Энергообмен между потоками ионов и поверхностями конструкционных материалов Шкарбан И.И. (1015580), страница 3
Текст из файла (страница 3)
1П. Облучение поверхностей твердых тел ионами, обладающими энергией Ео > 5 эВ, сопровождается их распылением. Причем, распыленная компонента, как правило, представляет собой атомы (для металлов 9%) и ионы (для диэлектриков до -20 — 25%), Лишь небольшая доля частиц покидает поверхность в виде кластеров — образований, представляющих собой комплексы, состоящие из нескольких атомов материала (до 15 атомов). Процесс распыления характеризуется коэффициентом распыления, представляющим количество атомов материала, распыленное оди ним падающим на поверхность ионом Я = — ат/ион. При малых энери; гиях ионов распыление столь мало, что можно говорить о пороге распыления.
На рис. 3 приведены значения коэффициентов распыления различных материалов ионами Аг+, Нй, Сзв [4 и 51. Видно, что при энергиях, меньших 20 эВ, даже тяжелые ионы практически не распыляют металлы Я( 1О ат~ион. Для легких ионов (г[+ и, тем более Не+, Н+ ) таким порогом может оказаться энергия 50...100 эВ.
С ростом энергии ионов коэффициент распыления быстро растет и при энергиях, примерно равных массе иона, выраженной в кэВ (Ео ла; кэВ), достигает максимума. Затем проясходит уменьшение коэффициента распыления. На рис. 4 приведены зависимости $(Е) для некоторых пар «ион-металле. Видно, что коэффициенты распыления при больших энергиях (1 10З- 10 эВ) могут быть больше единицы, осо- 4 бенно если бомбардировка поверхности ведется ионами больших масс. 12 Так, максимальное значение коэфффициента распыления меди при облучении ее ионами Хе достигает величины Б 27 ат/ион.
Си 4 ею .Ъ в в и (О Рис. 4 Рис. 3 Следует отметить, что при наклонном падении ионов коэффици- ент распыления увеличивается до некоторого критического угла па- дения ср„е. Затем коэффициент Я уменьшается. При этом относитель- Я ное увеличение Ю = — ~- может быть весьма значительным. Ячво Функция Е(ср), как это видно из рис, 5, где приводятся данные, взятые из работы [7), зависит от энергии ионов и от пар еион-мишень». Угол секр тем больше, чем больше энергия гонов.
Так, при энергии ионов 2...12 кэВ он лежит в интервале значений срхй= 67... 7л . При энергии же Ео — 102 эВ равен примерно 55...60' (рис. 6). Для оценочных расчетов в области ср < ср обычно используется зависимость Е =зесср, С едняя энергия распыленных ионов относительно невелика, но при этом существенно превышает уровень тепловых энергий, что яв- ляется одним из существенных доказательств нетеплового механизма Угол наделив Р отсчитмваетсв от нормали к поверхности.
13 Свв 00 м (0' й в а[в 4" й' 10 Ю 10 сва ф0 В0 Е в0 Еэ, эб 1 бб 1ай а) ГЭ ЯО Ю И бб тя Ецквя Рис. 9 Из приведенных зависимостей следует, что Ел несколько возрастает с увеличением энергии ионов. Однако этот рост невелик, и Е даже при малых энергиях (Ео — 10З... 10 ) остается достаточно большой. Это означает, что с уменьшением энергии Ео вклад распыленных ионов в энергообмен между потоками ионов и поверхностями возрастает. Доля энергии, уносимой распыленными ионами, определяется со- отношением ЛЕ Ь' (1.15) 15 выхода распыленных частиц.
распыление происходит за счет того, что атомы тела при взаимодействии с падающим ионом могут получить достаточно большую энергию, и если их импульс направлен от поверхности (навстречу потоку иояов), то они могут оказаться распыленными. Такой импульс я энергия могут быть получены в результате каскада столкновений внутри твердого тел». Вследствие этого такой механизм распыления называется каскадным.
