Введение		4
Общая характеристика работы		6
1. Аналитический обзор
1.1 Общие закономерности осаждения ультратонких пленок		11
1.2 Влияние низкоэнергетического ионного облучения на свойства пленок		13
1.3 Проблемы формирования широких пучков ионов		16
1.4 Специфика получения ультратонких пленок благородных металлов		23
1.5 Проблема получения прозрачных омических контактов к p-GaN		26
1.6 Мультислойные наноразмерные металлические пленки в виде спин-клапанных магнитных структур		28
1.7 Влияние шероховатости поверхности подложки на формирование магнитных свойств мультислойных структур		30
1.8 Бездефектное финишное полирование поверхности и проблемы получения подложек с субнаногладкой поверхностью		32
1.9 Влияние низкотемпературной диффузии в многослойных пленочных структурах кобальт–медь на формирование границы их раздела		36
1.10 Выводы к главе I и постановка задачи исследования		40
2. ПОЛУЧЕНИЕ УЛЬТРАТОНКИХ ПЛЕНОК МЕТОДОМ ДВОЙНОГО ИОННО-ЛУЧЕВОГО РАСПЫЛЕНИЯ-ОСАЖДЕНИЯ И ИХ АНАЛИЗ
2.1 Организация двухкаскадного самостоятельного разряда низкого давления в качестве эмиттера широких пучков ионов на основе принципов плазменно-пучкового механизма генерации заряженных частиц		41
2.2 Широкоапертурные источники ионов непрерывного действия на основе двухкаскадного самостоятельного разряда низкого давления с холодным полым катодом		52
2.3 Ионно-лучевая установка субнаногладкой планаризациии поверхностей подложек.		55
2.4 Ионно-лучевой метод получения субнаногладких подложек		57
2.5 Установка получения ультратонких пленок методом двойного ионно-лучевого распыления–осаждения		66
2.6 Моделирование облучения границы раздела слоёв структуры Co/Cu потоком медленных ионов		69
2.7 Формирование ультратонких металлических пленочных структур на субнаногладких подложках		73
2.8 Экспериментальные методы анализа образцов		73
2.9 Анализ толщины ультратонких пленок при помощи методов атомно-силовой микроскопии		75
2.10 Выводы к главе II		80
3. Особенности ионно-лучевого осаждения и свойства ультратонких металлических пленок
3.1 Особенности получения наноразмерных пленок золота		82
3.2 Свойства ультратонких пленок серебра		91
3.3 Проблемы ионно-лучевого получения ультратонких пленок меди и кобальта		97
3.4 Выводы к главе III		101
4. ФОРМИРОВАНИЕ И СВОЙСТВА МНОГОСЛОЙНЫХ УЛЬТРАТОНКИХ ПЛЕНОЧНЫХ СТРУКТУР И В УСЛОВИЯХ ОБЛУЧЕНИЯ МЕДЛЕННЫМИ ИОНАМИ
4.1 Особенности получения структур Co/Cu методом ионно-лучевого распыления–осаждения		103
4.2 Модификация и сглаживание границы Сo/Сuоблучением потоком медленных ионов		106
4.3 Электрические и оптические свойства наноразмерных структур NiO_x/Au и BeO/Au		111
4.4 Оптические свойства покрытий MgF₂/Al полученных электронным испарением в сочетании с ионным облучением		114
4.5 Выводы к главе IV		117
Общие выводы		118
Заключение		120
Список ЛИТЕРАТУРЫ		121

В настоящее время в различных областях науки и техники широкое применение находят ультратонкие металлические пленки и многослойные пленочные структуры наноразмерной толщиной. Это обусловлено тем, что указанные объекты обладают рядом уникальных свойств, нехарактерных для материалов в массивном состоянии, что вызывает большой интерес к ним со стороны как учёных и исследователей, так и разработчиков аппаратуры.

Так, пленки золота, на поверхности которых не образуется слой окисла, находят применение как буферные и защитные слои [1]. Свойство ультратонких пленок золота пропускать более половины падающего оптического излучения при поглощении в 10…20% [2], а также высокая работа выхода электронов из золота [3] позволяют использовать их как прозрачные омические контакты для светоизлучающих полупроводниковых структур на основе нитрида галлия [4].

Пленки серебра, в отличие от пленок золота могут без значительного поглощения пропускать и отражать в примерно равных количествах излучение видимой области спектра [5–6]. Данное свойство полупрозрачности представляет практический интерес для изготовления оптических деталей, например светоделителей, с использованием тонких пленок серебра [6].

Многослойные пленочные структуры, состоящие из чередующихся наноразмерных слоев ферромагнитных и немагнитных металлов, представляют интерес ввиду обнаружения ряда свойств (например, гигантского магнитного сопротивления) [7–8], не характерных для пленок, состоящих из одного металла. Здесь особое значение приобретают вопросы формирования границ разделов между соседними слоями металлов (интерфейсов). В настоящее время особое внимание уделяется исследованию влияния шероховатостей границы раздела слоёв на свойства многослойных структур [9–10]. Возникающие при этом проблемы состоят в: 1) сложности определения степени шероховатости границ раздела слоев; 2) в нелинейном характере зависимости скорости роста пленок на шероховатой поверхности. В идеальном случае поверхности подложек и границы раздела слоев должны быть атомногладкими, а степень их шероховатости определяться амплитудой тепловых колебаний атомов в слоях и особенностями структурного упорядочения. Однако в реальной ситуации гладкость подложек зависит от особенностей технологии их изготовления и полирования. Степень шероховатости границ раздела, в свою очередь, зависит как от свойств поверхности подложек, так и от особенностей метода получения многослойной структуры. Нелинейный характер зависимости скорости роста от времени для пленок наноразмерной толщины заключается, прежде всего, в неравномерном заполнении впадин и выступов рельефа исходной поверхности и более сильном взаимодействии осаждаемого материала с поверхностью на начальной стадии осаждения, чем на последующих стадиях [11]. Однако подавляющее большинство экспериментальных работ по исследованию границ раздела слоев в многослойных пленочных структурах выполнено в условиях ультравысокого вакуума. Это ограничивает круг поиска методов воздействия на границы раздела слоев в процессе осаждения с целью получения атомногладких границ из-за ухудшения вакуумных условий, связанных с дополнительным газовыделением и внесением примесей при размещении дополнительного оборудования на установках ультравысокого вакуума [12].

Таким образом, из вышесказанного вытекает актуальность задачи по получению в высоком вакууме и исследованию зависимости от толщины оптических и электрических свойств пленок, как отдельных металлов, так и многослойных пленочных структур в диапазоне толщин от минимальной толщины, при которой пленка является сплошной, до толщин, при которых свойства пленки асимптотически приближаются к свойствам массивного материала.

Свойства ультратонких пленок определяются преимущественно явлениями и процессами, протекающими на поверхности пленки и на границе раздела пленка–подложка, в связи с тем, что число атомов, находящихся непосредственно на границе раздела и их ближайших соседей сравнимо с общим числом атомов в пленке.

Такие характеристики границ раздела, как шероховатость, наличие пор и т.д. влияя на число атомов, находящихся на границе раздела влияют на свойства пленок, находящихся на подложках. Кроме того, свойства пленок и условия их формирования зависят и от метода получения. Так, если в условиях равновесного роста (конденсация из паровой фазы) энергия атомов сравнима с энергией активации адсорбции (0,1–1 эВ), то энергия атомов в потоке, полученном ионным распылением, составляет от нескольких до сотни эВ, т.е. превышает энергию активации процесса адсорбции.

В литературе появляется все больше и больше экспериментальных данных о структуре границ раздела твердых тел. Однако при теоретическом описании ультратонких пленок в настоящее время возникают существенные трудности, ввиду того, что при осаждении пленок имеет место переход от процесса конденсации отдельных частиц и кластеров на поверхности до формирования сплошной пленочной структуры. С точки зрения теоретической физики проблема постановки задачи состоит в невозможности зафиксировать граничные условия и ансамбль частиц для системы подложка – поток налетающих атомов и далее фронт роста пленки – поток налетающих атомов.

В то же время развитие экспериментальных методов и, прежде всего, сканирующей зондовой микроскопии и физики и техники газового разряда позволяют ставить задачу вплоть до рассмотрения сценария развития осаждения отдельного атома на реальной подложке в условиях высокого вакуума.

При исследовании взаимосвязи свойств вещества в объеме с его свойствами в тонких пленках и на границе раздела возникает много интересных с научной точки зрения проблем. Понимание закономерностей и явлений, протекающих в этих областях, может привести к значительному прогрессу и в других направлениях науки и техники.

Связь работы с крупными научными программами

Работа выполнялась в рамках государственных программ фундаментальных исследований "Структура" и "Кристаллофизика".

Целью данной работы является разработка методики получения субнаногладких подложек, осаждение пленок металлов и многослойных пленочных структур с атомногладкой границей раздела слоев методом ионно-лучевого распыления–осаждения в высоком вакууме на полученные подложки и исследование зависимости их свойств от толщины.

Для достижения поставленной цели решались следующие задачи:

1. Модифицировать ионно-лучевое оборудование для получения ультратонких пленок металлов при пониженном давлении.

2. Разработать методику получения подложек, высота характерных выступов на поверхности которых не превышает 1 нм.

3. Разработать метод определения наноразмерной толщины пленок на субнаногладких поверхностях.

4. Определить условия формирования сплошных пленок металлов от начальных стадий зарождения отдельных островков до асимптотического приближения свойств пленки к свойствам массивного материала.

5. Исследовать влияние низкоэнергетического облучения ионами легких и тяжелых газов на состояние границ раздела кобальт–медь и медь–кобальт.

В качестве объектов исследования выбраны пленки золота толщиной менее 10 нм, серебра толщиной менее 30 нм и многослойные пленочные структуры Au/Co/Cu/Au и Au/Cu/Co/Au общей толщиной менее 40 нм.

Предметом исследования являются начальные стадии формирования металлических пленок и свойства ультратонких пленок металлов.

Методология и методы проведенного исследования

Исследования ультратонких металлических пленок проводились методами оптической, растровой электронной и атомно-силовой микроскопий; методом оптической спектроскопии; измерялась электропроводность двух– и четырехзондовым методом. Состав полученных пленок анализировался при помощи электронно-зондового микроанализа и рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии. Использование этих методов для исследования пленок можно считать традиционным. Методики исследования указанными методами достаточно хорошо описаны в литературе. Для определени наноразмерной толщины одно- и двухслойных пленочных структур была разработана оригинальная методика, подробно описанная в 2.7.

1. Предложен и научно обоснован ионно-лучевой метод финишной планаризации рельефа поверхности оксидных материалов до субнаноразмерного уровня.

2. Исследованы начальные стадии роста пленок золота и серебра. Эмпирически установлены условия, определяющие минимальную толщину пленок благородных металлов в зависимости от шероховатостей подложки.

3. Впервые экспериментально изучено влияние облучения легкими и тяжелыми ионами низких энергий на состояние границы раздела слоев в структурах кобальт–медь и медь–кобальт на субнаногладких поверхностях и предложен механизм ее сглаживания.

Практическая значимость полученных результатов

На основании установления определяющей роли плазменно-пучковых взаимодействий в анодной плазме двухкаскадного самостоятельного разряда низкого давления с холодным полым катодом проведена оптимизация газоразрядной камеры широкоапертурного источника ионов в результате чего снижено рабочее давление в вакуумной камере установок ионно-лучевого осаждения–распыления длительного непрерывного действия в 2–4 раза, что позволяет формировать ультратонкие пленки металлов в условиях высокого вакуума при давлении ниже 2´10^-2 Па.

Результаты проведенных исследований также нашли практическое применение для:

1. получения пленок серебра, обладающих светоделительными свойствами в ультрафиолетовом и видимом диапазонах длин волн;

2. получения прозрачных омических контактов на основе бислойных пленочных структур NiO_X/Au к p-GaN;

3. получения прозрачных омических контактов BeO/Au/SiO_X к p-GaN распылением пучками ионов кислорода в едином вакуумном цикле.

Положения диссертации, выносимые на защиту

1. Экспериментально подтверждены модельные представления об определяющей роли механизма плазменно-пучковой ионизации в двухкаскадном самостоятельном разряде низкого давления с холодным полым катодом и на этой основе оптимизированы условия формирования стационарного эмиттера широких интенсивных пучков ионов газов для модификации состояния поверхности твердых тел в условиях высокого вакуума.

2. Научно обоснован и экспериментально реализован метод изменения морфологии поверхности кварца (на примере оптических стекол КУ–1 и К–8), заключающийся в уменьшении размеров шероховатостей на исходной поверхности до субнаноразмерных значений в результате последовательного двойного ионно-лучевого осаждения–распыления в атмосфере кислорода и в контролируемых условиях слоя наноразмерной толщины из одинакового с мишенью материала.

3. Показано, что минимальная толщина h образования сплошных ультратонких пленок золота и серебра в условиях ионно-лучевого распыления–осаждения определяется неравенством:

где a_s – максимальный размах высот на характерном сечении рельефа поверхности кварцевой подложки;

a_f – максимальный размах высот на характерном сечении рельефа поверхности пленки;

d – постоянная величина, определяемая толщиной слоя естественного окисла на поверхности пленки (d»2 нм для серебра, d=0 нм для золота).

4. Установлено, что в результате облучения ионами аргона с энергией менее 50 эВ и дозой облучения 1,8´10¹⁶ см^-2 границы раздела ультратонких пленочных структур кобальт–медь и медь–кобальт происходит ее сглаживание до атомноразмерного уровня. Предложен механизм сглаживания шероховатостей границы раздела слоев в многослойной структуре при низкоэнергетическом облучении ионами аргона.

Содержание диссертации отражает личный вклад соискателя. Он заключается в проведении экспериментальных и расчетных работ, анализе, интерпретации и обобщении экспериментальных результатов.

Результаты были доложены на следующих семинарах и конференциях:

· 4-й Белорусский семинар по сканирующей зондовой микроскопии. Гомель, 2000.

· III-я международная конференция "Физика плазмы и плазменные технологии". Минск, 2000.

· 4-й Международный симпозиум "Вакуумные технологии и оборудование". Харьков, 2001.

· XVIII международная школа-семинар "Новые магнитные материалы микроэлектроники". Москва, 2002.

· 1-я Международная конференция "Физика электронных материалов". Калуга, 2002.

· 5-й Белорусский семинар по сканирующей зондовой микроскопии. Минск. 2002.

· 14-й Международный симпозиум "Тонкие пленки в оптике и электронике". Харьков, 2002.

· 2-я Всероссийская конференция "Нитриды галлия, индия и алюминия". Санкт-Петербург, 2003.

Основные результаты диссертационной работы опубликованы в 19 научных работах, среди которых 10 статей в научных журналах, 7 статей в сборниках научных трудов и материалов конференций и 2 тезиса докладов. Общий объем опубликованных материалов составляет 81 страницу.

Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка литературы. Объем диссертации составляет 128 страниц, включая 37 рисунков на 37 страницах, одну таблицу и списка используемых источников из 107 наименований на 8 стр.

Эффекты, протекающие на поверхности твердых тел и в тонких пленках, напрямую связаны с размерами объектов, прежде всего их толщиной, и поэтому принципиально отличаются от процессов, протекающих в массивных телах. Поверхностные слои и ультратонкие пленки, толщиной несколько нанометров, обладают особыми свойствами, отличными от свойств того же вещества в массивном состоянии вследствие того, что атомы поверхностного слоя связаны меньшим числом химических связей с соседними атомами по сравнению с атомами, находящимися в объеме. Это приводит к изменению взаимного расположения атомов поверхностного слоя, как вдоль поверхности, так и поперек нее. Существенную роль в формировании свойств ультратонких пленок играют процессы, проходящие на поверхности пленки и границах раздела пленка/подложка, слой1/слой2 и т.д.

Осаждение пленок из паровой фазы, происходящее при использовании методов термического или электронно-лучевого испарения представляет собой процесс, включающий в себя образование зародышей и их последующий рост. Условия роста во многом определяются подложкой. В принципе, управляя зародышеобразованием и ростом на подложке можно, таким образом, управлять и свойствами осаждаемых пленочных структур. Однако зародышеобразование и рост пленки зависят от большого числа факторов, и контролировать их во время роста пленки проблематично, поэтому необходимо выделить небольшое число основных параметров [13]. К важнейшим параметрам при нанесении пленок можно отнести уровень вакуума, скорость осаждения, температуру подложки и ее структуру.

В условиях плохого вакуума (высокого давления), при высоких скоростях осаждения и низкой температуре подложки образуются мелкокристаллические или аморфные пленки. Для выращивания эпитаксиального покрытия необходимы сверхвысокий вакуум, низкая скорость осаждения и высокая температура подложки. При этом подложка должна быть монокристаллической, а ее поверхность должна иметь низкие индексы Миллера и рассогласование кристаллической решетки подложки с кристаллической решеткой пленки должно быть небольшим.

Рост пленки из паровой фазы происходит в два этапа [14–15]: 1 – образование зародыша на поверхности подложки, 2 – рост зародыша. При столкновении двух атомов друг с другом между ними может возникнуть химическая связь. Согласно теории Френкеля, энергия десорбции образующегося при этом двухатомного комплекса увеличивается на величину энергии связи атомов друг с другом. Они дольше остаются на поверхности и успевают присоединить следующий атом и т.д. Так образуются скопления адсорбированных атомов, более длительное время связанных с подложкой и имеющие тенденцию к дальнейшему росту за счет присоединения мигрирующих по поверхности атомов, падающих атомов и более мелких кластеров. Таким образом, на поверхности образуется сеть объединенных кластеров. Затем происходит заполнение образующихся "пустот" и образуется сплошная пленка. При этом в зависимости от скорости осаждения, природы подложки и типа металла возможны три различных типа роста пленки [16]. Островковый рост, послойный рост и, смешанный, послойно-островковый рост. Тип роста определяется взаимодействием атомов пленки с атомами подложки и между собой. Островковый рост имеет место, если атомы напыляемой пленки сильнее взаимодействуют между собой, чем с атомами подложки. Послойный рост происходит при образовании больших по площади "двумерных" зародышей на поверхности подложки вследствие того, что атомы напыляемого материала сильнее связываются с атомами подложки. Послойно-островковый рост имеет место, когда островки начинают расти после того, как сформируется пленка толщиной в несколько атомных монослоев.

При послойном росте пленки основную роль играют два кинетических процесса: образование островков на ранних стадиях роста монослоя и миграция адатомов. При таком способе роста адатомы, попавшие на "двумерные" островки, мигрируют по поверхности. Если за время миграции атом не достигает края островка, то начинается рост толщины пленки. Микроструктура пленки сильно зависит от температуры подложки и от облучения растущей пленки ионами.

Эти явления происходят при осаждении пленок из паровой фазы, где энергия падающих на подложку атомов близка к тепловой, однако при ионном распылении энергия распыленных частиц даже при температуре мишени значительно ниже температуры плавления, при коэффициентах распыления меньше 20 лежит в диапазоне 1–10 эВ [17]. Максимум на энергетическом распределении распыленных частиц обычно находится при энергиях от U₀/2 до U₀, где U₀ – поверхностная энергия связи [18]. Высокая скорость падающих атомов подразумевает, что начальное зародышеобразование и последующий рост пленок, осажденных распылением, отличается от аналогичных процессов в пленках, осажденных другими методами, в которых энергии атомов значительно ниже.

Для получения ультратонких пленок толщиной до 100 нм и пленок наноразмерной толщиной (менее 10 нм) могут быть использованы методы ионно-лучевого распыления и молекулярно-лучевая эпитаксия. К преимуществам метода ионно-лучевого распыления можно отнести его применимость для получения пленок как проводящих, так и диэлектрических материалов, а также возможность воздействовать на растущую пленку введением смещающих полей, магнитного поля или ионного ассистирования. Недостатком этого метода является присутствие в камере ионов распыляющего газа (обычно аргона), которые могут внедряться в подложку или пленку, а также перемешивать материал подложки и пленки. Высококачественные пленки могут быть получены методом молекулярно-лучевой эпитаксии, однако этот метод требует сложного оборудования, и возможности воздействия на рост пленки ограничены.

