Автореферат (1103923), страница 2

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 2)

Таким образом, применяя для этого диапазона Е о статическую модель, можно достаточноточно оценить положение максимума эмиссии, интегрируя уравнения движениялишь одной частицы, а не всех N атомов блока.Вторая глава посвящена аналитическому исследованию движения частицв поверхностном потенциальном поле.

Предложена модель потенциального поля на основе компьютерных расчетов структуры поля в статическом приближении, проведенных в первой главе. Предлагается рассчитывать потенциал поля ввиде функции, гладко сопряженной на поверхности твердого тела (при Х = 0)из двух частей (рис.2):U ( x)  Ud Uc ,ch ( 1 x)x0U ( x)  Ud  Uc,ch 2 ( 2 x)x02U0XUcUdРис. 2. Модель поверхностного поля. Распределение потенциала поля в направлении по нормали к поверхности. i характеризуют ширину барьера.Аналитически решено одномерное стационарное уравнение Шредингера.Коэффициенты для частного решения находим из условия непрерывности волновых функций и их производных при Х = 0.

Представляя волновые функцииik 2 xik 1 xik xна бесконечности как  2  a e ,  1  e  b e 1 , находим коэффициент прохождения через барьер D  1  bb*. Коэффициент отражения R= bb*= 1- D. Коэффициент прохождения D – функция шести переменных: D (m, E, 1, 2 , Ud,Uc), где m, E – характеристики частицы, 1,  2 , Ud, Uc – характеристики поля.Если ввести безразмерные переменныеA22mEU, K, Ec  c ,1 2EEd Ud.E8D  1  sin( K 2 A 1  E c )G 1  AG 2G 1  AG 22 cos( 0.25  A K E d )2221sh 2 ( K 2 A 1  E c )  cos 2 ( 0.25  A 2 K 22 E d )Решение проанализировано асимптотически и численно. Получены осцилляции коэффициента отражения от характеристик барьера (его ширины ивысоты).

Ширина потенциального барьера изменяется при изменении угланаблюдения (в экспериментах при изучении углового распределения распыленных частиц). Высота барьера будет изменяться, например, при магнитномфазовом переходе. Проведена оценка возможности экспериментального наблюдения осцилляций выхода эмитированных частиц (коэффициента прохождения).

Для атомов (и ионов) наблюдать осцилляции подобной природывесьма сложно. Для электронов с энергиями порядка единиц эВ, эти осцилляции должны наблюдаться экспериментально.В третьей главе диссертации методом компьютерного моделирования сиспользованием модели многочастичного динамического взаимодействия исследуется распыление тонких пленок двухкомпонентного кристалла VSi2.В основе метода многочастичного динамического взаимодействия лежитчисленное решение системы дифференциальных уравнений движения N материальных точек с массами mi, то есть 6N дифференциальных уравненийпервого порядка с заданными начальными условиями.

Численное интегрирование проводится методом Рунге-Кутта второго порядка, используется процедура временных ассоциаций для более быстрого расчета сил взаимодействия. Силы взаимодействия считаем потенциальными, парными, центральными. Комплекс программ на основе этих моделей был разработан В.А.Эльтековым. В.Н. Самойловым было предложено исследовать распылениевиртуальных кристаллов ванадия V-V’2 и кремния Si’-Si2 с кристаллическойструктурой дисилицида ванадия VSi2 (С40).В качестве потенциала межчастичного взаимодействия использовалсяпотенциал Борна-Майера, гладко сопряженный с обратноквадратичным потенциалом. Использование потенциала отталкивания вместо отталкивания –притяжения, (притяжение учитывается использованием потенциальногобарьера для эмитированных частиц) дает возможность разделить вклад каскадов столкновения и энергии связи в характеристики распыления.

Используя одинаковый потенциальный барьер для ванадия и кремния, мы исключаем влияние энергии связи на преимущественное распыление в нашей модели.Ионы криптона Kr+ бомбардировали три монокристаллические пленки,толщиной три атомных слоя каждая (47 атомов): VSi2, и виртуальные V-V’2 иSi’-Si2 с такой же кристаллической структурой, что и VSi2. Рассчитывались9следующие характеристики распыления: прохождение на прострел ионовкриптона, распыление тыльной поверхности атомов мишени, причем отдельно из ванадиевых и кремниевых узлов решетки, энергетические спектрыпрошедших через пленку частиц. Ионы Kr+ падали перпендикулярно поверхности, их энергия менялась от 50 эВ до 100 кэВ.

На каждый кристаллит падало по 1051 иону.Анализ характеристик прошедших через пленку ионов криптона показал, что используемая модель многочастичного динамического взаимодействия адекватно описывает процесс распыления (при энергиях бомбардирующих ионов выше 100 эВ).