На рис. 7 приведены энергетяческие спектры распыЛенных атомов металлов [5); на рис. 3 показаны энергетические спектры атомов А1, распыленных из диэлектриков (1 — керамика нитридной группы А)И+ВЫ; 2 — окись алюминия А) Оз), Видно, что средняя энергия распыленных частиц соответствует десяткам электронвольт. При этом труднораспыляемые материалы (Та, %) имеют Ел выше, чем легкораспыляемые (Сп).
Энергетические спектры частиц, распыленных из диэлектриков, значительнее, чем у металлов. Средняя энергия легкораспыляемых (рис. 9,а) и труднораспыляемых (рис. 9,6) атомов металла зависит от энергии первичных атомов. Так как средняя энергия материалов, обладающих большим коэффициентом распыления, мала по сравнению с Ез для труднораспыляемых материалов (Е мало) и, кроме того, при распылении легкими ионами оказывается большей, чем при распылении тяжелыми ионами, а соотношение коэффициентов Я обратно, то разброс произведения ЯЕ для материалов одного класса (металлы или диэлектрики) оказывается относительно небольшим.
Таким образом, при средних энергиях Ял может составить несколько процентов (до 10,.15%), Пря больших энергиях (Ео - 10 ... 10 эВ) она падает да 1~'„а порой и ниже. Таким образом, 3 4 учет распыления в задачах энергообмена практически всегда нужно производить при энергиях первичяых ионов Ео ь 10з эВ. Интересующимся более подробно этими процессами можно рекомендовать обзорные работы (4, 5, 7].
1У. При взаимодействии ионов с поверхностями тела наблюдается эмиссия электронов, характеризуемая коэффяциентом ионной электронной эмиссии, равная отношению числа эмитированных электронов и к числу попавших за то же время на ту же поверхность мишени ионов и, т.е. 7 — и ~л! . Для однозарядных ионов Еле 4е ел Потенциальная воино-электронная эмяссия возникает при условии г';е Зе, где г, — потенцяал ионизации атома; 4з — работа выхода мишени.
Энергия эмитированных электронов в этом случае будет лежать в интервале 7л;тз 0 ь — ь е (и, — 24р) Я. Из этого же соотношения следует, что величина 7„и энергия эмитированных электронов тем больше, чем больше заряд иона, так как возрастает Я е (К вЂ” 2<р), Для чистых поверхностей величина Т„практически не зависит от энергии иона Ео. Наибольшими ионизационными потенциалами обладают ионы инертных газов и, следовательно, для них максимальны и 7„. Ионы щелочных металлов практически не вызывают потенциальной эмиссии, так как у них весьма малы значения ге Кинетическая ионно-электронная эмиссия возникает лишь в случае, когда энергяя ионов превышает некоторое пороговое значение Ео, зависящее от природы иона и материала мишени.
Значения ско%г 7 ростей ионов соответствующих Е, лежат вблизи Р = 0,7 10 см/с. У О,~1 где 1 и 1, — сила тока электронов, покидающих поверхность, и сила тока ионов, падающих на поверхность. Эмитированные электроны прн этом вознякают в.результате двух различных процессов: а) возбуждение электронов тела зв счет кинетической энергии падающих ионов — кинетическая ионно-электронная эмиссия; б) возбуждение электронов тела за счет потенциальной энергии электронов эмиттера в поле, создаваемом зарядом иона, приблизившегося к поверхности. Этот процесс эмиссии называется потенциальной ионна-электронной эмиссией. Кзокдый из этих видов эмиссии характеризуется своим коэффициентом вторичной ионно-электронной эмиссии: Т„и 7 .
если протекает одновременно оба процесса, то суммарный коэффициент 7= у„+ 7„. Из сказанного следует, что при облучении поверхности потоком нейтральных атомов или отрицательно заряженных ионов потенциальной эмиссии быть не может. 16 У410 .Р Рис Ы Ряс. 70 На рис. 10 и 11 показаны зависимости 7 от скорости ионов и их энергии. Видно, что вслед за пороговой областью различается область, где 7„- Р, т.е. коэффициент ионно-электронной эмиссии пропорционален энергии иона (рис.