Широкое применение тонких пленок предъявляет такие требования к их качеству, как хорошая адгезия к подложке, достаточная механическая прочность и твердость, отсутствие проколов на поверхности пленки и ее сплошность. Однако, известно, что плотность тонких пленок обычно несколько меньше плотности их массивных аналогов. Качество структуры тонких пленок во многом зависит от условий получение пленки. Наличие одновременного с осаждением облучения поверхности ионами с низкой энергией (ионное ассистирование) оказывает сильное влияние на свойства и структуру пленки. Изменяя кинетическую энергию "ассистирующих" ионов можно изменять физические и химические свойства осаждаемой пленки, шероховатость границ раздела многослойных структур. Максимальная энергия (E_max), передаваемая атомам твердого тела с массой М при облучении поверхности пучком ионов с энергией E и массой m может быть определена по формуле [19]:

При энергии ионов меньше 100 эВ влияние облучения локализуется на поверхности [16] вследствие того, что энергии ионов недостаточно для их проникновения в образец. Ионы с энергиями несколько сотен электроновольт могут проникать в образец достаточно глубоко и приводить к перемешиванию границ раздела пленка–подложка, и в предельном случае к разрушению структуры. Смещение атомов с образованием пар Френкеля является пороговым эффектом и происходит, если энергия, передаваемая атомам, превышает пороговую энергию смещения E_d [17]. Как правило, величина E_d составляет несколько электроновольт и превышает энергию сублимации. Последнее обусловлено тем, что для образования устойчивой пары Френкеля выбитый междузельный атом должен быть удален от вакансии на расстояние нескольких периодов атомной решетки. При таком перемещении атом взаимодействует с расположенными вблизи его траектории атомами кристалла. Это требует определенной затраты энергии, зависящей от числа атомов, с которыми взаимодействует движущийся атом [20].

Основное влияние ионной бомбардировки на свойства пленок осуществляется на стадии их зарождения вследствие релаксации напряжений в области ионного удара и перестройки кристаллической структуры [14, 20]. При этом на поверхности образуются точечные дефекты, которые являются активными центрами адсорбции [17]. Важную роль также играет, подвижность адатомов на поверхности (поверхностная диффузия) [20, 22], которая усиливается при низкоэнергетической бомбардировке растущей пленки ионами инертного газа [20]. Увеличить количество образующихся точечных дефектов можно либо увеличением энергии потока ионов, либо увеличением плотности тока ионов. Одновременно с образованием дефектов идет и обратный процесс их рекомбинации – "отжиг", который снижает концентрацию дефектов. В результате этих двух процессов устанавливается равновесное количество центров зародышеобразования, на которое можно влиять, изменяя параметры ионного облучения. Как установлено в [17] более эффективно изменять количество точечных дефектов можно варьированием энергии ионного пучка, однако при высоких энергиях будет происходить распыление поверхности растущей пленки с достаточно большой скоростью.

При взаимодействии ионов с поверхностью образуются также и фононы. На возбуждение фононов расходуется бóльшая часть энергии иона. Центрами рассеяния фононов являются точечные дефекты. При этом в области дефекта возбуждаются локальные колебания, амплитуда которых экспоненциально убывает по мере удаления от дефекта. Время жизни адатома на точечном дефекте убывает в связи с увеличением частоты колебаний атома на точечном дефекте. Таким образом, те точечные дефекты, на которых рассеиваются фононы, перестают быть эффективными центрами роста пленки.

В случае подачи на подложку отрицательного потенциала реализуется метод напыления со смещением [22]. Данным методом можно регулировать плотность пленок [23], их кристаллическую структуру [21], изменять микронапряжения в пленках.

Широкое распространение получил метод осаждения пленок ионным распылением совместно с бомбардировкой потоком ионов под углом к поверхности [24–25]. При этом ионная бомбардировка приводит также к удалению с поверхности осаждаемой пленки примесей, так как обычно энергия связи атомов примеси с поверхностью мала. Тем самым обеспечивается более упорядоченный рост, получаются более плотные пленки, электропроводность их увеличивается.

При напылении многослойных структур низкоэнергетическое облучение может приводить к образованию более резких границ раздела слоёв [22].

В работе [26] теоретически было показано, что облучение пленки никеля на поверхности меди ионами аргона или ксенона с энергией, ниже пороговой энергии распыления, под углом от 0° до 75° от нормали приводит к сглаживанию поверхности. Наиболее сильно эффект сглаживания должен проявляться при нормальном падении ионов, а при падении под углом более 75° этот эффект исчезает. Облучение поверхности ионами приводит также к перемешиванию слоёв, которое уменьшается с увеличением угла падения ионов на поверхность. Таким образом, минимальное перемешивание слоёв при одновременном сглаживании поверхности будет иметь место при углах падения ионов 65–75°. Облучение ионами аргона или ксенона вызывает, в общем, одинаковое влияние, но при использовании ксенона перемешивание слоёв сильнее, чем при использовании аргона.

Для облучения поверхности пленок используются не только ионы тяжелых газов (аргона, ксенона), но и легких (гелия, водорода). Так, в работе [27] исследовалось облучение ионами гелия с энергией 75 эВ при температуре 300 К медной пленки, осажденной на поверхность молибдена. Флюенс был 3,9´10¹⁴ см^-2. Оказалось, что облучение ионами гелия вызывает образование бóльшего числа дефектов, чем ожидается согласно теории бинарных столкновений, вследствие внедрения гелия, имеющего малый радиус и большую длину пробега в мишени, в структуру. Внедренные атомы гелия захватываются вакансиями и находятся на глубине 10–15 Å от поверхности пленки. В ряде случаев происходит образование скоплений вакансий вблизи поверхности, в которые попадает несколько атомов гелия. Если толщина пленки меньше средней длины пробега, то атомы гелия могут проникать в подложку, при этом атомы подложки проникают в пленку, и граница раздела пленка–подложка будет "размывается".

В [28] исследовалось влияние низкоэнергетического облучения ионами аргона и гелия на поверхность двухслойных пленок кобальт–медь. Однако изменения рельефа поверхности на атомном уровне не происходит, несмотря на то, что использовалось облучение ионами с разными дозами и различных энергий. Связано это, по всей видимости, с высокой шероховатостью подложек и осажденных на них пленок, на фоне которой не видны эффекты облучения, которые видимо, проявляются на атомном уровне. В работе [29] отмечается, что сглаживание рельефа поверхности шероховатых пленок неоднородных сплавов кобальт–медь и кобальт–фосфор, полученных методом электрохимического осаждения и имеющих сильноразвитую поверхность происходит при длительном облучении ионами кислорода и обусловлено химическим окислением поверхности ионами кислорода. При использовании ионов инертного газа сглаживания не происходит.

Определяющим в развитии ионно-лучевых технологий является создание источников ионов с высокими выходными параметрами. Для газоразрядных источников ионов таковыми являются:

2. Энергетическая экономичность η, характеризующая мощность W для получения интегрального тока I_b, η=I_b/W;

3. Газовая экономичность ζ= I_b/Q – отношение I_b к расходу рабочего газа Q, выраженному в токовых единицах;

5. Ресурс и срок непрерывной работы источника ионов.

При формировании широких пучков площадью в десятки и более см² повсеместное применение нашли источники ионов типа Кауфман и УЗДП [30]. Они обеспечивают высокие значения указанных параметров при работе на инертных газах. Неотъемлемой их частью являются накаленные электроды, "отравление" которых происходит в течение нескольких часов, чем и ограничивается срок непрерывной работы. Источники ионов без накаленных электродов уступают указанным выше в несколько раз по первым трем параметрам, при сравнимости четвертого и достигают срока непрерывной работы в десятки–сотни часов, даже при использовании химически активных газов. Это обуславливает перспективность источников ионов без накаленных электродов, но повышении их выходных параметров.

В настоящей работе использовался широкоапертурный источник ионов, на описании принципа работы и конструкции которого остановимся более подробно.

Конструкция источника ионов и основные элементы показаны на рис. 1.1 [31]. Источник ионов работает следующим образом. Разряд возбуждается кратковременным увеличением расхода газа после подачи напряжений между анодом и катодом выше 400 В и между катодом и экстрактором более 100 В. В последующие 20–30 минут происходит стабилизация режима горения разряда и корректируются рабочие значения расхода кислорода Q, тока разряда I_d и извлекающего напряжения U_ex. Диапазон рабочих значений Q составляет 9–12 см³/мин., I_d – 0,6–1,2 А, U_ex – 200–600 В. Разрядное напряжение U_d в зависимости от типа рабочего газа, его расхода, тока разряда и извлекающего напряжения изменяется в интервале от 240 до 580 В. Разряд имеет неоднородную и характерную для двухкаскадного самостоятельного разряда низкого давления с холодным полым катодом структуру [32]. Разрядное напряжение сосредоточено, в основном, в области катодного падения потенциала у стенок катода (от 200 до 300 В в зависимости от рабочего режима источника ионов) и в двойном электрическом слое (до 40 В). Двойной электрический слой разделяет катодную и анодную плазму. Анодная плазма в виде сжатого вдоль оси овала примыкает к аноду и не выступает в катодную полость за пределы внутренней магнитной системы. Катодная плазма имеет повышенную плотность в областях концентрации полей магнитных систем за пределами катодного слоя падения потенциала. Генерация заряженных частиц в разряде происходит как в катодной, так и анодной областях.

Рис. 1.1. Конструкция источника ионов кислорода диаметром 200 мм: 1 – анод; 2 – полый катод; 3 – эмиссионный электрод; 4 – ускоряющий электрод; 5 – магнитная система; 6 – дополнительная магнитная система; 7 – фланец; 8 – вставка; 9 – корпус; 10 – изоляторы; 11 – внутренняя магнитная система; 12 – корпус внутренней магнитной системы [31].

Заряженные частицы в объеме катодного каскада разряда источника генерируются, в основном, g-электронами вторичной эмиссии со стенок катода, ускоренными в слое катодного падения потенциала и осциллирующими в полом катоде. Осцилляции электронов наступают в результате выполнения условия [33–34]:

где S_k – площадь внутренней поверхности полого катода,

S_n – суммарная площадь поверхности, через которые g-электроны могут

S_m – суммарная площадь отверстия в эмиссионном электроде,

В анодном каскаде ионизация осуществляется плазменными электронами, приобретающими необходимую для этого энергию в поле ленгмюровских колебаний, которые возбуждаются электронами из катодного каскада, ускоренными в виде пучка в направлении анода электрическим полем двойного слоя.

Условие возникновения осцилляций в данной геометрии источника ионов можно записать в более простой форме:

Условие 1.4 является также условием образования двойного электрического слоя вблизи анода.

Вероятность ухода быстрых электронов в анодную область мала из-за большого отношения площади внутренней поверхности катода к площади торца анода и конечной вероятности захвата быстрых электронов полем магнитной системы катода. Удержание быстрых электронов магнитными полями в катодном слое увеличивает вероятность ионизационных столкновений в этой области. Последнее имеет большое значение для поддержания баланса частиц в самостоятельном разряде с полым катодом при низком давлении [35] и объясняет происхождение областей повышенной плотности плазмы в полом катоде в местах максимальной концентрации полей, создаваемых магнитными системами.

Энергия для поддержания процесса генерации ионов в анодной плазме вносится электронами катодной плазмы, ускоренными полем двойного электрического слоя по направлению к аноду, около которого концентрация кислорода имеет максимальное значение по сравнению с остальной частью разрядной камеры. Геометрическая форма анодной части разрядной камеры и рабочие значения тока разряда и расхода газа обеспечивают условия для передачи энергии от электронов катодной плазмы электронам анодной плазмы в результате коллективных взаимодействий и последующей ионизации кислорода этими электронами [36].

Условия реализации плазменно-пучкового механизма ионизации определяются неравенствами [36–37]:

где l – длина свободного пробега электронов пучка в области, прилегающей к аноду и имеющей характерный размер h (в начальной стадии развития разряда за h можно принять высоту полости внутри анода),

n_еа – частота электрон–атомных столкновений плазменных электронов в анодном каскаде.

Для рассматриваемой схемы организации разряда выражения (1.5) принимают конкретные значения. Инкремент развития плазменно-пучковой неустойчивости определяется выражением:

где w_ре – частота плазменных колебаний в анодном каскаде,

n_b и n_e – электронная плотность пучка и анодной плазмы соответственно.

где n – плотность атомов кислорода в области анода,

v_e– тепловая скорость плазменных электронов анодного каскада,

s_ea – сечение электрон-атомных столкновений.

Длина квазилинейной релаксации при коллективных взаимодействияхl составляет:

v_b– скорость электронного пучка, ускоренного полем двойного слоя. Далее учтем, что

Окончательная система неравенств (1.5) с учетом (1.6–1.10) будет выглядеть следующим образом:

Неравенства (1.11) определяют соотношение между геометрическими размерами разрядной камеры и параметрами, характеризующими процессы ионизации в двухкаскадном самостоятельном разряде низкого давления. Соотношение (1.10), наряду с физической моделью организации самостоятельного двухкаскадного разряда низкого давления с холодным полым катодом и схемой токоотбора в пучок, составляет основу инженерно-физической модели расчета конструкции источника ионов и определяется следующей системой неравенств:

Система неравенств (1.12) определяет связь между геометрией разрядной камеры ионного источника и величиной тока ионного пучка I_n.

Эксперименты по изучению влияния внешнего магнитного поля на анодную часть разряда [38] показали, что введение магнитного поля величиной около 10 мТл, ориентированного перпендикулярно оси источника ионов, существенно ухудшает условия горения разряда в целом, несмотря на то, что оно должно улучшать условия для ионизации кислорода путем парных столкновений. При введении в область анода внешнего магнитного поля величиной до 20 мТл, ориентированного вдоль оси источника ионов, условия горения разряда улучшаются. Это согласуется с основной ролью коллективных процессов ионизации в анодной области. Однако, одновременно с улучшением условий горения разряда, происходит значительный рост концентрации анодной плазмы вблизи оси и появляется сильная аксиальная неоднородность в распределении плотности тока пучка ионов по сечению. Последнее явилось основной причиной отказа от использования продольного магнитного поля в анодной области разряда в отличие от источника ионов, описанного в работе [39].

Интенсивные коллективные взаимодействия в анодной области также способствуют созданию условий по токопрохождению, в отличие от случая стационарного двойного слоя, соизмеримых по величине встречных потоков электронов катодной и ионов анодной плазмы через двойной электрический слой [40]. Ионы на эмиссионную границу поступают одновременно из анодной и катодной областей разряда. Оптимизация размеров внутренней магнитной системы, величины и распределения магнитных полей внутренней и внешних магнитных систем, позволила достигнуть неравномерности плотности ионной компоненты плазмы менее 5% вблизи поверхности экстрактора на площади диаметром 200 мм. Благодаря этому в работе [40] было достигнуто равномерное распределение теплового нагрева системы извлечения, а дополнительные меры по обеспечению равномерного теплоотвода от системы извлечения позволили свести к минимуму деформации последней в процессе длительной эксплуатации, однако рабочее давление 4´10^-2 Па достаточно высокое, и не позволяет использовать источник ионов для получения металлических пленок.

Пленки серебра нашли применение в оптике благодаря своей высокой отражательной способности в широком спектральном диапазоне. Пленки толщиной порядка десяти нанометров способны без значительного поглощения пропускать и отражать в примерно равных количествах излучение видимой области спектра [6]. Данное свойство полупрозрачности представляет практический интерес для изготовления оптических деталей, например светоделителей, с использованием тонких пленок серебра. При этом отличительной особенностью полупрозрачных пленок серебра является их нейтральный "серый" цвет и более низкая по сравнению с диэлектрическими покрытиями чувствительность к состоянию поляризации падающего излучения. Чтобы обладать отмеченными оптическими свойствами, пленки серебра должны иметь гладкие поверхность и границу раздела пленка–подложка, быть однородными и сплошными, характеризоваться хорошей адгезией к подложке и относительной химической инертностью, исключающей деградацию пленок до и после нанесения защитных диэлектрических покрытий. В связи с тем, что комплексное удовлетворение перечисленным факторам на практике сталкивается со значительными трудностями, работы по получению пленок серебра нанометровой толщины и исследованию их свойств остаются актуальными на протяжении длительного промежутка времени. Так, в работах [41–42] отмечается, что на ранних стадиях пленка получается несплошной вне зависимости от того, получается она методом ионного напыления или термического испарения. В работах [42–43] для увеличения адгезии и устойчивости пленок во влажной среде предложено наносить их с использованием ионного ассистирования. Отмечается, что при напылении пленок с ассистированием изменяется характер напряжений. Так пленки, полученные без ассистирования, характеризуются напряжениями растяжения, а с ассистированием – сжатия [42–43]. Согласно результатам [42] спектры отражения пленок серебра сразу после напыления, имеют практически одинаковый вид, вне зависимости от того, были получены эти пленки с ассистированием или без него, но данные атомно-силовой микроскопии свидетельствуют о сильном отличии морфологии их поверхностей. Применение ионного ассистирования позволяет снизить среднеквадратическую шероховатость поверхности с 7,33 нм до 3,54 нм. К сожалению, авторы работы [42] не приводят данных, характеризующих шероховатость подложки. Отмечается также, что удельное сопротивление пленок сильно зависит от энергии ассистирующего ионного потока. Так пленка толщиной 43 нм, полученная без ассистирования, имеет удельное сопротивление 3,24´10^-6 Ом´см, с ассистирование пучком ионов аргона с энергией 150 эВ и плотностью тока 10 мкА/см² – 4,21´10^-6 Ом´см, ионами аргона с энергией 250 эВ и такой же плотностью тока – уже 10,17´10^-6 Ом´см [42]. Такое увеличение сопротивления объясняется внедрением аргона в пленку, вследствие чего уменьшается, и коэффициент отражения. Вторая возможная причина уменьшения проводимости – уменьшение среднего размера зерна при использовании ионного ассистирования, это приводит к уменьшению средней длины пробега электронов проводимости и увеличению сопротивления.

Наряду с пленками серебра благодаря своей химической инертности, высокой электрической проводимости и отражательной способности широкое применение находят пленки золота. Они используются как защитные и буферные слои [44], омические контакты [2, 4], отражающие покрытия в широком диапазоне длин волн [45].

Большинство использующихся пленок золота получается в настоящее время методами термического или электронно-лучевого испарения, магнетронного распыления, катодного распыления [2, 4, 45]. В [45] отмечается, что морфология поверхности пленки золота сильно зависит от метода ее получения. Пленки, полученные методом термического испарения, характеризуются поверхностными неоднородностями высотой до 35 нм и диаметром 30–50 нм. Пленки, полученные методом магнетронного напыления, имеют неоднородности с поперечными размерами 50–70 нм. Пленки, полученные методом катодного напыления, характеризуются неоднородностями различных поперечных размеров с плоской поверхностью. Такая разница в рельефе поверхности связана с различной энергией осаждающихся частиц и как следствие различной подвижностью адатомов [45]. Если подвижность атомов высокая, то появившиеся первоначально островки пленки объединяются и образуют гладкую сплошную поверхность. Зависимость среднеквадратической шероховатости золотых пленок от метода получения и от величины напряжения смещения при получении пленок методом катодного напыления представлена в таблице.

Таблица. Среднеквадратическая шероховатость поверхности пленок золота, полученных различными методами [45].

Метод получения атомногладких пленок золота предложен в [46]. Здесь предлагается наносить слой золота на поверхность слюды, которая характеризуется наличием больших по площади атомногладких участков [47]. Затем полученная пленка отжигается и приклеивается к кремниевой или стеклянной пластинке, после высыхания клея слюда растворяется в тетрагидрофуране. Таким образом авторам [47] удалось получить пленки со среднеквадратической шероховатостью около 2 Ǻ на площади 2,25 мкм² и 3 Ǻ на площади 25 мкм². Максимальная высота выступов на рельефе поверхности не превышала 4 нм. Однако этот метод имеет ряд недостатков, ограничивающих его применение. Так, пленки золота должны обладать достаточной механической прочностью и, следовательно, быть относительно толстыми, чтобы можно было удалить слюду, не разрушив при этом золото. Рекомендуется использовать пленки толщиной около 200 нм. Также процесс получения пленки длительный и трудоемкий.