Прозрачность кристалла уменьшается с увеличением плотности мишени, различия в энергетических спектрах ионов, прошедших через различные пленки, можно объяснить разницей коэффициентовпередачи энергии атом-ион и эффективных сечений взаимодействия.Проведено сравнение характеристик распыления тыльной поверхноститонкой монокристаллической пленки VSi2 и виртуальных кристаллов V-V’2 иSi’-Si2. Получено, что для всех трех образцов наблюдается, в диапазоне энергий бомбардирующих ионов от 200 эВ до 10 кэВ, преимущественное распыление атомов через тыльную поверхность из ванадиевых узлов кристаллической решетки (рис. 3). Из анализа полученных результатов был сделан выводо том, что сложная пространственная структура мишени может играть реSV/S*Si1,6VSi21,3Si’-Si21,0V-V’20,70,010,1110100Eo, кэВРис.

3. Зависимость отношения коэффициентов распыления атомовтыльной поверхности тонких пленок, эмитированных из V и Si узлов, от начальной энергии ионов Kr+. Отношение коэффициентовраспыления нормировано на стехиометрическое отношение для необлученного образца.шающую роль в преимущественном распылении атомов (по сравнению с10разницей масс атомов компонент), так как дает разное распыление компонентс равными массами и энергиями связи из различных узлов решетки, приведенными к равной концентрации. Тип кристаллической решетки зависит отвида взаимодействия атомов в кристалле. Поэтому, видимо, целесообразноискать зависимость коэффициента преимущественного распыления от потенциала взаимодействия атомов между собой (энергия связи атомов, котораявходит в теоретические формулы оценки преимущественного распыления,тоже зависит от потенциала взаимодействия атомов).Проведены расчеты распыления квазиаморфной и монокристаллическоймишеней в рамках одной модели.

Для обоих типов мишени рассчитаны коэффициенты распыления и энергетические спектры атомов компонент, распыленных назад и на прострел.Кристаллит состоял из 397 атомов, расположенных в пяти слоях идеальной решетки монокристалла VSi2 (структура типа С40), параллельных плоскости (0001).

Ионы Ne+ (mNe+ < mSi < mV) с энергией 10 кэВ падали по нормали к бомбардируемой грани (0001). Взаимодействие ион-атом и атом-атомописывалось потенциалом, состоящим из двух частей: обратно квадратичногопотенциала и потенциала Борна - Майера.При моделировании распыления монокристалла VSi2 тепловые смещенияатомов кристалла не учитывались. В качестве модели аморфной среды былопредложено использовать модель аномального увеличения «тепловых» смещений атомов из узлов решетки, соответствующих температуре плавления. Внастоящей работе амплитуды смещений атомов V и Si из узла считалисьодинаковыми и равными хтах = 0,337 Å. Смещения атомов по любой координате не зависели от смещений по другим координатам и от смещений остальных атомов кристалла и были распределены равномерно в интервале (-хтах,хтах).

Каждый следующий ион падал на новую реализацию такой квазиаморфной среды.Расчеты распыления квазиаморфной и монокристаллической мишеней врамках одной модели позволили выявить особенности взаимодействия ионовс твердым телом при изменении степени упорядоченности в расположенииего атомов и определить тенденцию изменений в распылении атомов компонент назад и на прострел. Установлено, что при разупорядочении структурытонкой пленки VSi2, меняется характер преимущественного распыления компонент на прострел. Из монокристаллической пленки наблюдаем преимущественное распыление легкой компоненты мишени (Si), из аморфной –тяжелой (V).В заключении кратко сформулированы основные результаты и выводы диссертации.11Основные результаты и выводыСоздана информационная технология получения знаний о процессе распыления твердых тел на основе моделей, обладающих качественным согласием с экспериментальными данными:1.

Статическая многочастичная модель поверхностного поля монокристалламожет использоваться для объяснения угловых распределений распыленных атомов. Атомы, эмитируемые изотропно из узла на поверхности грани (001)монокристалла Ni, движущиеся в поверхностном потенциальномполе, будут фокусироваться в определенных направлениях, соответствующих тем направлениям, в которых экспериментально наблюдаются максимумы эмиссии распыленных атомов, то есть пятнаВенера. Небольшое изменение потенциального поля у поверхностиграни (001) монокристалла при f–p переходе приводит к значительному изменению отклонения конечного угла вылета от первоначального направления эмиссии.2. На основе компьютерных расчетов конфигурации поверхностного потенциального поля предложена модель поверхностного барьера. При изменении параметров этого барьера (его высоты и ширины)появляются осцилляции вероятности прохождения и отражения отбарьера движущихся частиц. Осцилляции заметны для электронов с энергией до 10 эВ.

Характеристики

Список файлов диссертации