10). Затем у,-г, т.е. зависи- 7 мость7(Е) имеет характер /Е . Значение г= 1,5 10 см/с соответствует энергии Е > 104 эВ. 17 Таким образом, для малых энергий ионов (Ео с 102 эВ) можно не учитывать кинетическую ионно-электронную эмиссию. Потенциальная же эмиссия не превышает у„= 0,1 . Кинетическая эмиссия при энергиях мень- 4 ших 10 эВ, как правило, не бывает большей 20 — 30% (у„0,2- 0,3»~). Энергии электронов, эмитируемых прн потенциальной эмиссии, как уже было сказано, огранипз(я) чены сверху значениями (-1пгорид (у,— 2 со) и, следовательно, не должны быть большими 1 — 2 д 3НЕ Им-= 1Г,г,в эВ.
При кинетической энергии энергетическое распределение б представляет собой кривую, 4 3 имеющую характер максвел- ловского распределения с макг симумом в области энергий 1— 10 эВ, положение которого в ~ ~ б б <~ 14 с з практически не зависит от энергии ионов. Максимальная Рис. 12 энергия эмитированнных элек- тронов .Е, не превышает 10 — 12 эВ. Средние энергии электронов не превышают 4 эВ (рис. 12). Таким образом, доля энергии, уносимой эмитированными электронами У»Ес Ел = —. (1.16) Для энергий ионов Ео = 10 эВ она будет У(Ее~+ Ееп) 0 3 6 Ял= = — ' — =18 10 а Ео 104 Для энергии ионов Ео = 102 эВ кинетической энергией можно пренебречь, тогда Ли = 2 1О е Наконец, при Ео= 50 эВ имеем Ял — 4 10 з.
Иными словами с У практически при любых энергиях ионов в интересующем нас диапазоне энергий ионов можно не учитывать эффекты, связанные с уносом энергии за счет ионно-электронной эмиссии. Для более детального ознакомления с этим вопросом можно рекомендовать работы [4, 8]. У, Электромагнитное излучение с поверхности в виде рентгеновского излучения и у-излучения возникает лишь при весьма больших энергиях бомбардирующих частиц с 106 эВ. С такими энергиями приходится сталкиваться, как правило, при рассмотрении различного рода ядерных реакций, приводящих к образованию осколков деления, двигающихся с большими скоростями.
В интересующем нас диапазоне энергий эти эффекты мы рассматривать не будем. 2. ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ АТОМАРНЫХ ЧАСТИЦ С ТВЕРДЫМ ТЕЛОМ В основе рассмотрения взаимодействия атомарных частиц с твердыми телами лежит задача о столкновении двух частиц, состоящих из ядра и большого числа электронов. Ввиду большой разницы масс электронов и ядер столкновения делят, следуя Бору [9], на упругяе (ядерные) и неупругие (электронные). Упругие столкновения характеризуются сохранением суммарной кинетической энергии и импульса движущейся частиц и атома твердого тела, с которым произошло столкновение.
Под неупругнм подразумеваются столкновения, нри которых происходят возбуждения электронов и ионизацяя сталкивающихся частиц. Как в упругих, так н в неупругих столкновениях взаимодействие обусловлено кулоновскими силами между зарядами ядер и электронов. При рассмотрении упругих столкновений полагают, что Р оль электронов сводится в основном к электростатическому экранированию зарядов ядер. Силы, действующие между частицами, определяются потенциалами взаимодействия частиц. При этом следует указать, что при взаимодействии с твердым телом, представляющим совокупность близко расположенных атомов, необходимо учитывать взаимодействие нелетающей частицы сразу с несколькими атомами твердого тела в пределе со всей совокупностью атомов.
В таком виде решение, однако, представляется весьма трудоеМким, даже с четом быстродействия существующих и перспективных вычислительных машин. Поэтому чаще всего используются следующ е су и подходы. 1. Электрическое поле, создаваемое атомами твердого тела, представляется в виде обобщенного споверхностного» потенциала. Силы, действующие на налетающую частицу, а следовательно, и траектория ее движения определяются этим потенциалом.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