Прямозонный полупроводник GaN и твердые растворы на его основе являются перспективными материалами для создания приборов в различных областях электроники. Большая ширина запрещённой зоны нитрида галлия и возможность изменять эту величину в его растворах позволяют использовать нитриды для создания оптоэлектронных приборов в диапазоне длин волн от видимой до глубокой ультрафиолетовой областей. Большой интерес вызвало обнаружение пьезоэлектрических полей в квантовых ямах InGaN/GaN гетеропереходов [48]. Однако для того, чтобы реализовать преимущества нитридов для получения высокоэффективных приборов, необходимо снижать сопротивления структур и, в частности, сопротивления омических контактов к n- и p- типам полупроводников.

Изготовление низкоомных омических контактов к n-GaN не представляет трудностей, в настоящее время получены контакты на основе Ti/Al сплавов со значениями контактных сопротивлений 10^-6–10^-8 Ом´см² [49–50]. Однако создание низкоомных омических контактов к p-GaN сопряжено с рядом особенностей этого материала и в настоящее время является одной из самых важных проблем при создании приборов на основе нитридов.

При изготовлении светодиодов и фотодетекторов на основе нитридов к омическим контактам, формируемым на p-GaN, предъявляются дополнительные требования. Известно, что на границе осажденного металла на p-тип GaN и природного поверхностного окисла на поверхности p-GaN образуются поверхностные связи, которые, индуцируют внутреннее поле, противоположно направленное прикладываемому напряжению. Поэтому, в сочетании с высоким коэффициентом оптического поглощения в нитриде галлия, это приводит к созданию "мертвого" пространства вблизи поверхности p-GaN, что существенно снижает внешний квантовый выход. Следствием этого является уменьшение плотности токов растекания в прозрачных омических контактах, что приводит к концентрации излучения непосредственно под местом, где производится подсоединение прозрачного контакта к внешнему выводу. С другой стороны, высокоомность эпитаксиальных слоев p-GaN служит причиной получения довольно высоких значений нелинейности контактных сопротивлений. Кроме того, имеются сложности с выращиванием высоколегированного p-GaN [51].

Поэтому при изготовлении светодиодных и детекторных структур омических контактов к эпитаксиальным слоям р-GaN они должны быть прозрачны в требуемом спектральном диапазоне, иметь низкие значения контактного сопротивления и сопротивления растекания тока, а также хорошие механические характеристики.

Авторами работы [4] были предложены контакты, изготовленные последовательным нанесением никеля и золота методом электронно-лучевого испарения. При последующем отжиге никель окислялся, и получалась структура NiO_X/Au. Если наносить только никель, то при его окислении получается оксид никеля, имеющий плохую проводимость, и получаются контакты с высоким сопротивлением растекания тока. Так, окисленный слой никеля толщиной 20 нм имеет сопротивление 0,1 Ом´см, но вольтамперная характеристика является прямой, что говорит об омичности контакта NiO/p-GaN [4]. Высокое сопротивление контакта обусловлено плохой проводимостью оксида никеля. Напыление слоя золота улучшает проводимость окисленного контакта Ni/Au. При окислении никель диффундирует через слой золота на поверхность и окисляется, в то время как золото остается в неокисленном состоянии. Миграция атомов никеля к поверхности вызывает диффузию атомов золота к поверхности нитрида галлия (эффект Киркендаля). При этом в окисленный слой никеля может внедряться до 23% золота [4]. В результате часть золота распределяется в слое оксида никеля, а часть образует островки пленки на поверхности. Благодаря наличию золота получается проводящая композитная структура. Проводимость тока в таком случае осуществляется благодаря туннелированию электронов между частицами золота в слое оксида никеля. Окисленная пленка Ni/Au также имеет низкое контактное сопротивление на границе с нитридом галлия, что необходимо для получения качественного контакта. Указанные контактные структуры обеспечивали однородное распределение электрического поля по поверхности активной области приборов, исключая эффект неоднородной плотности тока под разными областями контакта. При этом такие контакты пропускали от 65% до 80% излучения в области длин волн 450–550 нм.

Аналогичная композиция металлов Ni/Au была предложена авторами работ [52–53], где толщина слоёв никеля и золота составляла 50 Å и 100 Å [52]; и 40 Å и 40 Å [53] соответственно. Авторы [52] утверждают, что приборы с такими контактами имеют рекордно низкие значения плотности темнового тока и очень низкие значения последовательных сопротивлений. Контакты, полученные авторами работы [53] после отжига при 300–500°С имеют значения поверхностных сопротивлений (1,6–2)´10^-2 Ом´см² и на них приходилось около 88% общего сопротивления структуры светодиода.

Наилучшие результаты в создании высокоэффективных прозрачных омических контактов на p-GaN достигнуты при электронно-лучевом осаждении двухслойной структуры Pt (20 нм)/Ru (20 нм) [54]. Поверхность p-GaN перед осаждением металлов обрабатывалась в буферном травителе HF для очистки от оксидов. После нанесения металлов такие контакты имели значения контактных сопротивлений (6–10)´10^-4 Ом´см², которые снижались до (0,2–4,0)´10^-6 Ом´см² после отжига в атмосфере азота при температуре 600°С в течение 2 минут. Пропускание таких контактов составляет 87,3% на длине волны 470 нм, и такие контакты могут использоваться при создании лазеров и светодиодов на основе нитридов.

Многослойные структуры спин-клапанного типа состоят из двух ферромагнитных слоёв с различной величиной коэрцитивной силы, разделенных немагнитным слоем. Магнитный момент одного из слоев может свободно поворачиваться под действием внешнего магнитного поля, в то время как магнитный момент второго слоя “зафиксирован” соседним антиферромагнитным слоем [55]. Из-за наличия “зафиксированного” магнитного момента могут возникать два состояния: магнитные моменты соседних магнитных слоев ориентированы антипараллельно во внешнем магнитном поле, это состояние с высоким сопротивлением, и состояние с низким сопротивлением, когда магнитные моменты слоев ориентируются параллельно. Эта разница между сопротивлением в первом и во втором случаях и есть эффект гигантского магнитосопротивления [55]. Для количественного описания этого эффекта пользуются одной из двух величин. Первая – амплитуда ГМС DR/R_нас, т.е. отношение изменения сопротивления (DR) к сопротивлению образца в поле насыщения (R_нас). Вторая, которая также часто используется, состоит в нормализации сопротивления к сопротивлению при нулевом внешнем поле (R₀). Они связаны друг с другом соотношением:

Амплитуда ГМС изменяется от нуля до бесконечности, тогда как DR/R_нас – от нуля до единицы. На практике чаще используется амплитуда ГМС, поскольку магнитная конфигурация системы при нулевом внешнем поле часто является плохо определяемой [56].

Величина ГМС определяется парой ферромагнитный переходный металл/немагнитный металл, а не каждым материалом в отдельности. Например, в системах Fe/Cr и Co/Cu ГМС составляет 150% и 115% соответственно, тогда как для систем Fe/Cu и Co/Cr он сравнительно мал (13% и 2,5% соответственно) [55]. Такое различие подчеркивает важную роль, которую играют границы раздела слоев в транспортных свойствах этих структур.

В системах Fe/Cu и Co/Cr на границах между слоями происходит очень сильное спин-зависимое рассеяние электронов проводимости. Границы действуют как спиновые фильтры, характеризующиеся хорошей пропускающей способностью для электронов проводимости со спиновой поляризацией в одном направлении и высокой интенсивностью рассеяния для электронов с противоположной поляризацией. Таким образом, одним из факторов, обуславливающих магнитосопротивление, является зависимость длины свободного пробега электронов с различным направлением спина от взаимной ориентации намагниченности слоёв [10].

Другой вклад в различие ГМС связан с кристаллографическим качеством всей многослойной структуры в целом, а также отдельных межслойных границ. Длины пробега электронов в объёме слоя ограничены рассеянием электронов на магнитных примесях или неоднородностях, кристаллографических дефектах, таких как дислокации, дефекты упаковки и кристаллической структуры, границы зерен. Величина магнитосопротивления определяется двумя этими вкладами, и зависит от их соотношения [10].

Свойства тонких пленок в значительной степени определяются качеством подложки, использующейся для осаждения. Так, свойства спин-клапанных систем в ряде случаев зависят от природы шероховатостей подложки [55]. В частности, взаимодействие между "зафиксированным" и свободным слоями увеличивается при увеличении шероховатости подложки. Такой тип взаимодействия известен как топологическое взаимодействие или взаимодействие типа "апельсиновой кожуры" [8] и наблюдается в тех случаях, когда шероховатости подложки передаются многослойной структуре. На рис. 1.2 схематически показано влияние шероховатостей на намагничивание во внешнем магнитном поле двух магнитных слоев, разделенных немагнитным промежуточным слоем. Важным является вопрос о том проявляется ли этот эффект только в случае, когда впадины и выступы повторяются на каждой границе раздела слоев [9]. Следует также отметить, что этот эффект является "трехмерным". Формула для расчета влияния эффекта "апельсиновой кожуры" на величину ГМС приведена в работе [9]:

t_Cu – толщина промежуточного немагнитного слоя,

В идеальной спин-клапанной структуре взаимодействия между "зафиксированным" и свободным слоями быть не должно [9]. Для ослабления влияния шероховатостей подложки на свойства пленок, в частности для подавления эффекта "апельсиновой кожуры", на поверхность последней осаждается буферный слой [57], который позволяет в ряде случаев ослабить влияние неровностей рельефа на свойства спин-клапанных систем. Однако использование такого слоя часто ведет к снижению амплитуды ГМС вследствие того, что он шунтирует электрический ток.

Рис. 1.2. Схематическое изображение взаимодействия типа "апельсиновой кожуры" в двух магнитных слоях, разделенных немагнитной прослойкой. Шероховатость слоев коррелирует друг с другом.

Состояние поверхности оказывает существенное влияние на оптические, механические, каталитические и др. характеристики твердотельных материалов, в частности, оксидов. Данное обстоятельство стимулирует исследования, целью которых является разработка методов получения поверхностей с требуемыми свойствами. Так, при выращивании пленок на шероховатых поверхностях, полученные образцы характеризуются, как правило, неравномерной толщиной, сильноразличающимися размерами зерен, случайной ориентацией кристаллитов и большими межзеренными напряжениями. Шероховатая поверхность и неравномерная толщина пленок ограничивают их применение. Для преодоления этих ограничений требуется уменьшить шероховатость подложек и внести при этом минимальные повреждения в приповерхностный слой. Для получения поверхностей с плоским рельефом используются механическое шлифование, механо-химическое полирование [58], химически активированное механо-химическое полирование [59], лазерное полирование [60], ионно-лучевое полирование [61] и ряд других методов. Для устранения крупноразмерных шероховатостей применяется шлифование. При этом образуются микроцарапины, покрывающие значительную часть поверхности. Их глубина определяется структурой материала, размером зерен полирующего материала, твердостью полируемого материала и т.д. Образование микроцарапин ограничивает возможности механического шлифования поверхности. Для получения более гладких поверхностей применяются методы, основанные как на заполнении образующихся впадин [61] так и на преимущественном удалении выступов рельефа поверхности по сравнению с удалением его долинной части [62–63]. Первая группа методов позволяет получать поверхности с низкой шероховатостью, но при этом нарушенный поверхностный слой, образующийся при механическом шлифовании, остается. Такие методы применяются либо для полирования твердых монокристаллических материалов, толщина нарушенного слоя на поверхности которых мала, либо для заполнения микрополостей, которые присутствуют на поверхности многих материалов и ограничивают уровень шероховатости поверхности, который может быть достигнут каким-либо методом полирования [61]. Вторая группа методов позволяет помимо уменьшения размеров шероховатостей, и получения, таким образом, более гладкой поверхности, в ряде случаев уменьшить и толщину нарушенного при шлифовании слоя. Эффективность применения этих методов определяется тем, насколько успешно удается обеспечить условие достижения положительной разницы между скоростями удаления выступов и впадин рельефа поверхности материала в процессе обработки.

Методы полирования можно классифицировать следующим образом:

4. Полирование при помощи химических реакций.

Одним из наиболее распространенных методов удаления выступов с поверхности является механохимическое полирование, являющееся завершающим этапом обработки поверхности. В процессе полирования создаются поверхности необходимой степени чистоты и гладкости. Экспериментально показано, что механохимическое полирование не является разновидностью абразивного разрушения поверхностных слоев материала частицами чрезвычайно малых размеров [58]. Процессу полирования не свойственны закономерности, характерные для шлифования. Скорость полирования не зависит от размеров и твердости зерен порошка, но коррелирует с их химическим составом, причем эта скорость наибольшая для порошков, которые обладают химическим сродством к продуктам гидратации поверхностного слоя [58]. Механические воздействия полировальника на полируемую поверхность малы, а материал полировального инструмента может быть мягче полируемой детали, что в сочетании с малыми размерами полировальных зерен исключает возможность процесса механического резания полируемой поверхности. Роль механических воздействий при полировании сводится к механохимическому активированию фрагментов, выступающих над поверхностью полируемого образца [58]. Однако при полировании мягких материалов или материалов, имеющих зёренную структуру, имеет место заполнение царапин на поверхности материала полировальным материалом, в результате чего получается гладкая поверхность, но остается структурно нарушенный слой [64], который проявляется, например, при ионном травлении поверхности [65].

При достаточно сильном нагревании поверхности материалов начинается процесс плавления или испарения. Это может быть использовано для испарения выступающих над поверхностью шероховатостей и получения, таким образом, более гладкой поверхности. Для нагревания могут использоваться газовая горелка, электрическая дуга или лазерное излучение. Наибольший практический интерес представляет использование лазеров благодаря тому, что лазерным лучом легко управлять, и он имеет высокую плотность энергии. При помощи лазера температура локальных участков поверхности может повышаться до нескольких сот градусов, что приводит к термическому окислению и/или испарению поверхности.

При увеличении угла падения относительно нормали к поверхности площадь облучаемого участка растет, но при этом уменьшается количество энергии, падающей на единицу поверхности. Однако при наклонном падении больше энергии поглощается выступами рельефа поверхности, поэтому скорость их удаления в этом случае будет больше, чем при нормальном падении [61]. Так, в работе [66] было исследовано влияние угла падения лазерного луча на процесс полирования. Было показано, что наиболее гладкие поверхности получаются при угле падения 30–60° относительно нормали к поверхности.

Метод лазерного полирования позволяет обрабатывать поверхности достаточно большой площади, однако среднеквадратическая шероховатость остаётся очень высокой и составляет 27–38 нм [66].

Эффект преимущественного распыления выступов рельефа поверхности по сравнению с распылением впадин на поверхности при облучении образца наклонно падающими пучками ионов килоэлектроновольтных энергий успешно применяется для планаризации рельефа поверхностей небольшой площади. Так в работе [67] методом сканирующей туннельной микроскопии исследовалась поверхность пленок хрома, осажденных на полированную поверхность стекла ВК-7 до и после обучения пучком ионов аргона с энергией до 3 кэВ, падающего на поверхность под углом 3° и 5°. Шероховатость поверхности после облучения уменьшалась от 9,2±2,5 нм в 5–8 раз в зависимости от режима ионного облучения. Наименьшая шероховатость получалась в результате облучения поверхности пучком ионов аргона с энергией 3 кэВ, падающего под углом 3° относительно поверхности. Основываясь на компьютерной модели процесса распыления авторами работы [67] был сделан вывод о том, при облучении распыляются границы кристаллитов, и при этом наибольшая скорость распыления у выступов на поверхности. Это позволяет предположить, что данным методом возможно получить атомногладкую поверхность на достаточно большой площади.

Однако на настоящий момент времени получение пучков ионов с плотностью тока более 0,1 мА/см² и энергией несколько килоэлектроновольт, равномерно обрабатывающих поверхность большой площади под скользящим углом представляется технически сложной задачей [68]. В связи с этим следует отметить работы [69–70], где были обеспечены условия для планаризации поверхности пучками ионов, падающими по нормали к поверхности. В [69] рельеф поверхности перед распылением выравнивался посредством осаждения тонкого слоя материала, имеющего одинаковый коэффициент распыления с полируемым образцом. В [70] планаризация происходила в результате преимущественного переосаждения продуктов распыления во впадины рельефа исходной поверхности во время ее длительного облучения низкоэнергетическими ионами кислорода. Использование кислород позволяет также существенно снизить уровень примесей органической природы на поверхности образцов.

Следует отметить обзорную работу [71], где детально рассмотрены процессы эволюции рельефа поверхности в результате ионного распыления для значительного числа материалов, приводящие в ряде случаев к эффекту планаризации поверхности. В работе особо отмечено, что задача нано- и субнаноразмерного полирования поверхностей площадью в 10–100 см² одновременно с минимизацией условий для формирования нарушенного поверхностного и приповерхностного слоя остается актуальной. Например, авторами работы [64] нанорамерное полирование поверхности алмаза было осуществлено на поверхности 3´3 мм² только путем комбинирования методов механохимического и ионного полирования. Предварительно отполированная поверхность подвергалась облучению ионами аргона с энергией 1,2–1,5 кэВ, падающими под углом 85° относительно нормали к поверхности. Образец во время обработки поворачивался на 90° относительно ионного пучка.

Полирование при помощи химических реакций

Поверхность некоторых материалов может быть окислена при помощи химических реакций, протекающих на границе поверхность твердого тела – раствор. В этом случае полируемый материал погружается в раствор, содержащий необходимые реагенты. Для увеличения скорости полирования раствор может нагреваться. При этом поверхность образца подвергается химическому травлению. Скорость травления в этом случае можно изменять, меняя концентрацию реагентов в растворе.

При использовании жидкостей, концентрация полирующих веществ будет выше, однако в этом случае возможно загрязнение полируемой поверхности. С другой стороны, в газовой плазме можно генерировать ионы с достаточно высокой энергией. Плазма может быть получена с помощью источников, работающих как на постоянном, так и на переменном токе различной частоты. Если поверхность полируемого образца неоднородная, т.е. содержит кристаллиты и зерна различного размера, то в этом случае нельзя получить гладкую поверхность, поскольку скорость травления будет разной в случае травления границы кристаллита и межкристаллитного пространства [14].

Для полирования таких материалов, как алмазные пленки применяется термохимическое полирование [72]. Метод основан на диффузии атомов с поверхности полируемого образца в нагретый до 730–950°С металл. В этом интервале температур скорость полирования растет с ростом температуры. При более высоких температурах на полируемой поверхности образуется большое число различного рода пустот. Используются такие металлы, как железо, никель, марганец, молибден и др. Скорость полирования определятся скоростью диффузии атомов углерода в металл, однако со временем концентрация углерода вблизи поверхности металла увеличивается, что приводит к замедлению процесса.

