксимируется формулойY    Y0 cos n    max  ,(4.1)где Y0 – максимум распределения, max – координата положения максимума,показатель степени косинуса n = 20.87Рис. 4.3.

Угловое распределение атомов меди, распыленных при бомбардировкекластерными ионами. Доза 1,4·1017 см-2.Полученное угловое распределение хорошо согласуется с известным излитературы распределением для меди, которое также показано на рис. 4.3, иподдерживает идею латерального распределения. Подчеркнем, что формулавида (4.1) использовалась ранее для описания углового распределениячастиц, распыленных ионами мономеров [106]. Однако эта формулаиспользовалась для случая распыления под скользящими углами падения.Кроме того, показатель степени n для распыления мономерами оказалсязначительно ниже, чем в случае распыления кластерными ионами.