Хотя в массивном состоянии кобальт и медь взаимнонерастворимы, однако в тонких пленках Co/Cu наблюдается взаимная диффузия. Так, в работе [73] установлено, что при понижении температуры роста пленок от 340 до 300 К длина диффузии уменьшается в 5 раз, но ее абсолютные значения не приводятся, а указывается только, что при таких температурах диффузию можно не учитывать. В [74] сообщается, что диффузия кобальта в медь и меди в кобальт в мультислойных структурах становится значительной лишь при температуре выше 280 °С. В работе [75] исследовались пленки неоднородных сплавов кобальт–медь с различным содержанием компонентов, полученные методом электрохимического осаждения. Состав пленок изменялся за счёт изменения состава электролита, из которого проходило осаждение. При исследовании поверхностного слоя толщиной до 15 нм таких пленок методом РФЭС линии, соответствующие состояниям кобальта обнаружены не были, однако исследование этих же образцов электронно-зондовым методом показывает наличие кобальта в поверхностном слое толщиной до 150 нм в количествах, примерно соответствующих среднему составу пленки. Распыление поверхности пленки ионами аргона не приводило к появлению линий кобальта в РФЭС-спектре, хотя в продуктах распыления кобальт присутствует. Авторами работы [75] неустранимость дефицита кобальта после распыления ионами аргона названа аномальным дефицитом кобальта. Исследование пленок неоднородных сплавов CoCu было продолжено в работе [76]. Изучался состав поверхностного слоя пленок, полученных как методами электрохимического осаждения, так ионно-лучевого распыления–осаждения. Анализ поверхности рассматриваемого набора составов Co_xCu_100-_x показал, что в качестве распыляемых мишеней могут быть использованы только пленки с содержанием кобальта 8£х£20 ат.%. Так, поверхности пленок с содержанием кобальта х<8 ат.% не имели металлического блеска и представляли собой совокупность отдельных неоднородностей случайной формы. Отсутствие сплошной поверхности у пленок, полученных методом электрохимического осаждения с содержанием кобальта менее 8 ат.% не позволило провести адекватный анализ состояния поверхности методами РФЭС и АСМ. Кроме этого, отсутствие определенности в том, что считать толщиной у этих пленок, не позволяет конкретизировать условия ионного распыления. Пленки же с содержанием кобальта более 8 ат.% имели сплошную поверхность с характерным металлическим блеском. По мере увеличения содержания кобальта от 8 ат.% до 35 ат.% поверхность пленок принимает более глянцевый вид, оттенок цвета поверхности изменяется от красноватого до белого цвета, количество и размеры отдельных крупных поверхностных неоднородностей уменьшаются. Однако во время ионного распыления пленок с содержанием кобальта x>20 ат.% было зафиксировано растрескивание и вспучивание отдельных областей пленок вплоть до отшелушивания от подложек. Это обусловило появление неконтролируемого вклада от медной подложки в состав потока распыляемого материала. Электронно-зондовым микроанализом было установлено, что составы пленок полученных методами электрохимического осаждения и ионно-лучевого напыления близки, однако результаты РФЭС показывают, что на поверхности пленок толщиной около 0,2 мкм, полученных методом ионно-лучевого напыления аномального дефицита кобальта не наблюдается. Таким образом, аномальный дефицит кобальта наблюдается только на поверхности электроосажденных пленок неоднородных сплавов CoCu и не имеет места для пленок, полученных методом ионно-лучевого напыления. Представленные данные свидетельствуют о существовании отличий в процессах упорядочения в объеме и на поверхности пленок неоднородных сплавов CoCu. Относительно однородное распределение кобальта наблюдается только по объему пленок, полученных методом электрохимического осаждения, включая поверхностный слой толщиной ~0.1 мкм. Непосредственно на поверхности компоненты сплава перераспределяются таким образом, что кобальт согласно данным РФЭС отсутствует. Если происходит непрерывное ионное распыление поверхности, то перераспределение кобальта по поверхности не успевает происходить, и он распыляется вместе с медной матрицей, причем его доля в распыляемом потоке пропорциональна объемной концентрации. Поэтому составы напыленных пленок и их мишеней из электроосажденных пленок соответствуют друг другу. Прерывание процессов ионной очистки в РФЭ-спектрометре или ионного распыления в ионно-лучевой установке приводит к восстановлению дефицита кобальта. В рассматриваемом случае поверхностный дефицит кобальта существует как до, так и после воздействия ионного облучения, т.е. является в определенном смысле восстанавливаемым и его происхождение связано с особенностями протекания процессов упорядочения на поверхностях рассматриваемых неоднородных сплавов. Одна из причин неравновесности условий напыления заключается в характере функции распределения по энергиям потока распыляемых атомов кобальта и меди. Этот поток условно можно разбить на две части – основную, состоящую из распыленных атомов со средней энергией примерно равной теплоте испарения (для кобальта – 4,43 эВ/атом, для меди – 3,52 эВ/атом), и высокоэнергетическую (до 10% от общего потока), состоящую из атомов с энергией ~40…200 эВ [68]. Энергия атомов высокоэнергетического "хвоста" функции распределения оказывается достаточной для реализации режима "автооблучения" поверхности при ионно-лучевом напылении. Согласно оценкам, проведенным с использованием программы SRIM2000, средний пробег атомов кобальта с энергией 50 эВ в массивной матрице меди составляет 0,4±0,1 нм и сопровождается образованием 0,6 вакансий/ион, с энергией 100 эВ – 0,5±0,1 нм и 1,4 вакансии/ион, с энергией 150 эВ – 0,5±0,2 нм и 2,2 вакансии/ион, соответственно. Следовательно, часть атомов кобальта высокоэнергетического "хвоста" в состоянии внедряться в процессе осаждения в медную матрицу в виде точечных дефектов. Наличие облучения при осаждении также способствует образованию более мелких островков c более плотной упаковкой при получении пленок методом ионно-лучевого распыления по сравнению с пленками одного состава, осажденными электрохимически.

Исследованию атомной структуры границы раздела слоёв в мультислойных металлических структурах посвящена работа [77]. В работе подчеркивается важность экспериментальных исследований физической и химической природы границ раздела слоев в многослойных металлических пленочных структурах вследствие того, что даже небольшие изменения их шероховатости или взаимное перемешивание слоёв могут в значительной степени изменять магнитные свойства структуры в целом. В работе [77] проведено численное моделирование и экспериментальное исследование формирования мультислойных структур NiFe/CoFe/Cu/CoFe со слоями различной толщины и состава. Для экспериментального исследования использовалась аппаратура, позволяющая изучать распределение атомов в объёме образца, однако радиус исследуемой многослойной пленки не превышал 100 нм. Теоретически и экспериментально показано, что граница раздела Cu/CoFe относительно резкая, в то время как CoFe/Cu – размытая, а атомы меди внедряются в слой CoFe. В работе отмечается, что в условиях термодинамического равновесия невозможно получить мультислойную структуру, у которой все межслоевые границы будут гладкими. Для получения гладкой границы раздела слоев необходимо облучать поверхность полученной пленки низкоэнергетическими ионами [26] которые будут стимулировать поверхностную диффузию, и сглаживать поверхностные шероховатости, присутствующие на поверхности при островковом механизме роста пленки. Однако, ионы, падающие на поверхность, могут вызывать перемешивание атомов слоёв вследствие удара [78]. В результате этого налетающий атом или ион с большей энергией проникает вглубь поверхности. При этом атомы из нижележащего слоя могут попадать на поверхность. Вероятность такого обмена ниже на гладкой поверхности, чем на шероховатой, и растет с ростом энергии налетающего атома [77]. Также теоретически показано, что вероятность такого обмена при падении атомов кобальта с энергией 10 эВ на поверхность меди составляет 82%, а при падении атомов меди с такой же энергией на поверхность кобальта – только 6%. Поэтому граница раздела слоев Cu–на–Co более четкая и резкая. Ключевым параметром при напылении многослойных структур является энергия падающих на поверхность атомов. При падении на поверхность атомов с низкой энергией уменьшается вероятность перемешивания слоев, однако облучение поверхности атомами с достаточно высокой энергией приводит к ее сглаживанию. Поэтому при напылении многослойных структур необходимо выбирать оптимальное значение энергии, при которой перемешивание слоев минимальное, и в тоже время, эффект сглаживания поверхности проявляется в достаточной степени.

Анализ литературных данных показывает, что особенности явлений и реакций, протекающих в тонких пленках, обусловлены физической и химической природой границ раздела. Теоретический анализ тонких пленок затруднён. Также следует отметить, что свойства плёнок сильно зависят от условий их получения и свойств подложки. Однако, несмотря на сложность, присущую процессам, протекающим при формировании тонких пленок, во многих случаях можно выделить основной параметр, играющий ключевую роль в определении свойств пленок.

Анализ современного состояния экспериментов и экспериментального оборудования показал, что для исследования ультратонких металлических пленок и воздействия на границы раздела слоёв низкоэнергетическими ионными потоками необходимо решить следующие задачи:

1. Понизить рабочее давление в области дрейфа пучка ионов до менее чем 2´10^-2 Па.

2. Разработать методику бездефектного уменьшения средней высоты выступов на поверхности оксидных материалов до субнанометровых значений и удаления слоя, с нарушенной при механохимическом полировании поверхности структурой.

3. Провести математический анализ процесса облучения пленок кобальта и меди различными ионами с энергиями, ниже пороговой энергии распыления для определения оптимального режима воздействия на границу раздела слоев в многослойной структуре.

4. Исследовать воздействие на поверхность пленок кобальта и меди лёгкими и тяжёлыми ионами с энергиями, ниже пороговой энергии распыления для уменьшения шероховатости границы раздела слоев в многослойных структурах кобальт–медь и медь–кобальт.

Известно, что особенности начальной стадии роста во многом определяются степенью развитости границы раздела пленка–подложка и химической активностью материала подложки. Необходимо, чтобы размеры неоднородностей стремились к субнаноразмерным значениям. В настоящей главе предложен метод, позволивший снизить высоты выступов на поверхности подложек до субнаноразмерных значений. Он основан на методе ионно-лучевого осаждения–распыления. Теоретический анализ позволил снизить рабочее давление источника ионов до значения менее
2×10^-2 Па, что позволило получать в условиях высокого вакуума, обеспечиваемого стандартными средствами (турбовакуумные и диффузионные насосы) металлические пленки высокого качества.

Двухкаскадный самостоятельный разряд низкого давления с холодным полым катодом нашёл применение в качестве эффективного эмиттера в источниках ионов кислорода и обеспечивает получение пучков ионов до 10–100 мA при токе разряда 100–1000 мA несмотря на малую площадь анода и наличие двойного электрического слоя величиной ~40 эВ [36, 79]. Экспериментальные результаты исследований этого разряда показывают, что в анодной области реализуются условия для развития коллективных взаимодействий пучка электронов катодной плазмы, ускоренных полем двойного электрического слоя, с плотной анодной плазмой [32]. Однако до настоящего времени не было получено экспериментальных доказательств того, что плазменно-пучковые взаимодействия играют основную роль в генерации плотной анодной плазмы. Если последнее верно, то, как это было показано в [80–82], противоречия между высоким значением эмиссии ионов из разряда и ограничениями на эту величину, накладываемыми условиями токопрохождения через двойной слой не возникает. Согласно работ [80–82] плотность тока эмиссии ионов j_bi из плазменно-пучкового разряда, инициируемого инжекцией электронного пучка в направлении анода, значительно превышает плотность тока эмиссии ионов j_i из плазмы через стационарный двойной слой и описывается соотношением j_bi ≈ αj_i, где α – коэффициент компенсации объемного заряда и равен, в зависимости от экспериментальных условий, 5–100. Ниже представлен сравнительный анализ условий формирования анодной области двухкаскадного самостоятельного разряда низкого давления с холодным полым катодом закрытого типа для трех различных случаев, когда отсутствует внешнее магнитное поле и когда анодная область разряда помещена во внешнее магнитное поле продольной или поперечной конфигурации.

Известно, что продольное в направлении инжекции электронного пучка магнитное поле, способствует увеличению интенсивности плазменно-пучковых взаимодействий [83], а магнитное поле поперечной конфигурации, наоборот, увеличивает вероятность ударной ионизации при парных столкновениях [84]. Также известно, что поперечное магнитное поле в области двойного слоя значительно облегчает условия токопрохождения ионной компоненты через двойной слой [35]. Анализ результатов, представленных в статье [32], указывает на основную роль механизма плазменно-пучковой ионизации в формировании плазмы анодного каскада двухкаскадного самостоятельного разряда низкого давления с холодным полым катодом. До настоящего времени рассмотрение условий возбуждения и развития плазменно-пучкового разряда было проведено лишь для случая низковольтного (ниже 10 В) плазменно-пучкового разряда без внешнего магнитного поля при относительно высоком давлении (более 10² Па) [85] и для случая более высоковольтного (выше 100 В) плазменно-пучкового разряда низкого давления (ниже 10 Па), в том числе в продольном магнитного поле [80–83].

Экспериментальная разрядная камера представлена на рис. 2.1. Разряд возбуждался между внутренней поверхностью полого катода закрытого типа (электроды 1–3) и плоским анодом 4 через контрагирующее отверстие 5. Высота стенок контрагирующего отверстия составляет 3 мм, а диаметр отверстия d при помощи сменных вставок изменялся от 4 до 10 мм. Высота h промежутка между анодом 4 и стенкой полого катода 1 варьировалась от 8 до 1 мм. Все электроды были изготовлены из немагнитной нержавеющей стали. Продольное магнитное поле В_úú величиной до ~ 15 мТл в промежутке анод- катод создавалось при помощи двух аксиально намагниченных стандартных феррит-бариевых колец 6 и 7, соосно закрепленных в алюминиевых экранах

Рис. 2.1. Экспериментальная разрядная камера. 1 – верхняя торцевая стенка катода, 2 – боковая стенка полого катода, 3 – нижняя торцевая стенка катода, 4 – плоский анод, 5 – контрагирующее отверстие, 6, 7 – кольцевые магниты, 8, 9 – магнитные стержни, 10 – кварцевый изолятор.

напротив друг друга, на аноде 4 и на внутренней стороне стенки 1 полого катода, соответственно. Поперечное магнитное поле B_r величиной до 20 мТл в промежутке анод-катод создавалось двумя продольно намагниченными феррит-бариевыми стержнями 8 и 9, размещенными на наружной стороне стенки 1 полого катода, напротив друг друга и симметрично относительно контрагирующего отверстия 5. Цилиндрическая стенка 2 полого катода, как и в прототипе [32], имела диаметр 120 мм, высоту 80 мм и содержала смотровые окна, экранированные молибденовой сеткой. Откачка разрядной камеры производилась со скоростью ~ 2 м³/с до давления ~ 10^-4 Па через 520 отверстий диаметром 3 мм каждое в торцевой стенке катода 3. Кислород в разрядную камеру подавался через отверстие в держателе анода 4. При расходе Q кислорода 1,1´10^-2 Па×м³/с давление в промежутке анод-катод составляло менее 2 Па, а в полом катоде – менее 0,1 Па. Кварцевый изолятор 10 служил для герметизации разрядной камеры и одновременно позволял производить фотосъёмку внешнего вида разряда в промежутке анод-катод. Стабилизированный выпрямитель мощностью 1 А × 1 кВ служил для электропитания разрядной камеры. Цепь анода содержала балластное сопротивление величиной 100 Ом, электроды полого катода были заземлены.

Серия фотоснимков на рис. 2.2 показывает изменение внешнего вида свечения анодной области разряда в зависимости от экспериментальных условий. Внешний вид анодной плазмы в отсутствие магнитного поля (рис. 2.2а) и при характерных значениях тока разряда I_d = 0,3 А, напряжения разряда U_d = 360 В, расхода кислорода Q = 1,2×10^-2 Па×м³/с, высоты промежутка анод–катод h = 8 мм и диаметра контрагирующего отверстия d = 4 мм можно было сопоставить с внешним видом плазменно-пучкового разряда без магнитного поля, так как он содержал все основные его части, описанные в [86] (рис. 2.2 б). По аналогии с [86] здесь можно выделить: С – цилиндрической формы плазменный столб, обусловленный протеканием почти параллельного пучка электронов из катодной плазмы, E – зону мениска, F – зону рассеяния, в которой электроны пучка отклоняются в радиальном направлении. С уменьшением высоты промежутка анод–катод значение разрядного напряжения U_d немного уменьшалось при постоянстве значений других разрядных параметров, зона рассеяния F увеличивалась в поперечных размерах, а столб анодной плазмы цилиндрической формы C смещался во внутрь полого катода, в область более низкого давления. Это иллюстрирует рис. 2.2в, где I_d = 0,3 A, U_d = 345 В, h = 4 мм, d = 4 мм. При увеличении тока разряда за счет подводимой мощности от внешнего источника

Рис. 2.2. Внешний вид анодной части разряда (a, в, г – без магнитного поля; д – B_r = 10 мTл, е – B_r = 20 мTл; ж, з – B_|| = 15 мTл; б – схематическое изображение области плазменно-пучкового взаимодействия [86] С – плазменный столб, Е – зона мениска, F – зона рассеяния).

питания наблюдался рост разрядного напряжения и увеличение размеров зоны рассеяния F (на рис. 2.2г U_d = 350 В, I_d = 0.4 A). Введение поперечного магнитного поля В_r = 10 мТл приводит к ухудшению условий горения разряда и сопровождается уменьшением интенсивности свечения анодной плазмы одновременно с увеличением поперечных размеров плазменного столба C и более размытым видом границ (для рис. 2.2д характерные значения разрядных параметров – I_d = 0,3 А, U_d = 375 В, Q = 1,2×10^-2 Па×м³/с, h = 8 мм, d = 6 мм). Увеличение поперечного магнитного поля до B_r = 20 мТл вызывает дальнейшее ухудшение разрядных условий и уменьшение интенсивности свечения анодной плазмы (рис. 2.2 е, I_d = 0.3 A, U_d = 390 В). Одновременно наблюдается генерация интенсивных шумов в широком частотном диапазоне и появление нестабильностей в разряде. Магнитное поле B_r = 20 мТл оказывалось достаточным для обрыва разряда, если начальное значение тока разряда без внешнего магнитного поля было I_d £ 0.2 A, а расход кислорода составлял меньше Q £ 1,2×10^-2 Па×м³/с. Противоположная картина наблюдалась в случае введения продольного магнитного поля. Здесь уже при значении продольного магнитного поля в промежутке катод–анод более B_÷÷ ≥ 10 мТл наблюдалось интенсивное свечение однородной анодной плазмы с отчетливыми боковыми границами по всему промежутку анод–катод (рис. 2.2ж, I_d = 0.3 A, U_d = 350 В, Q = 1,2×10^-2 Па×м³/с, h = 8 мм, d = 4 мм). Увеличение тока разряда до I_d = 0.6 A приводит к незначительному увеличению разрядного напряжения до U_d = 365 В. Свечение анодной плазмы становится более интенсивным и однородным (рис. 2.2з).

На рис. 2.3 представлены вольт-амперные характеристики разряда U_d (I_d) (кривые 1-3) и зависимости тока I_k, протекающего в цепи нижнего торца 3 полого катода, от тока разряда I_d, характеризующие эффективность эмиссии ионов из разряда (кривые 4–6) для трех рассмотренных выше случаев разрядных условий, когда внешнее магнитное поле в области анода отсутствует (кривые 1, 4), при наличии поперечного магнитного поля В_r = 15 мТл (кривые 2, 5) и продольного магнитного поля В_÷÷ = 15 мТл (кривые 3, 6) при значениях остальных параметров Q = 1,4×10^-2 Па×м³/с, d = 6 мм, h = 4 мм. Видно, что в рассматриваемом интервале значений тока разряда от 0,2 А до 0,6 А в отсутствие внешнего магнитного поля кривая U_d (I_d) возрастает с ростом I_d, а кривая I_k (I_d) при значениях I_d > 0,3 A выходит на участок насыщения. В случае поперечного магнитного поля скорость роста кривой U_d(I_d) резко увеличивается при значениях тока разряда больших I_d > 0,3 A,

Рис. 2.3. Вольтамперные характеристики разряда (1–3) и зависимости тока, протекающего в цепи нижнего торца полого катода, от тока разряда (4–6) (1, 4 – без магнитного поля; 2, 5 – B_r = 15 мТл; 3, 6 – B_|| = 15 мТл).

а величина тока I_k при этих значениях тока разряда начинает медленно убывать. Для случая продольного магнитного поля зависимость U_d (I_d) имеет горизонтальный вид, а кривая I_k (I_d) характеризуется постоянным ростом.

Данные рис. 2.2 и рис. 2.3 свидетельствуют в пользу плазменно-пучкового механизма генерации анодной плазмы. Действительно, в отсутствие внешнего магнитного поля энергия, приобретенная электронами после ускорения в электрическом поле двойного слоя, и плотность тока пучка электронов катодной плазмы могут оказаться недостаточными для генерации в анодной области плотной и неравновесной плазмы, несмотря на увеличение мощности, подводимой от внешнего источника питания, например, из-за потерь электронов на аноде, а ионов – на стенках катода в области контрагирующего отверстия. Локализация области рассеяния быстрых электронов возле анода и большие поперечные размеры области рассеяния (рис. 2.2 в, г) уменьшают вероятность попадания ионов анодной плазмы в область контрагирующего отверстия и не способствуют улучшению условий токопрохождения заряженных частиц через двойной электрический слой при увеличении тока разряда. Поэтому наблюдается растущий характер зависимости U_d (I_d) и стремление к насыщению кривой I_k (I_d). Поперечное магнитное поле "замагничивает" движение электронов по направлению к аноду, удерживает быстрые электроны в области контрагирующего отверстия, где давление рабочего газа максимально и хаотизирует движение быстрых электронов в направлении анода. В результате условия для плазменно-пучковых взаимодействий в анодной области ухудшаются, а условия для ионизации при парных столкновениях – улучшаются [84]. При этом поперечное магнитное поле облегчает условия токопрохождения заряженных частиц через двойной слой за счет частичной компенсации объемного заряда двойного слоя осциллирующими вдоль силовых магнитных линий электронами катодного каскада [35]. Тем не менее, условия существования разряда ухудшаются, разряд локализуется в области повышенного давления (контрагирующего отверстия) и даже приобретает форму слаботочного разряда диодного типа в поперечном магнитном поле с понижением рабочего давления и увеличением магнитного поля (рис. 2.2 д, з) [84]. Вольт-амперная характеристика U_d (I_d) становится близкой к вертикальной с увеличением тока разряда, а характер кривой I_k (I_d) отражает трудности в поступлении ионов из разряда на стенку нижнего торца полого катода (кривые 3, 6 на рис. 2.3). Продольное магнитное поле, наоборот, препятствует уходу в поперечном направлении пучка быстрых электронов катодной плазмы в области анодной плазмы. Благодаря этому улучшаются условия возбуждения коллективных взаимодействий в анодной области разряда [83] и происходит генерация плотной однородной анодной плазмы (рис. 2.2 ж, з). Одновременно наблюдается улучшение условий существования разряда, вольт-амперная характеристика U_d (I_d) приобретает почти горизонтальный вид, а величина ионного тока в цепи нижнего торца полого катода возрастает по мере роста тока разряда (рис. 2.3, кривые 2, 5).

Для плазменно-пучковых разрядных устройств путем комбинирования результатов теоретических моделей развития взаимодействий в системе плазма–пучок и рассмотрения реальных экспериментальных условий был получен ряд полуэмпирических соотношений для оптимизации геометрии разрядной камеры [36, 81, 83]. Так, в случае оптимальной геометрии разрядной камеры волноводного типа, помещенной во внешнее продольное магнитное поле, отношение длины области взаимодействия электронного пучка с плазмой L к ее радиусу R, где L>>R, должно подчиняться условию [81]:

где ε_nm – n-й нуль функции Бесселя m-го порядка J_m(x),

V_b – величина электрического поля, ускоряющего электроны пучка (в нашем случае-поле двойного слоя),

Из этого соотношения вытекает, что при L » const, и V_b » const поперечные размеры области взаимодействия R нужно увеличивать с ростом I_b для поддержания оптимальных условий плазменно-пучковых взаимодействий. Если распространить этот вывод на анодную область двухкаскадного самостоятельного разряда, несмотря на то, что ее продольные размеры только в несколько раз превышают поперечные, то более оптимальные условия развития сильноточного разряда будут обеспечиваться по мере увеличения диаметра контрагирующего отверстия при увеличении тока разряда. Такой же вывод можно сделать из анализа рис. 2.2 д, ж, где размеры плотной однородной анодной плазмы почти в два раза превышают диаметр контрагирующего отверстия.

Эти рассуждения стимулировали проведение оптимизации геометрии анодной области разрядной камеры на основе оптимизации геометрии контрагирующего отверстия. С этой целью были изготовлены сменные вставки с контрагирующим отверстием различной геометрии. На рис. 2.4 показаны основные результаты изменения геометрии контрагирующего отверстия после длительной непрерывной работы разрядной камеры. Здесь во всех случаях ток разряда и расход кислорода поддерживались постоянными, I_d = 0,4 A, Q = 1,2´10^-4 Па´м³/с. Высота промежутка анод – катод была h = 4 мм. В результате было установлено, что в отсутствие внешнего магнитного поля в течение 200 часов происходило распыление стенок контрагирующего отверстия от начального диаметра со значением 4 мм до d » 8 мм и образованием кратера конусной формы с большим основанием со стороны полого катода (рис. 2.4б). Дальнейшее увеличение диаметра контрагирующего отверстия в результате распыления приводило к ухудшению условий горения разряда и к более быстрому его переходу в высоковольтную форму горения. В случае поперечного магнитного поля B_r = 15 мТл распыление стенок протекало более интенсивно, и уже через 85 часов горения разряд переходил в неустойчивую форму горения, диаметр контрагирующего отверстия увеличивался до 13 мм, а его стенки принимали округлую форму как с анодной, так и катодной сторон (рис. 2.4в). Иная картина наблюдалась в случае продольного магнитного поля. Здесь для продольного магнитного поля B_|| = 15 мТл оптимальное значение диаметра контрагирующего отверстия составило d = 12 мм (рис. 2.4г – исходный вид, d = 12 мм). После 200 часов горения разряда диаметр контрагирующего отверстия не изменился, только кромки стенок более отчетливо округлились с анодной стороны (рис. 2.4д) и незначительно округлились с катодной стороны (рис. 2.4ж). При меньших значениях диаметра контрагирующего отверстия и при наличии магнитного поля продольной конфигурации, условия горения разряда улучшались незначительно, но стенки контрагирующего отверстия со стороны анода подвергались более интенсивному распылению. При больших значениях диаметра происходило ухудшение условий горения разряда. Совпадение значений d ³ 12 мм для всех трех рассмотренных выше случаев, когда наблюдалось заметное ухудшение условий горения разряда, независимо от геометрии внешнего магнитного поля, обусловлено, по-видимому, необходимостью соблюдения условия существования двойного слоя S_a/S_k < 0,1 или, в менее явной форме, необходимостью согласования размеров площади поверхности двойного слоя

Рис. 2.4. Изменение геометрии контрагирующего отверстия в результате распыления и в зависимости
от условий в анодной области разряда (a, б – без магнитного поля; в – Br = 15 мТл, г, д, е – B|| = 15 мТл).

с диаметром контрагирующего отверстия. Ясно, что это условие нарушается по мере увеличения диаметра контрагирующего отверстия. Данные результаты оптимизации геометрии анодной области разряда были положены в основу разработки конструкции источника ионов кислорода с диаметром пучка равномерной плотности до 300 мм [79], и позволили снизить рабочее давление источника ионов до 2×10^-2 Па, что ниже, чем в работе [39] более чем в 2 раза.

Полученные экспериментальные данные об определяющей роли плазменно-пучковых взаимодействий при формировании разряда позволили построить модель работы источника ионов и произвести инженерно-технический расчёт его конструкции.

Пусть в качестве рабочего газа используется кислород. Площадь поперечного сечения пучка ионов – 100 см², что соответствует диаметру плоской системы извлечения 0,12 м. Давление в области распространения пучка р₀<2´10^-2 Па, так как отбор ионов в пучок производится через отверстия в стенке полого катода, одновременно являющиеся эмиссионным электродом плоской системы извлечения, то диаметр полого катода должен составлять не менее 0,13 м (с учетом толщины слоя катодного падения потенциала около 4 мм) и далее положим его равным линейному размеру полого катода Н, т.е. Н = 0,13 м.

с катодной стороны экстрагирующего отверстия диаметром d < 13 мм образуется двойной слой, напряжение U_c на котором составляет несколько потенциалов ионизации рабочего газа. В нашем случае eU_c £ 50 эВ. Максимальный выход ионов из плазмы в контрагирующем отверстии, ускоренных на двойном слое до 50 эВ, на эмиссионную границу обеспечивается, если длина их свободного пробега l_i больше характерной длины пробега до эмиссионной границы. Значит:

где l – высота катодной полости, которая в несколько раз меньше высоты Н с целью снижения потерь ускоренных ионов на боковых стенках катодной полости.

s = 6´10^-19 м² – сечение рассеяния для ионов кислорода с энергией 50 эВ,

Подставляя значение (2.4) в (2.5) определим рабочее давление в катодной полости р » 0,11 Па (заметим, что более низкое давление в катодной полсти нежелательно, т.к. это приводит к ухудшению условий для генерации ионов непосредственно в этой области и резкому росту разрядного напряжения согласно левой ветви кривой Пашена).

Перепад давления Dр между катодной полстью и областью распространения пучка происходит на системе извлечения и составляет:

где F – проводимость эквивалентной системы извлечения диафрагмы.

К_с – коэффициент Клаузиуса, зависящий от отношения высоты к диаметру отверстия в системе извлечения.

Реально b < 0,6, К_с » 0,4 и тогда S » 2,2´10^-3 м³, а F » 0,25 м³/с, следовательно, рабочий расход Q = 0,02 Па´м³/c.

Для реализуемых в самостоятельном контрагированном разряде низкого давления без внешнего магнитного поля условий: отношение плотности электронов n_b, поступающих с катодной стороны контрагирующего отверстия, к плотности плазмы в контрагирующем отверстии n_e не превышает величины n_b/ n_e < 0,1, а тепловая скорость электронов последней v_e = (7–10 эВ), дебаевский радиус v_D £ 0,02 мм, плазменная частота w_pe £ 5´10⁹ Гц.

Полученных данных, с учетом <s_eav_e> » 2´10^-13 м³/с для тепловых электронов и s_еа = 0,9´10^-19 м² для ускоренных на двойном слое, достаточно для определения ограничений на размеры контрагирующего отверстия. По соотношениям (2.2) – (2.9) определяем 3 мм < d < 13 мм, а высота 0,5 мм < h <0,2d² мм.

Проведённый конечный расчет явился основой при разработке источника ионов активных газов. Его основные конструктивные размеры: диаметр полого катода 130 мм, высота 30 мм; диаметр контрагирующего отверстия 6 мм и высота 3 мм; многоапертурная система извлечения прозрачностью 0,45 на диаметре 120 мм.

Основные эксплуатационные параметры: режим работы – непрерывный, род рабочего газа – кислород, аргон, принудительное охлаждение – не обязательно; ток разряда – 0,8 А, напряжение разряда 390 В, расход газа Q = 0,02 м³/с´Па; ток пучка ионов – 75 мА при ускоряющем напряжении 3 кВ, равномерность плотности тока пучка на площади 100 см² составляет 85 % (измерялась на расстоянии превышающем 50 мм от системы извлечения); скорость эрозии стенки контрагирующего отверстия – не выше 0,01 мм/ч.

Схема установки показана на рис. 2.5. Установка включает вакуумную камеру 1 объемом 0,7 м³, которая откачивалась диффузионным насосом до давления не выше 10^-3 Па. Источники ионов кислорода 2 и 5 и источник ионов аргона 3 крепятся снаружи вакуумной камеры 1. Источники ионов 2 и 5 имеют однотипную конструкцию, базирующуюся на использовании двухкаскадного самостоятельного разряда низкого давления с холодным полым катодом в качестве эмиттера ионов. Модель работы источников ионов и расчет их конструкции приведены в разделе 2.2. Отличительной особенностью источников ионов является дополнительная осесимметричная магнитная система 4, установленная в полом катоде источника ионов, возле анода, внутри закрытого корпуса. Магнитная система создает продольное магнитное поле величиною до 20 мТ. Корпус магнитной системы 4 имеет высоту 20 мм, внутренний диаметр 60 мм и внешний диаметр 80 мм. Источник ионов 3 представляет собой модифицированный вариант кауфмановского источника ионов холловского типа с открытым торцом [90]. Источники ионов кислорода 2 и 5 снабжены двухсеточными системами извлечения с диаметром выходного отверстия пучка ионов 120 мм. Источник ионов 2 применяется для нанесения на поверхность обрабатываемого образца слоя полирующего материала, с использованием ионного ассистирования, а источник ионов 5 – для стравливания полученной структуры на глубину, примерно равную двум толщинам осажденного слоя. Обрабатываемые образцы помещаются на вращающемся подложкодержателе 7, который обеспечивает смену образцов и их вращение вокруг оси. Поверхность образцов распыляется пучком ионов источника ионов 5, когда образцы находятся в позиции напротив источника ионов 5. Когда образцы находятся в позиции напротив источника ионов 2, на их поверхность осаждается слой материала мишени 4, распыляемой источником ионов 2.

Установка работает следующим образом. Образцы располагаются на держателях. Обычно используются два или четыре держателя. Затем в вакуумную камеру через источники ионов 2 и 5 в равных количествах подается кислород с общей скоростью натекания до 8 cм³/мин и аргон со

Рис. 2.5. Установка для планаризации поверхностей оксидных материалов ионно-лучевым методом. 1 – вакуумная камера, 2 – источник ионов, 3 – источник ионов с открытым торцом, 4 – мишень, 5 – источник ионов, 6 –держатель подложек

скоростью до 2 cм³/мин через источник ионов 3. Рабочее давление составляет не менее 3´10^-2 Па. Далее нагревается термокатод источника ионов 3 до режима ограничения тока термоэмиссии. После этого на источники ионов 2 и 5 между нижней сеткой системы извлечения и полым катодом, подается высокое напряжение 1000–2000 В, а напряжение 500–600 В подается между анодом и полым катодом. Разрядные камеры источников ионов 2 и 5 оказывается под высоким положительным потенциалом относительно термокатода источника ионов 3, поэтому часть термоэлектронов через отверстия в сетках системы экстракции ускоряются в направлении полого катода и возбуждают разряд в источниках ионов 2 и 5. После этого, для зажигания разряда в источнике ионов 3, между его корпусом и анодом прикладывается напряжение до 120 В. На последнем этапе устанавливаются и согласовываются рабочие режимы источников ионов. Для источника ионов 2 плотность тока пучка ионов составляет 0,5–0,55 мА/см², энергия ионов 1000–1200 эВ, для источника ионов 5 – 0,2–0,3мА/см², 300–400 эВ, для источника ионов 3 – плотность тока пучка 0,3–0,5 мА/см² и энергия ионов 60–80 эВ.

Предварительно проводится нагрев образца до 400°С. Далее происходит ионная очистка поверхности образцов и распыление материала мишени на подвижный экран, который на рис. 2.5 не показан. Затем экран убирается, и начинается процесс ионно-лучевого полирования.

Основные стадии планаризации поверхности ионно-лучевым методом приведены на рис. 2.6. На поверхность I, предварительно облученную ионами кислорода и нагретую до температуры 400°С наносился слой материала, толщина которого равна половине высоты характерных выступов поверхности. При этом благодаря расположению поверхностей образцов под углом 30° относительно мишеней и под углом 50° относительно ассистирующего источника ионов, обеспечивалось выполнение основного условия реализации предложенного метода полирования – превышение в 1,4–1,8 раза скорости заполнения впадин рельефа поверхности относительно скорости осаждения пленки на выступы рельефа.

Для наглядной демонстрации последнего утверждения на рис. 2.7. показан результат осаждения продуктов распыления кварцевой мишени на тестовую структуру, представляющую собой кремниевую пластину (а) с

Рис. 2.6. Схема планаризации. I – исходная поверхность, II – исходная поверхность с нанесенным полирующим слоем, III-IV – ионное распыление полирующего слоя вместе с выступами, V – полученная поверхность после распыления полирующего слоя, VI – поверхность, полученная в результате последовательного выполнения операций осаждения–распыления.

термически выращенным слоем диоксида кремния (б) на которую нанесен слой алюминия (г) толщиной 0,5 мкм через адгезионный подслой (в). Видно, что отношение толщины осажденного на дно канавки слоя SiO_X (д) к толщине слоя SiO_X на верхней ступеньке (е) составляет около 1,8, а боковые стенки канавки лишь со стороны ее дна частично покрыты осажденным материалом (x»2,1 согласно [97]). Здесь, для увеличения достоверности РЭМ-фото, приведен относительно толстый слой SiO_X. Результаты экспериментов находятся также в согласии с общепринятым мнением о том, что ионное ассистирование способствует устранению различий в свойствах осажденных пленок оптических материалов и их массивных аналогов и обеспечивает условия для заполнения распыляемым материалом впадин рельефа поверхности на субмикронном и наноразмерном уровне (см., например, [58, 97]).

Предложенный метод планаризации рельефа поверхности имеет ряд преимуществ перед сглаживанием поверхности при ее длительном распылении ионами кислорода. Скорость распыления поверхности может быть рассчитана по формуле:

При распылении отдельно стоящего на поверхности выступа прямоугольной формы высотой Н и шириной D с его края будут распыляться быстрее. В результате выступ будет "скругляться". В идеальном случае, он примет сферическую форму и после этого начнётся процесс распыления выступа (рис. 2.8). Сглаживание рельефа поверхности в этом случае будет происходить из-за различия скоростей распыления плоской поверхности и сферы, возникающего вследствие разных площадей, и следовательно плотностей тока ионов, на этих поверхностях. Недостатком планаризации поверхности при помощи прямого распыления является то, что

Рис. 2.8. Схематическое изображение эволюции рельефа поверхности при распылении нормально падающим
пучком ионов (слева) и при планаризации рельефа поверхности предложенным способом (справа).

одновременно с выступами распыляются и впадины рельефа поверхности. Поэтому сглаживание поверхности происходит медленно.

При использовании предложенного метода (рис. 2.8) поверхность экранируется слоем осажденного материала, и при распылении выступов, впадины на поверхности распылятся, не будут, в результате чего достигается бóльшее различие в скоростях удаления выступов и впадин, чем в первом случае.

Затем поверхность образца облучалась ионами кислорода для распыления осажденного полирующего слоя вместе с выступами на поверхности, в результате чего получается поверхность, величина характерных выступов на которой уменьшается. Эти операции повторялись несколько раз. Процесс полирования прекращался при выполнении условия:

где <h>_aⁱ – средняя высота выступов полученных после очередного цикла напыление-распыление;

<h>_a^i-1 – средняя высота выступов полученных после предыдущего цикла напыление-распыление.

Скорость распыления оценивалась по интерполяции зависимости “изменение толщины осажденного слоя – время распыления”, полученной для значений времени распыления 10, 15, 20, 25 минут и ее среднее оценочное значение составляло 1,4 нм/мин с точностью до 30% для рассматриваемых случаев. Средняя скорость осаждения продуктов распыления мишеней поддерживалась на уровне значений менее 2 нм/мин и была в несколько раз меньше, чем в [97] благодаря снижению выходных параметров источников ионов 2 и 3.

Серия РЭМ-фото и АСМ-изображений поверхности кварца на рис. 2.9 позволяет наглядно представить эволюцию рельефа при ионно-лучевом полировании предложенным методом. Исходная поверхность кварца предварительно тщательно полировалась механохимическим способом и при ее рассмотрении в РЭМ с увеличением до 20000´ обнаружить особенности рельефа не удается. Однако увеличение РЭМ до 50000´ (рис. 2.9a) и АСМ-изображение (рис. 2.9г) позволяют выявить на поверхности отдельно расположенные продолговатой формы выступы рельефа поверхности с характерной длиной менее 100 нм и высотой менее 4 нм, а также другие более мелкие по площади и менее высокие неоднородности на общем плоском

Рис. 2.9 Финишная ионно-лучевая обработка поверхности кварца (a, б, в – РЭМ-фото, соответственно, исходного, исходного с нанесенным толщиной до 3 нм слоем SiO_X и конечного состояния поверхности кварца, г, д – АСМ-изображения соответственно исходного и конечного состояния поверхности кварца, 1 и 2 – поперечные сечения рельефа поверхности вдоль указанных линий).

фоне. Осаждение слоя толщиной менее 3 нм на исходную поверхность в результате распыления кварцевой мишени приводило к тому, что исходные крупные выступы становились менее выраженными на общем плоском фоне, и они приобретали более правильную округлую форму с характерными размерами менее 60 нм (рис. 2.9б). В результате распыления этой поверхностной структуры на предположительную глубину 6 нм и повторного осаждения–распыления слоев толщиной 3 нм и 1,5 нм с соответствующей глубиной распыления 6 нм и 3 нм, была получена поверхность, на которой увеличение РЭМ даже до 50000´ не позволяет выявить рельефа (рис. 2.9 в), а АСМ-изображение (рис. 2.9 д) указывает на наличие только отдельных острых выступов высотой менее 0,8 нм относительно низшей точки рельефа вдоль линии длиной 1 мкм, проведенной вдоль наиболее неоднородного участка поверхности размерами 2.5×2.5 мкм².

Исходное качество поверхности ситалла после предварительной механо-химической полировки было хуже, чем у кварца (рис. 2.10а). Условно можно выделить три группы поверхностных неоднородностей – редкие, продолговатой формы островки длиной до 100 нм и высотой до 11 нм, крупные области с плавными границами и высотой до 9 нм, занимающие практически всю поверхность в промежутках между которыми находятся многочисленные мелкие, конусообразные выступы высотой до 5 нм. Осаждение слоя толщиной около 5 нм в результате распыления ситалловой мишени приводит к сглаживанию исходного рельефа поверхности и уменьшению максимальной высоты выступов до 7 нм (рис. 2.10б). После последовательного распыления полученной поверхностной структуры на примерную глубину 12 нм, потом двукратного нанесения слоя толщиной до 3 нм и, соответственно, двукратного распыления на глубину около 6 нм, поверхность ситалла приобрела конечный вид (рис. 2.10в), но содержала отдельные редкие выступы максимальной высотой до 5 нм относительно самой низкой точки рельефа вдоль линий длиной до 1 мкм. Предложенная схема полирования не позволила устранить условия для появления этих выступов, но вероятнее всего они обусловлены спецификой технологии изготовления ситалла, а не обработки его поверхности.

Оптическое стекло K-8 является более пластичным и химически активным материалом по сравнению с кварцем и ситаллом, поэтому процесс полирования осуществлялся по более сложной схеме. Неоднородность исходной поверхности K-8 определялась согласно АСМ-изображений царапинами шириной до 100 нм и глубиной до 4 нм (рис. 2.10г).

Рис. 2.10 Планаризация ситалла и стекла К-8: a, б, в – АСМ-изображения, соответственно, исходного, исходного с нанесенной пленкой толщиной около 5 нм и конечного состояния поверхности ситалла; г, д, е – АСМ-изображения, соответственно, исходной поверхности, исходной поверхности после предварительного распыления ионами кислорода, и отполированной по приведенной в тексте схеме поверхности оптического стекла K-8; приведенные поперечные сечения рельефа получены вдоль указанных на соответствующих АСМ–изображениях линий.

Предварительное распыление поверхности ионами кислорода с энергией до 500 эВ с целью очистки поверхности и удаления поверхностного нарушенного слоя приводило к формированию наноразмерных конусов, концентрирующихся в областях пересечения остатков следов царапин (рис. 2.10д). Далее на поверхность в результате распыления мишени, которой служило стекло K-8, наносился тонкий слой, и проводилось распыление полученной структуры на вдвое большую глубину, чем толщина слоя. Повторение последних процессов с осажденными слоями толщиной 4 нм (дважды) и 2 нм (трижды) позволило получить поверхность с максимальной высотой неоднородностей 1,2 нм, не содержащую царапин и отмеченных конусов (рис. 2.10е).

Для напыления ультратонких металлических пленок на отполированные до субнаногладкого уровня подложки использовалась установка, описанная в [24], собранная на базе вакуумного поста установки А 700Q производства "Leybold-Heraeus GmbH" с турбомолекулярным насосом производительностью 1500 л´с^-1. Схема установки показана на рис. 2.11. Вакуумная камера 1 содержит источник ионов 2, для распыления мишеней, устанавливаемых на четырёхпозиционном держателе 3. Конструкция источника ионов описана в разделах 2.2 и 2.3. Отличительной особенностью источника ионов 2 является то, что в двухсеточной системе экстракции ионов соосные отверстия диаметром 3,5 мм равномерно расположены только на центральных площадках размером 40´60 мм². Источник ионов 4 служит для создания ионного потока ассистирующего процессу осаждения плёнок. Плёнки осаждаются на подложки, закреплённые на подвижном подложкодержателе 5. Площадь поверхности каждой подложки не превышает 100 см².

Конструкция источника ионов 4 описана в [90]. В отличие от своего прототипа источник ионов 4 имеет дополнительный термокатод, который включается, если в процессе работы выходит из строя основной термокатод. Дополнительная крышка 7 полукруглой формы закрывала выходное отверстие источника ионов на 40% со стороны источника ионов 2. Это позволяло предотвратить выход в камеру части ионного потока, который не попадал на рабочую подложку.

Рис. 2.11. Установка для получения плёнок методом двойного ионно-лучевого распыления–осаждения. 1 – вакуумная камера; 2 – источник ионов для распыления; 3 – мишень; 4 – источник ионов для ассистирования; 5 – подложкодержатель; 6 – магнитная система; 7 – крышка; 8 – подвижная заслонка.

Расстояние от нижней сетки системы извлечения источника ионов 2 до распыляемой мишени составляло 240 мм. Расстояние от торца источника ионов 4 до подложки не превышало 180 мм. Расстояние между распыляемой мишенью и подложкой устанавливалось в интервале значений от 30 до 60 мм. Угол наклона мишеней к оси источника ионов 2 устанавливался в интервале значений от 45° до 60°. Угол между плоскостями поверхностей мишени и подложки не превышал 30°. Подвижная заслонка 8 защищала поверхность подложки от загрязнений во время установления рабочего режима.

Нижняя сетка системы извлечения источника ионов 2, корпус источника ионов 4, общий вывод термокатодов и остальные компоненты установки были заземлены. Разрядная камера источника ионов 2 находилась под высоким напряжением.

Порядок включения установки следующий. Вакуумная камера откачивается до давления менее 10^-4 Па. Затем в источник ионов 2 напускается аргон со скоростью натекания менее 6 см³´с^-1, а в источник ионов 4 – менее 2 см³´с^-1. Рабочее давление в камере устанавливается не более 3×10^-2 Па. Далее нагревается термокатод источника ионов 4 до режима ограничения тока термоэмисси. После этого на источник ионов 2, между нижней сеткой системы извлечения и полым катодом, подаётся высокое напряжение 1000–2000 В, а напряжение 500–600 В подаётся между анодом и полым катодом. Разрядная камера источника ионов 2 оказывается под высоким положительным потенциалом относительно термокатода источника ионов 4, поэтому часть термоэлектронов через отверстия в сетках системы экстракции ускоряются в направлении полого катода и возбуждают разряд в источнике ионов 2. После этого, для зажигания разряда в источнике ионов 4, между его корпусом и анодом прикладывается напряжение до 120 В. На последнем этапе устанавливаются и согласовываются рабочие режимы источников ионов 2 и 4. Для источника ионов 2 ток разряда составляет 0,6–1 А, напряжение разряда 200–240 В, напряжение между сетками системы извлечения – 1400–1800 В, ток в цепи нижней сетки – до 0,3 А, плотность тока ионного пучка – 0,3–0,6 мА/см². Для источника ионов 4 ток разряда составляет 0,8–1,6 А, напряжение разряда – 60–80 В, средняя энергия ионного потока до 60 эВ, плотность тока – 0,3–0,6 мА/см². После предварительного распыления мишеней кобальта и меди в рабочих режимах в течение 1,5 часа и 0,5 часа соответственно открывается заслонка 8 и начинается собственно процесс осаждения плёнки распыляемого материала на подложку в условиях ионного ассистирования.

Математическое моделирование процесса облучения поверхности кобальта или меди проводилось при помощи программы SRIM 2000. Для построения модели взаимодействия потока ионов с поверхностью в этой программе используется метод Монте-Карло [91]. В рамках этого метода проводилось моделирование движения в среде частиц с заданными энергиями с усреднением результатов по большому количеству частиц. В качестве характеристик среды использовалась масса атомов и энергия связи. Поток ионов характеризовался массой ионов, их энергией и углом падения на поверхность образца. Подобные модели позволяют рассчитывать с достаточной для практического использования точностью профили концентрации имплантированных в различные мишени ионов, а также распределение дефектов, вызванных облучением по глубине мишени. Решение может быть получено в трехмерном виде. К недостаткам метода следует отнести необходимость проведения расчетов с большим количеством частиц, что требует значительного времени для построения модели.

Зависимости коэффициентов распыления кобальта (S) от энергии ионов аргона и гелия показаны на рис. 2.12. Видно, что при энергии ионов гелия менее 100 эВ коэффициент распыления близок к нулю, а для ионов аргона при энергии менее 50 эВ не превышает 0,2 атом/ион. Для меди коэффициенты распыления при энергиях ионов менее 100 эВ близки к значениям, полученным для кобальта. Из-за малых коэффициентов распыления распылением образца можно пренебречь при энергиях ионов гелия ниже 200 эВ и ионов аргона ниже 50 эВ. В большинстве случаев, когда энергия первичного иона во много раз превосходит энергию связи атомов в твердом теле, соударения иона можно рассматривать как парные. Это значит, что энергия и импульс перераспределяются между ионом и атомом так, как будто последний свободен, то есть, не связан с решеткой. Атомы вещества, получая в результате упругих столкновений энергию от первичного иона, смещаются из положений равновесия.

Рис. 2.12. Зависимость коэффициентов распыления кобальта ионами гелия (1) и аргона (2) от энергии ионов.

Максимальная энергия, передаваемая атомам твердого тела при парных столкновениях с ионами, имеющими энергию E и массу m может быть определена по формуле [19]:

где E_max – максимальная энергия, которая может быть передана ускоренными частицами атомам с массой М.

Согласно формуле 2.12 при парных столкновениях ионов аргона с атомами кобальта или меди последним может передаваться 96 % и 94 % от энергии налетающего иона, а в случае ионов гелия – 13 % и 12 % соответственно.

Если энергия, передаваемая атомам твердого, тела превышает пороговую энергию смещения E_d [21], то образование пары Френкеля. Как правило, величина E_d составляет несколько электроновольт и на порядок превышает энергию связи. Последнее обусловлено тем, что для образования устойчивой пары Френкеля выбитый междузельный атом должен быть удален от вакансии на расстояние нескольких периодов атомной решетки. При таком перемещении атом взаимодействует с расположенными вблизи его траектории атомами кристалла. Это требует определенной затраты энергии, зависящей от числа атомов, с которыми взаимодействует движущийся атом. Таким образом, упругие взаимодействия приводят к образованию радиационных дефектов, распределенных по глубине в зависимости от профиля торможения ионов.

Профили распределения дефектов в кобальте при облучении ионами гелия различной энергии показаны на рис. 2.13. Глубина пробега ионов аргона не превышает 0,6 нм, при энергиях, меньше 100 эВ, т.е. при облучении пленки кобальта или меди ионами аргона, вся энергия будет распределяться в поверхностном слое толщиной 2–3 моноатомных слоя. При больших энергиях значительным будет распыление. При облучении пленок толщиной менее 10 нм ионами гелия их энергия будет достаточно равномерно распределяться по всей толщине пленки.

Если энергия, переданная атому при упругом столкновении, оказывается меньше энергии, необходимой для выбивания его из узла, то атом начинает колебаться около положения равновесия, расходуя энергию на нагрев окружающей решетки. В конечном итоге в теплоту переходит и значительная часть энергии, переданной смещенным атомам. В результате электрон-фононных взаимодействий, если нет излучательных переходов, большая

Рис. 2.13. Глубина поврежденного слоя при облучении ионами гелия. 1 – Е=20 эВ, 2 – E=50 еV, 3 – E= 100 эВ, 4 – E= 200 эВ.

часть энергии, растраченная при неупругих столкновениях, также превращается в тепловую энергию. Таким образом, как правило, большая часть всей внесенной ионами в твердое тело энергии превращается в теплоту, что, естественно приводит к нагрев у образца.

Для исследования использовались пленки серебра, золота, а также многослойные пленочные структуры Au/Co/Cu/Au и Au/Cu/Co/Au, осажденные на полированные стеклянные или кварцевые подложки размером 10´10 мм². Для определения скоростей напыления производилось контрольное напыление пленок толщиной от 10 нм до 0,1 мкм. Толщина пленок менее 10 нм определялась при помощи атомно-силового микроскопа по методике, подробно описанной в разделе 2.7. Более – 0,27 мкм при помощи микроинтерферометра МИИ–4. Скорости осаждения рассчитывалась по интерполяции зависимости "толщина осажденного слоя – время распыления", и ее среднее значение составляло 8,4 нм/мин для золота, 13,8 нм/мин для серебра, 9,9 нм/мин для меди и 5,4 нм/мин для кобальта. При напылении пленки нагревались до 150°С. Температура контролировалась хромель-алюмелевой термопарой.

Для изучения влияния ионного облучения на шероховатость границ раздела слоев в двухслойных структурах кобальт–медь и медь–кобальт, были получены как необлученные образцы, так и образцы с облучением межслоевых границ. Для получения последних после напыления слоя одного металла, поверхность образца подвергалась облучению ионами аргона или смесью ионов гелия (более 80 %) и аргона (менее 20 %). Напыление во время облучения прекращалось. Параметры ионного облучения выбирались на основе численного моделирования, выполненного в разделе 2.6. Облучение проводилось ионами с энергией 30–50 эВ и плотностью тока пучка ионов аргона 0,1 мА/см² или ионов гелия 0,05 мА/см².

Набор методов анализа подложек и пленок металлов определялся необходимостью контроля за состоянием, как отдельных участков поверхностных слоев, так и всей пленки в целом.

Для визуального осмотра состояния образцов использовался оптический микроскоп "NU–2" с увеличением до 1000 крат. Для определения толщины металлических пленок более 0,27 мкм использовался микроинтерферометр МИИ–4.

Спектры пропускания пленок в интервале длин волн 290–700 нм измерялись на спектрофотометре "HITACHI–340" с погрешностью не более 0,3%. В качестве поляризатора использовалась призма Глан-Тейлора. Измерение потерь излучения в пленке (коэффициентов поглощения А и рассеяния S) производилось на стенде, включающем He–Ne лазер (l = 632,8 нм), поворотный стол с исследуемыми образцами и систему фотометрического контроля. На основании экспериментально полученных значений коэффициентов пропускания Т и отражения R при падении излучения под углом 45° по формуле:

определялась величина потерь излучения A+S в пленках.

Для изучения морфологии поверхности подложек и пленок, а также для контроля наноразмерной толщины металлических пленок использовался атомно-силовой микроскоп (АСМ) "Фемтоскан–001" (Центр перспективных технологий, МГУ, Москва) с полем сканирования до 5´5 мкм², работающий в контактном режиме с использованием кремниевых кантилеверов, имеющих радиус закругления острия 10 нм, угол расхождения конуса 20° и длину 50 мкм, изготовленных фирмой MicroMash. К основным достоинствам АСМ можно отнести возможность получения с высоким разрешением (вплоть до атомного) трехмерного изображения поверхности, а также возможность проводить исследования в атмосферных условиях. Также следует отметить относительную компактность микроскопа, низкое энергопотребление, сравнительную простоту [92].

Из тех параметров, которые можно получить при исследовании поверхности при помощи АСМ в данной работе для характеристики образцов использовались размах высот – расстояние между линией выступов и линией впадин профиля и среднеквадратическая шероховатость S_q, которая рассчитывается по формуле [93]:

Для изучения поверхностей подложек и определения толщины оксидных пленок толщиной от сотен ангстрем использовались растровые электронные микроскопы (РЭМ) Nanolab–7 (Англия) и S-806 (Япония), позволяющие проводить анализ поверхностей с разрешением от 7 до 20 нм. Анализ состава осаждаемых оксидных слоев проводился электронно-зондовым методом при помощи энергетического рентгеновского спектрометра микроскопа Nanolab–7, позволяющего определять состав поверхностных слоёв на глубину 0,1 мкм с разрешением около 10 нм [94].

Электропроводность пленок определялась по стандартной двух- и четырех зондовой методике [67] при помощи цифрового прибора измерения удельного поверхностного сопротивления ИУС–3 и вольтметра Щ300.

Толщина является основным параметром пленок. Однако, существующие методы, применяющиеся для определения толщины относительно толстых пленок, не подходят для измерения толщины ультратонких пленок, толщиной несколько нанометров. В связи с этим была предложена оригинальная методика определения толщины при помощи атомно-силового микроскопа [78]. Для этого поверхность стеклянной пластинки распылялась пучком ионов кислорода с плотностью тока 0,4 мА/см² и энергией 0,6 кэВ, что приводило к образованию крупных поверхностных пор в результате вскрытия пузырей, содержащихся в стекле (рис. 2.14). Поры имели разные поперечные размеры, а треугольная форма больших и глубоких пор возникала вследствие использования при сканировании кантилевера пирамидальной формы [95]. Участки поверхности, свободные от пор, после распыления являются существенно более гладкими, чем исходная поверхность (см. сечение вдоль линии 2 на рис. 2.14), где размах высот не превышает 3 нм на пути длиной более 1,5 мкм. Далее, на обработанную таким образом поверхность стекла наносилась пленка металла под углом падения потока напыляемого материала 20–30° относительно нормали к поверхности подложки. Согласно АСМ-изображения (рис. 2.15) и сечения рельефа относительно мишени

Рис. 2.14 АСМ-изображения пористой поверхности стеклянной подложки после ионно-лучевого распыления кислородом и сечения рельефа поверхности, построенные вдоль соответствующих линий.

Рис. 2.15. АСМ-изображение пористой поверхности подложки вместе с анализируемой пленкой золота и сечения рельефа поверхности, построенные вдоль соответствующих линий.

в данном случае он составлял 30º. Ступеньки на сечении рельефа между границей кромка поры – пленка и поверхность фиксируются для пор разных размеров, причем значения высоты ступенек мало отличаются друг от друга и равны примерно 4 нм, если сечения проведены вдоль параллельных направлений. Ступеньки имеют максимальную ширину вдоль линии 1 (рис. 2.15) граница раздела кромка поры (или пузыря) – пленка отчетливо видна для разных пор на рис. 2.15. Сравнение рис. 2.14 и рис. 2.15 показывает, что поры на рис. 2.14 имеют более симметричный вид, чем на рис. 2.15, не зависящий от выбора направления сканирования зонда микроскопа. Дополнительные ступеньки на сечении рельефа в окрестности пор на рис. 2.15 по сравнению с рис. 2.15 появились в результате осаждения пленки золота. Размеры ступенек существенно больше характерных размеров шероховатостей на свободных от пор участках поверхностей осажденной пленки и подложки. Высота ступенек составляет 3,6±0,5 нм и мало зависит от направления линии, вдоль которой проведено сечение рельефа поверхности в окрестности пор. Ширина ступенек, наоборот, зависит от направления линии. На рис. 2.15 наиболее широкие ступеньки наблюдаются вдоль направления, задаваемого углом между линиями 1 и 2. Отмеченные факты позволяют предположить, что ширина ступенек зависит от направления падения потока распыляемого материала, определяемого ориентацией подложки относительно мишени, а высота ступенек соответствует толщине пленки. Ассимметрия расположения пленки вокруг пор образуется из-за осаждения потока золота под углом, задаваемым расположением подложки области кромки поры, совпадающей с направлением падения потока золота, которое на рис. 2.15 определяется линией 1. Для примера на рис. 2.15 показано сечение рельефа вдоль линии 2, проведенной под небольшим углом относительно линии 1. Здесь высота ступеньки составляет чуть больше 3,5 нм, а ширина ступеньки меньше, чем на сечении вдоль линии 1 и отражает тот факт, что сечение было проведено не вдоль направления осаждения пленки. Следовательно, по высоте ступенек можно оценить толщину пленки, которая в этом случае составляет примерно 4 нм. Точность оценки толщины пленки по высоте ступеньки зависит, прежде всего, от формы кромки поры, шероховатости поверхности подложки и шероховатости поверхности пленки [91]. Толщина слоёв бислойных пленок оценивалась по похожей методике [96]. В этом случае использовались две мишени, при этом вторая устанавливалась под углом на 10–15° больше, чем первая. АСМ-изображение полученной таким образом бислойной пленки никель–золото представлено на рис. 2.16. Рост толщины пленочной структуры

Рис. 2.16 АСМ-изображение пористой поверхности вместе с бислойной пленкой никель–золото и сечения рельефа поверхности, построенные вдоль соответствующих линий.

отражался на более асимметричном виде пор по сравнению с рис. 2.14 и 2.15. Кроме того, на сечениях пор вдоль прямых 1–3 на рис. 2.16 присутствуют теперь две ступеньки общей высотой до 21 нм. Верхняя ступенька имеет максимальную высоту 15,1 нм вдоль линии 4 и минимальную высоту 12,2 нм, вдоль линии 2. Высота нижней ступеньки составляет от 6,4 до 7,1 нм. Сечение более мелкой поры вдоль линии 4 имеет только одну ступеньку предположительно из-за частичного заполнения мелких пор в процессе осаждения более толстых пленок. Анализ АСМ-изображения на рис. 2.16 позволяет сделать оценку толщины бислойной структуры. Суммарная толщина бислойной структуры не превышает 22 нм, толщина верхней пленки золота составляет от 12 до 14 нм, нижний слой никеля имеет толщину от 5 до 7 нм.

Следует отметить, что форма и разрешение ступенек определяется, прежде всего, углом между направлениями падения потока материала верхнего и нижнего слоев на подложку. Однако при анализе бислойной структуры материал верхнего слоя частично экранирует ступеньку от нижнего слоя на сечении поры. Эта дополнительная погрешность результата измерений может быть оценена при помощи анализа сечения вдоль разных направлений для бислойных структур различной толщины. Однако, начиная с трехслойной структуры, верхний слой частично экранирует границы уже нескольких нижних слоев, из-за чего возникают проблемы с идентификацией положения границ слоев, если пользоваться только сечением рельефа пор.

1. Проведен физико-технический расчёт плазменного эмиттера. Не его основе разработан источник ионов, которым были укомплектованы ионно-лучевая установка для субнаногладкой планаризации поверхностей подложек и установка для получения ультратонких пленок методом двойного ионно-лучевого распыления–осаждения.

2. Разработана ионно-лучевая методика финишной обработки поверхностей оксидных материалов, позволяющая получать субнаногладкие подложки со средней высотой характерных выступов на поверхности менее нанометра на площади до 100 см², заключающаяся в преимущественном осаждении во впадины исходного рельефа поверхности слоя наноразмерной толщины посредством распыления ионами кислорода мишени из одинакового с образцом материала и ионного ассистирования процесса осаждения; в распылении полученной поверхностной структуры на глубину примерно равную двум толщинам осажденного слоя при помощи нормально падающего низкоэнергетического пучка ионов кислорода; в повторении циклов “осаждение-распыление” с постепенным уменьшением толщины осаждаемого слоя до приобретения поверхностью конечного состояния.

3. На полученных субнаногладких подложках методом ионно-лучевого осаждения в высоком вакууме получены ультратонкие пленки золота толщиной до 8 нм, серебра толщиной от 10 нм до 20 нм и многослойные пленочные структуры золото–кобальт–медь–золото и золото–медь–кобальт–золото общей толщиной менее 40 нм.

4. Показано, что для непосредственного определения толщины предпочтение может быть отдано методике, заключающейся в осаждении пленки на пористую, с гладкими участками между порами стеклянную подложку при наклонном угле падения потока напыляемого материала. При осаждении бислойных пленок вторая мишень устанавливалась под углом, на 10…15° больше относительно подложки, чем первая. На АСМ-изображениях поверхности таких пленок отчетливо фиксируется положение границ кромка поры – пленка, и верхний слой пленки – нижний слой пленки, что даёт возможность оценить толщину пленки в целом, и каждого слоя в отдельности по высотам ступенек между кромкой поры и поверхностями слоев пленки на поперечном сечении рельефа поверхности.

5. Сведения о состоянии границы раздела слоев в многослойной структуре могут быть получены при помощи оптической, растровой электронной, атомно-силовой микроскопий, спектроскопии и измерения электрофизических параметров. Для дополнительного воздействия на границу раздела можно использовать облучение ионами легких и тяжелых газов.

Получение пленок методом ионно-лучевого распыления–осаждения происходит при давлении ≤10^-2 Па. При таком давлении взаимодействие потока осаждаемого материала с остаточной атмосферой может оказывать влияние на свойства получаемых пленок. Поэтому схема исследования свойств ультратонких металлических пленок в этой главе построена следующим образом: сначала рассматривается формирование пленок золота – благородного металла, не взаимодействующего с большинством вакуумных материалов и не образующего оксидов. Далее будут рассмотрены пленки серебра, которое является благородным металлом, но способно образовывать оксиды на поверхности. В конце главы будут рассмотрены сложности получения ультратонких пленок переходных металлов методом ионно-лучевого распыления–осаждения на примере кобальта и меди.

При осаждении пленок рельеф поверхности подложки, особенно такие параметры, как среднеквадратическая шероховатость и размах высот играют определяющую роль на начальных стадиях роста и при получении ультратонких пленок. Поэтому при осаждении пленок необходимо контролировать качество поверхности подложки. АСМ-изображение поверхности кварцевой подложки, применявшейся для осаждения пленок золота, показано на рис. 3.1. Поверхность подложки является гладкой, причем размах высот на характерном рельефе поверхности длиной до 1 мкм не превышает 3 нм (вдоль линии на рис. 3.1), а среднеквадратическая шероховатость составляет менее 1 нм. На рис. 3.2 приведены характерные АСМ-изображения пленок золота толщиной 0,4 нм (рис. 3.2 а) и 5,4 нм (рис. 3.2 б), полученных распылением с использованием ионов аргона. Согласно АСМ-изображений, приведенных на рис. 3.2, и результатов измерений поверхностного сопротивления, приведенных на рис. 3.3, свойства пленок, расчетная толщина которых составляет менее 1 нм, сильно отличаются от свойств более толстых образцов. Эти пленки (рис. 3.2 а) обладают высоким поверхностным сопротивлением, которое экспоненциально падает с ростом толщины пленки, а их поверхность характеризуется высокой среднеквадратической шероховатостью (более 3 нм) и размахом высот на характерном сечении рельефа поверхности,

Рис. 3.1. АСМ-изображение поверхности кварцевой подложки, использовавшейся для осаждения пленок золота.

Рис. 3.2. АСМ-изображения пленок золота толщиной 0,4 нм (а) и 5,4 нм (б).

Рис. 3.3. Зависимость значений поверхностного сопротивления и пропускания света (l = 400 нм) от толщины ультратонких пленок золота, напыленных с использованием ионов аргона.

в несколько раз превышающем размах высот на характерном сечении рельефа поверхности подложки. Это позволяет предположить, что пленки такой толщины являются несплошными, а состоят из гранул с поперечными размерами около 50 нм и высотой до 6 нм, хаотически расположенных на поверхности подложки (рис. 3.2а). Поверхность более толстых образцов (рис. 3.2б) характеризуется значениями среднеквадратической шероховатости (менее 1 нм) и размаха высот, близкими к параметрам подложки, и слабо изменяются с дальнейшим ростом толщины пленок. Поверхностное сопротивление этих пленок уменьшается до 5 Ом/o с увеличением толщины до 4 нм, а оптическое пропускание составляет более 40 % (рис. 3.3). Пропускание света уменьшается с ростом толщины пленок, причем происходит это в основном за счет увеличения поглощения света. Так, для пленок толщиной 4 нм пропускание составляет 46 %, а поглощение 21 %. Слабая зависимость значения среднеквадратической шероховатости поверхности и размаха высот от толщины пленки говорит о том, что после образования на поверхности подложки сплошного слоя золота начинается равномерный рост пленки по толщине и происходит формирование структуры с гладкими границами, рельеф которых повторяет рельеф поверхности подложки, что видно из сравнения рис. 3.1 и рис. 3.2б.

При анализе зависимости поверхностного сопротивления и пропускания света от толщины пленок золота на кривых зависимости можно выделить 3 участка (рис. 3.3). На 1-м участке, для пленок толщиной менее 1,8 нм поверхностное сопротивление уменьшается от бесконечности до значения ~20 Ом/o, коэффициент пропускания при этом несколько уменьшается, а островки, которые видны на АСМ-изображении поверхности пленки, сливаются, пленка становится сплошной. На 2-м участке пленки сплошные, их поверхностное сопротивление уменьшается по нелинейному закону, но более медленно, чем у пленок толщиной менее 1,8 нм. На 3-м участке кривой, для пленок толщиной более 4 нм поверхностное сопротивление медленно падает с ростом толщины по линейному закону, а коэффициент пропускания резко уменьшается. Свойства пленок приближаются к свойствам массивного материала.

Использование ионов кислорода для напыления пленок золота позволяет получать образцы ультратонких пленок, величина поверхностного сопротивления и спектры пропускания которых близки к значениям для образцов такой же толщины, но полученных распылением ионами аргона.

Однако в близких экспериментальных условиях (одинаковых значениях давления, плотности тока пучка ионов и их энергий) скорость осаждения пленок при использовании кислорода в качестве рабочего газа примерно в 2 раза ниже, чем при использовании аргона. Морфология поверхности пленок, полученных в случае использования кислорода, мало отличалась от поверхности образцов, полученных с использованием аргона, но неоднородности рельефа поверхности приобретали более гладкие формы, а среднеквадратичная шероховатость имела несколько меньшую величину.

Для объяснения причины примерно в два раза меньшей скорости осаждения пленки золота при использовании ионов кислорода по сравнению с применением для распыления ионов аргона можно воспользоваться известными представлениями о взаимодействии молекулярных ионов О₂⁺ с поверхностью мишени [99]. Считается, что при столкновении с мишенью молекула распадается на два атома, а начальная энергия распределяется поровну между атомами. В использованном источнике ионов кислорода доля ионов О₂⁺ составляет более 60 %, а доля ионов О⁺ – более 25 % [89]. Поэтому суммарный вклад энергии в процессы распыления от пучка ионов кислорода более, чем на 30 % меньше, чем при использовании ионов аргона при прочих равных условиях и с учетом того, что масса атома кислорода в 2,5 раза меньше массы атома аргона. Спектры пропускания света с длиной волны от 290 до 550 нм для пленок золота толщиной до 5 нм, напыленных с использованием ионов аргона или кислорода, приведены на рис. 3.4. Видно, что значение пропускания света определяется толщиной пленки, а не типом ионов, применявшихся для распыления мишени. Причем пленки толщиной от 2 до 4 нм обладают прозрачностью более 40% и одновременно являются сплошными с поверхностным сопротивлением от 20 Ом/o до 5 Ом/o.

Полученные данные о независимости свойств пленок золота от типа применявшихся для распыления ионов позволяют предположить, что определяющую роль при неизменности параметров таких параметров осаждения, как давление, плотность тока ионного пучка, энергия ионов, играет состояние поверхности подложки. Рис. 3.5 позволяет сопоставить рельеф поверхности подложки (рис. 3.5а) с рельефом поверхности пленок золота различной толщины (рис. 3.5 б–г). Из сопоставления вытекает, что наиболее критическим местом для образования разрывов являются места совпадения выступов рельефа подложки со впадинами на поверхности пленки. Можно отметить, что с увеличением толщины пленки шероховатость ее поверхности убывает или остается неизменной. Если предположить, что

Рис. 3.4. Спектры пропускания пленок золота, осажденных с использованием ионов кислорода (1, 4) и ионов аргона (2, 3, 5), для кривой 1 – расчетная толщина пленки 0,3 нм, 2 – расчетная толщина 0,4 нм, 3 толщина пленки – 3,6 нм, 4 толщина пленки – 4 нм, 5 толщина пленки – 4,8 нм.

окрестность области совпадения выступов рельефа подложки со впадинами на поверхности пленки не оказывает критического влияния на такие свойства, как пропускание света, электропроводность, плотность, то расстояние между выступом на подложке и впадиной на пленки должно быть сравнимо со средней толщиной пленки. Анализируя совокупность рельефов поверхности подложки и пленок золота различной толщины, полученных методом АСМ последнее условие можно выразить неравенством:

где: a_s – максимальный размах высот на характерном сечении рельефа поверхности подложки,

a_f – максимальный размах высот на характерном сечении рельефа поверхности пленки,

которое, не претендуя на строгость выполнения, обеспечивает условия сплошности пленки и однородности ее свойств по поверхности независимо от величины впадин и выступов на поверхности подложки на начальных стадиях роста пленки. Неравенство 3.1 может использоваться как критерий образования сплошной ультратонкой пленки при осаждении методом ионно-лучевого распыления–осаждения на подложке с реальным рельефом. Так, для рис. 3.5б a_s = 0,6 нм, a_f = 8 нм, что превышает рассчитанное по времени осаждения значение толщины пленки h = 0,4 нм. Пленка не сплошная, что подтверждается данными АСМ и отсутствием электропроводности. Для рис. 3.5б a_s = 0,6 нм, a_f = 0,6 нм, h = 3,8 нм, пленка в соответствии с неравенством 3.1 должна быть сплошной, что подтверждается данными АСМ и измерением электропроводности.

Рис. 3.5. АСМ-изображения поверхности подожки (а) пленки золота расчетной толщиной 0,4 нм (б), толщиной 3,8 нм (в) и 5,4 нм (г).

Как известно, серебро является химически более активным металлом, чем золото. На его поверхности, на воздухе образуется слой оксида, который практически не влияет на физические свойства серебра в массивном состоянии, но может оказывать сильное влияние на свойства ультратонких серебряных пленок.

Для осаждения пленок серебра использовались субнаногладкие подложки из оптического стекла К–8, АСМ-изображение поверхности которых показано на рис. 2.14e. Пленки серебра после осаждения имеют также однородную и гладкую поверхность (рис. 3.6), причем размах высот на характерном рельефе поверхности длиной до 4 мкм не превышает 1 нм (вдоль линии на рис. 3.6), а среднеквадратическая шероховатость составляет менее 1 нм. Толщина пленок определялась по методике, описанной в разделе 2.9. На рис. 3.7 представлены зависимости поверхностного сопротивления s, коэффициента пропускания Т и отражения R от толщины пленки. Кривые указывают на корреляцию между значениями поверхностного сопротивления и оптических коэффициентов. Для пленок серебра, так же как и для золота на кривых можно выделить три участка: 1-й пленки толщиной менее 12 нм, 2-й пленки толщиной от 12 до 18 нм, и 3-й для пленок толщиной более 18 нм. Для пленок толщиной от 12 нм до 18 нм поверхностное сопротивление убывает от значения 7 Ом/o до 3,5 Ом/o по нелинейному закону, но более медленно, чем у пленок толщиной менее 12 нм. Коэффициент пропускания Т несколько уменьшается, а коэффициент отражения R несколько увеличивается по мере роста толщины пленок от 12 до 18 нм так, что T+R³0,9, a T»R с точностью до 0,1, что отличается от поведения пленок золота, где пропускание света падает за счет роста поглощения и отражения. Пленки толщиной более 18 нм характеризуются линейным убыванием поверхностного сопротивления, резким ростом коэффициентов отражения и поглощения света по мере увеличения толщины. Поверхности пленок серебра толщиной от 12 до 18 нм и свыше 18 нм согласно АСМ-изображений мало отличаются друг от друга. Сравнение АСМ-изображений подложки, пленок серебра толщиной 20 нм (рис. 2.9д, и 3.5, соответственно) показывает, что сумма максимального размаха высот на границах раздела пленка-подложка составляет менее 3 нм или менее 0,25 от средней толщины для пленок толщиной более 12 нм. Следовательно, границы этих пленок в хорошем приближении являются плоскопараллельными. Особенности

Рис. 3.6. АСМ-изображение поверхности пленки серебра толщиной 20 нм.

поведения поверхностного сопротивления и оптических коэффициентов пленок толщиной менее 18 нм можно объяснить влиянием размерных эффектов, обусловленных сравнимостью толщины пленок с длиной свободного пробега электронов проводимости и более частым рассеянием последних на границах раздела [5]. Более толстые пленки по свойствам постепенно приближаются к своему массивному аналогу. Однако резкий рост поверхностного сопротивления и коэффициентов пропускания света в пленках серебра толщиной менее 12 нм обусловлен, скорее всего, влиянием морфологии границ раздела, а не толщины. Действительно, морфология поверхности пленки серебра толщиной 10 нм, согласно АСМ-изображения (рис. 3.8) отличается от более толстых наличием определенного числа глубоких проколов, поперечные размеры которых увеличиваются со временем. Проколы образуются во впадинах рельефа поверхности, причем не самых глубоких (см. характерные сечения на рис. 3.8). Это позволяет предположить, что причиной образования проколов является совпадение впадин границы пленка–поверхность и выступов границы раздела пленка–подложка. Учтем также наличие слоя естественного окисла толщиной 2–4 нм на поверхности серебра [13]. В области совпадения впадин над выступами слой естественного окисла может прорастать быстрее и на большую толщину пленки аналогично рассмотренного в [100] модифицированного механизма низкотемпературного окисления Кабреры–Мотта на шероховатых поверхностях наноразмерных металлических слоев. В результате в сплошной пленке серебра в локальных местах минимальной толщины формируется слой естественного окисла максимальной толщины, где и происходит разрыв пленки из-за разницы в механических свойствах серебра и его оксида. Косвенным подтверждением этого механизма является более темный цвет колец по границе проколов на общем фиолетово – голубом фоне и увеличение размеров проколов с течением времени, которое можно наблюдать визуально.

Если проанализировать совокупность рельефов подложки и пленок серебра различной толщины (рис. 3.9), то видно, что неравенство 3.1, являющееся условием сплошности пленок золота, не выполняется для пленок серебра. Связано это, по-видимому, с образованием на поверхности серебра слоя окисла, толщиной около 2 нм [13]. С учетом этого:

Рис. 3.7 Зависимость поверхностного сопротивления (ρ), коэффициентов пропускания (Т) и отражения (R) света (с l=632,8 нм) от толщины пленки серебра.

Рис. 3.8. АСМ-изображение участка поверхности пленки серебра толщиной 10 нм и сечения рельефа поверхности вдоль линий. Стрелками показаны места некоторых проколов.

Рис. 3.9 АСМ-изображения поверхности подожки (а) пленки серебра толщиной 10 нм (б), толщиной 20 нм (в).

где a_s – максимальный размах высот на характерном сечении рельефа поверхности подложки,

a_f – максимальный размах высот на характерном сечении рельефа поверхности пленки,

d»2 нм – постоянная величина, определяемая толщиной слоя естественного окисла на поверхности серебра.

Если неравенство 3.1 выполняется, то пленка серебра является сплошной, однородной и не содержит проколов. Для данного случая a_s£1 нм, а_f1нм, поэтому h³12 нм.

Тонкие пленки серебра, не содержащие проколов и не подверженные быстрой деградации на атмосфере, представляют интерес с практической точки зрения использования оптических свойств в светоделителях сложных оптических приборов. Рис. 3.10 демонстрирует светоделительные свойства пленки серебра толщиной 16 нм. После осаждения металла образец был выдержан более 100 часов на атмосфере. На рис. 3.10 приведены спектры пропускания поляризованного в плоскости падения Т_р и в перпендикулярной плоскости падения Т_s света, падающего под углом 45° к поверхности пленки. Видно, что T_p»T_s и T_p+T_s³0,8 с точностью до 0,1 в интервале длин волн от 0,45 мкм до 0,65 мкм.

Ультратонкие пленки меди и кобальта в указанных экспериментальных условиях получены со значительным разбросом свойств при незначительном изменении параметров осаждения независимо от типа и качества подложек. Поверхностное сопротивление ультратонких пленок кобальта возрастало в единицы – десятки раз при хранении пленок в вакууме при давлении 10^-1–10^-2 Па. При извлечении из вакуумной камеры пленки изменяли цвет в течение 10–15 минут. У пленок меди этот процесс происходит медленнее, но тем не менее, при хранении в лабораторных условиях в течение 10 дней наблюдается рост сопротивления в несколько раз и происходило изменение цвета поверхности. Эти результаты могут быть интерпретированы на основании общепризнанного механизма низкотемпературного окисления тонких пленок Кабреры–Мотта [100]. Этот механизм предполагает, что адсорбированный на поверхности слоя оксида (который очень быстро образуется на металлической поверхности)

Рис. 3.10. Спектры пропускания пленки серебра толщиной 16 нм поляризованного в плоскости падения (Т_р) и в плоскости, перпендикулярной плоскости падения (Т_s) света, угол падения которого 45°.

кислород захватывает электрон из металлического слоя. Электрон проходит через оксид из-за наличия дефектов структуры. В результате создается электрическое поле (Е) направленное перпендикулярно к оксидному слою. Ионы металла, присутствующие на границе раздела металл–оксид в местах отсутствия компенсации заряда (например, края пленки или проколы) могут перемещаться на поверхность и уменьшать, таким образом, ее отрицательный заряд. Далее, адсорбирующийся кислород захватывает другие электроны и окисление продолжается. Схематически этот процесс показан на рис. 3.11. Вероятность перемещения иона с границы раздела металл–оксид в следующее свободное положение можно определить по формуле:

W – потенциальный барьер, который необходимо преодолеть иону для перемещения из положения на границе металл–оксид на поверхность,

Е – величина напряженности электрического поля,

2a – расстояние между ионом и первым вакантным положением.

Скорость окисления, зависящая от толщины слоя окисла и времени, пропорциональна этой вероятности. Из предложенной модели окисления следует, что существует предельная толщина окисленного слоя на поверхности металла. Рост толщины оксидного слоя затрудняет перемещение ионов металла через него. К тому же, создаваемое электрическое поле уменьшается с ростом толщины окисленного слоя.

В [100] также отмечается, что при увеличении толщины окисленного слоя уменьшается среднеквадратическая шероховатость поверхности. Это обусловлено тем, что наибольшая вероятность выхода ионов на поверхность в местах совпадения впадин рельефа поверхности оксида и выступов поверхности металла. Здесь наиболее тонкий оксидный слой и наиболее сильное электрическое поле. Уменьшение среднеквадратической шероховатости при образовании на поверхности оксидного слоя толщиной x можно оценить по формуле:

Рис. 3.11 Схематическое изображение процесса сглаживания поверхности пленки при низкотемпературном окислении металлических пленок по механизму Кабреры-Мотта.

где σ – шероховатость поверхности при толщине окисленного слоя x,

σ₁ – наименее возможная шероховатость поверхности, зависящая от температуры, давления кислорода, материала и т.д.

С и х₀ – взаимосвязанные геометрические параметры, определяемые различной энергией, необходимой для перемещения иона по гладкой и шероховатой поверхности.

Сглаживанием поверхности в результате окисления можно объяснить тот факт, что пленки серебра получаются более гладкими, чем золота.

Окисление пленок активных металлов можно предотвратить, если их поверхность защищать слоем химически инертного материала, препятствующего окислению пленки кислородом воздуха. На поверхность подложки, состоящей из оксидов, также необходимо наносить слой инертного материала, чтобы предотвратить окисление нижней границы пленки диффундирующим из подложки кислородом. В качестве такого материала в данной работе использовалось золото, которое может быть получено в виде сплошных ультратонких слоев, которые, как установлено в разделе 3.1, изоморфно покрывают рельеф подложки. Использование золота в качестве материала буферного и защитного слоев позволяет получать также ультратонкие пленки и химически более активных, чем медь металлов, например кобальта.

1. Методом ионно-лучевого распыления кислородом и аргоном получены ультратонкие пленки золота. Установлено, что морфология поверхности, оптические и электрические свойства золотых пленок не зависят от типа ионов, применявшихся для распыления. Показано, что пленки толщиной менее 1 нм не являются сплошными, а состоят из отдельных гранул, хаотически расположенных на поверхности подложки и электрически плохо связанных друг с другом. Пленки толщиной от 2 нм до 5 нм являются сплошными, обладают высокой прозрачностью и представляют интерес как прозрачные омические контакты к светоизлучающим структурам на основе p-GaN.

2. Методом ионно-лучевого распыления ионами аргона получены пленки серебра толщиной от 5 нм до более чем 20 нм. Показано, что пленки толщиной менее 12 нм содержат проколы, размеры которых увеличиваются с течением времени. Пленки толщиной от 12 до 18 нм не содержат проколов и обладают свойством полупрозрачности в диапазоне длин волн от 0,45 нм до 0,65 нм, что представляется перспективным для использования их в светоделителях оптических приборов. Свойства более толстых пленок приближаются к свойствам массивного материала.

3. Показана невозможность получения ультратонких пленок меди в данных экспериментальных условиях вследствие высокой химической активности меди и ее окисления по механизму низкотемпературного окисления тонких пленок Кабреры–Мотта.

Для предотвращения окисления кобальта и меди структуры кобальт-медь необходимо защищать слоем инертного материала сверху (для защиты от окисления кислородом воздуха) и снизу (для защиты от окисления кислородом, входящим в состав оксидной подложки). Для исследования морфологии поверхности необходимо также, чтобы этот материал вносил минимальную шероховатость как на поверхность подложки, так и структуры в целом. В качестве такого материала использовалось золото, ультратонкие пленки которого толщиной 5 нм и более имеют поверхность, рельеф которой повторяет рельеф подложки [101]. В едином вакуумном цикле с золотом далее осаждались слои кобальта и меди в прямой и обратной последовательности. Структуры Au/Co/Cu/Au и Au/Cu/Co/Au были получены на подложках из стекла К-8, отполированного методом последовательного ионно-лучевого осаждения–распыления.

Структуры золото (буферный слой, 20 нм) – медь (х нм) – кобальт (у нм) – золото (верхний слой, 10 нм), где x+y»6 нм, (рис. 4.1) имели поверхностное сопротивление более 7 Ом/o. Было установлено, что наибольший прирост сопротивления происходил при осаждении слоя кобальта. Пленочные структуры золото (20 нм) – кобальт (y нм) – медь (x нм) – золото (10 нм), где x+y»6 нм имели (рис. 4.2) поверхностное сопротивление от 4,5 Ом/o до 7 Ом/o при варьировании толщины слоя меди от 4 до 2 нм. Поверхность структур золото (буферный слой, 20 нм) – медь (х нм) – кобальт (у нм) – золото (верхний слой, 10 нм), где x+y»6 нм более шероховатая. Высота характерных выступов около 7 нм и поперечные размеры – 30 нм.

Полученные результаты не противоречат существующим представлениям об особенностях осаждения тонких пленок металлов. Так, в работе [13] отмечается, что применение золота в качестве материала буферного слоя позволяет избежать образования естественного окисла на нижней границе осаждаемого далее металла и что при осаждении многослойной структуры на поверхность золота следует наносить в первую очередь наиболее химически активный металл (в нашем случае кобальт).

Рис. 4.1 АСМ-изображения поверхности подложки (а), пленки золота толщиной 20 нм (б), схематическое изображение многослойной структуры Au/Cu/Co/Au (в) и АСМ-изображение ее поверхности.

Рис. 4.2 АСМ-изображения поверхности подложки (а), пленки золота толщиной 20 нм (б), схематическое изображение многослойной структуры Au/Co/Cu/Au (в) и АСМ-изображение ее поверхности.

Для воздействия на границу раздела кобальт–медь и медь–кобальт, поверхность кобальта сразу после нанесения, в едином вакуумном цикле, облучалась потоком низкоэнергетических ионов аргона. Энергия ионов в потоке не превышала 100 эВ, причем более 80% ионов имели энергию менее 30 эВ. Это позволило, согласно [71], пренебрегать распылением поверхности образца. Глубина пробега ионов, по данным SRIM не превышала 0,6 нм, т.е. воздействие оказывалось только на верхние монослои атомов. Для воздействия на всю толщину слоя поверхность облучалась ионами гелия, глубина пробега которых превышает толщину слоя кобальта или меди, а энергия, выделяющаяся при торможении, распределяется по всей глубине слоя. При использовании гелия, исходя из оценок парциальных давлений гелия и аргона и особенностей процесса ионизации, предполагалось, что доля ионов гелия в низкоэнергетическом ионном потоке превышает 80%, а в потоке ионов для распыления составляет менее 20%. Полученная структура защищалась слоем золота толщиной менее 10 нм.

Пленочные структуры золото (20 нм) – кобальт (y нм) – медь (х нм) – золото (10 нм), где x+y»6 нм и поверхность кобальта перед осаждением слоя меди подвергалась дополнительному облучению потоком низкоэнергетических ионов в течение 20–30 с, имели поверхностное сопротивление несколько ниже, чем структуры с аналогичной толщиной слоев кобальта и меди, но полученные без дополнительного облучения. АСМ-изображения пленочных структур золото (20 нм) – кобальт (2 нм) – медь (4 нм) – золото (10 нм), полученных с облучением поверхности кобальта потоком ионов аргона (рис. 4.3) и с облучением поверхности кобальта потоком ионов гелия и аргона (рис. 4.4). Видно, что морфология поверхности изменяется при облучении. Поверхность пленочной структуры, полученной без дополнительного облучения на рис. 4.2 состоит из относительно крупных неоднородностей. Поверхность пленочной структуры, полученной с облучением ионами аргона (рис. 4.3), имеет наиболее гладкий вид. Морфология поверхности структуры, полученной с облучением границы раздела кобальт-медь ионами гелия и аргона (рис. 4.4) имеет промежуточный вид. Неоднородности на поверхности характеризуются более плавными формами и размытыми границами по сравнению с неоднородностями на рис. 4.2. Однако условия осаждения представленных структур отличаются только

Рис. 4.3 АСМ-изображения поверхности подложки (а), пленки золота толщиной 20 нм (б), схематическое изображение многослойной структуры Au/Cо/Cu/Au с границей раздела Co/Cu, облученной ионами аргона (в) и АСМ-изображение ее поверхности.

Рис. 4.4 АСМ-изображения поверхности подложки (а), пленки золота толщиной 20 нм (б), схематическое изображение многослойной структуры Au/Cо/Cu/Au с границей раздела Co/Cu, облученной ионами аргона и гелия (в) и АСМ-изображение ее поверхности

условиями формирования границы раздела кобальт-медь, следовательно, особенности морфологии поверхности полученных структур отражают особенности состояния границы раздела кобальт–медь.

Полученные результаты позволяют сделать вывод, что при дополнительном облучении поверхности кобальта потоком низкоэнергетических ионов аргона наблюдается эффект сглаживания границы кобальт-медь. Для объяснения полученного экспериментального результата учтем, что в рассматриваемом случае использовались особо гладкие подложки и осажденные пленки золота имели гладкую и химически инертную поверхность (рис. 3.2б). Воспользуемся моделью плотноупакованных шаров [102] на примере структуры с нижним слоем кобальта толщиной 2 нм. Будем считать, что он является структурноупорядоченным и содержит более шести моноатомных слоев. Верхний слой меди также является структурноупорядоченным и состоит из более чем десяти моноатомных слоев. Рассогласование структур этих слоев на границе раздела является основной причиной образования поверхности всей многослойной структуры, состоящей из совокупности неоднородностей правильной овальной формы со средними поперечными размерами порядка 20 нм и высотой 3 нм, при среднеквадратической шероховатости поверхности в целом менее 1,1 нм (рис 4.2). Облучение поверхности слоя кобальта плотным потоком ионов аргона с энергией меньше пороговой энергии распыления приводит к тому, что каждый из атомов двух-трех поверхностных моноатомных слоев кобальта испытывает неоднократные столкновения с атомами аргона, при каждом из которых им передается энергия, большая энергии связи атомов кобальт–кобальт. Оценки, выполненные при помощи программы SRIM, дают для длины среднего пробега атомов аргона с энергией менее 30 эВ не более 0,4 нм. Поэтому структурное разупорядочение происходит только на поверхности слоя кобальта. Сопряжение при осаждении структурноразупорядоченной поверхности слоя кобальта со слоем меди в итоге приводит к формированию многослойной структуры с более гладкой поверхностью (рис. 4.3). Видно, что поверхность всей структуры после облучения поверхности слоя кобальта стала более гладкой и однородной и ее среднеквадратическая шероховатость составляет менее 0,64 нм. Облучение ионами гелия, в отличие от облучения ионами аргона, не приводит к разупорядочению поверхностного слоя кобальта, так как длина пробега атомов гелия согласно программе SRIM составляет 1,2 нм и сравнима с толщиной слоя кобальта, а энергия, теряемая

Рис. 4.5 АСМ-изображения поверхности подложки (а), пленки золота толщиной 20 нм (б), схематическое изображение многослойной структуры Au/Cu/Co/Au с границей раздела Cu/Co, облученной ионами аргона (в) и АСМ-изображение ее поверхности.

при торможении, из-за малой массы и энергии ионов гелия, примерно равномерно распределяется по толщине. Причем при каждом столкновении атомам кобальта от атомов гелия передается энергия, не превышающая величину энергии связи атомов кобальта. Поэтому поверхность многослойной структуры на рис. 4.4. имеет среднеквадратическую шероховатость 0,96 нм, т.е. близка к значению для исходной пленочной структуры. Промежуточный внешний вид этой поверхности по сравнению с поверхностями на рис. 4.2 и рис. 4.3 вызван тем, что в реализованных экспериментальных условиях в потоке ионов гелия находилось до 20% ионов аргона.

Поэтому при получении структуры золото–медь–кобальт–золото граница раздела медь–кобальт облучался только ионами аргона.

Полученное соответствие между оптическими и электрическими свойствами пленок золота, осажденных с использованием ионов аргона или кислорода, указывает на перспективность использования кислорода в качестве рабочего газа для напыления пленок золота, особенно в тех случаях, когда они используются в качестве омических контактов к p–слою полупроводников A(III)B(V). Контакт представляет собой двухслойную структуру, состоящую из оксида металла нанометровой толщины с проводимостью p–типа и верхнего слоя золота толщиной менее 10 нм [103]. В этом случае появляется возможность, например, в едином вакуумном цикле последовательно наносить на поверхность слоя p–GaN слой оксида никеля или бериллия посредством распыления мишеней из соответствующих металлов ионами кислорода, а затем – пленки золота толщиной менее 6 нм. Таким образом были получены контактные пленочные структуры p-GaN/NiO_X(2 нм)/Au(4 нм)/SiO₂ и p-GaN/NiO_X(4 нм)/Au(4 нм)/SiO₂ на нитриде галлия с прозрачностью более 50 % в диапазоне длин волн от 290 до 550 нм, спектры пропускания которых аналогичны спектрам, представленным на рис. 3.4 и обладающие омическим характером проводимости (рис. 4.6).

Рис. 4.6. Вольт-амперные характеристики контактов p-GaN/NiO_X(2 нм)/Au(4 нм)/SiO₂ (1) и p-GaN/NiO_X(4 нм)/Au(4 нм)/SiO_Х(2).

Рис. 4.7. Вольт-амперные характеристики контактных структур p-GaN/BeO(2 нм)/Au(4 нм)/SiO₂ (1) и p-GaN/BeO(4 нм)/Au(4 нм)/SiO_Х(2).

Ультрафиолетовый диапазон излучений (λ<300нм) предъявляет ряд специфических требований к процессу получения оптических покрытий в вакууме. Во-первых, предполагая, что рассеяние света от поверхности подложек (например, кварцевого стекла КУ-1) минимизируется по мере того, как степень несовершенства поверхностного слоя, условно определяемая шероховатостью рельефа поверхности, инородными поверхностными включениями, нарушениями, вызванными полированием, и т.д., составляет как можно меньшее значение от величины порядка 0,01 λ получаем верхний предел для оценки в 1–2 нм. Формирование поверхности такого качества у исходных подложек предъявляет особые требования к методам механо-химического и ионно-лучевого полирования. Во-вторых, процесс осаждения оптических покрытий должен проводиться без нагрева, т.к. нагрев на 100–300°С, который обычно используется для получения качественных пленок с высокой адгезией, из-за различий в свойствах подложки и покрытия (например коэффициентах термического расширения) вызывает после охлаждения структурные нарушения с характерными размерами ~1 нм. В-третьих, для роста качественных и плотных покрытий желательно, чтобы адатомы на поверхностном фронте растущей пленки успевали участвовать в процессе продольной диффузии прежде, чем произойдет наращивание новых слоев. Для стимулирования процесса продольной диффузии на холодной поверхности нужно опять-таки иметь максимально возможную исходную степень гладкости поверхности, сам процесс осаждения осуществлять по возможности в более высоком вакууме и применять дополнительную активацию диффузионных процессов в растущей пленке, например, используя ионное ассистирование. Однако источники для ионного ассистирования, в свою очередь, для эффективной работы требуют существенных расходов рабочего газа и более высокого давления, чем рабочее давление при электронно-лучевом испарении. Анализ перечисленных особенностей позволяет определиться с основными приемами получения качественных функциональных покрытий для ультрафиолетового диапазона длин волн. На первой стадии подложки из кварцевого стекла после механохимического полирования подвергаются двойному ионно-лучевому полированию (см. раздел 2.8). В результате были получены подложки, абсолютный перепад высот на рельефе которых не
превышал 1 нм на произвольно выбранном пути по поверхности длиной до 2 мкм (рис. 2.13д). Далее подложки с планаризованной данным способом поверхностью помещались в стандартную установку электронно-лучевого испарения A-700Q, снабженную дополнительным кауфмановским источником ионов холловского типа с открытым торцом, конструкция которого была дополнительно модифицирована для облегчения работы при пониженном давлении [104]. Поверхность подложек предварительно облучалась пучком ионов аргона с энергией менее 60 эВ и плотностью тока до 2 мА/см² в течение 10–20 мин при рабочем давлении до 10^-2 Па. Далее энергия ионов снижалась до уровня менее 40 эВ, плотность тока – до 0,8–1,5 мА/см², а давление по возможности до 8×10^-3 Па, и производился процесс собственно электронно-лучевого испарения мишеней и нанесения покрытий. Испаряемыми мишенями служили таблетки MgF₂. Основным фактором, критически влияющим на процесс осаждения, являлось значение рабочего давления. На рис. 4.8 приведены спектры отражения структур MgF₂/Al, полученных в примерно равных условиях, но при различных значениях рабочего давления. Видно, что эффективность отражения максимальна у зеркал, полученных при давлении ниже 10^-4 Па и с ионным ассистированием (кривая 1). Увеличение давления до 2×10^-2 Па (кривая 3) катастрофически влияет на характеристики покрытия даже, несмотря на использование ионного ассистирования. Покрытия, полученные при p»8×10^-4 Па и без ионного ассистирования (кривая 2) хотя и имели удовлетворительные спектры отражения, но значительно уступали по механическим свойствам покрытиям, полученным при этом же давлении с ионным ассистированием. Однако, следует дополнительно отметить, что использование ионного ассистирования требует особого согласования рабочих параметров ионного источника и электронного испарителя. Осаждение покрытий со скоростью 0,1–0,2 мкм/мин считается наиболее оптимальным, т.к. в этом случае для эффективного ионного ассистирования достаточен ток дугового разряда до 4 А при падении напряжения до 60 В и максимальной величине магнитного поля до 40 мТл, что не представляет сложностей для реализации при помощи данного источника при рабочем давлении ниже 10^-4 Па. Оценки показывают, что в этом случае на десять адатомов материала мишени приходится несколько ионов ассистирующего пучка, и вся энергия ионов выделяется при торможении в поверхностном слое условной толщиной менее 0,1 нм, т.е. способствует поверхностной миграции более энергичных адатомов мишени и десорбции слабо связанных с поверхностью адатомов примесей остаточной атмосферы.

Рис. 4.8. Спектры отражения структур MgF₂/Al на кварце. 1 – структура, полученная при давлении ниже 10^-4 Па и с ионным ассистированием; 2 – структура, полученная при давлении около 8×10^-3 Па без ионного ассистирования; 3 – структура, полученная при давлении 2×10^-4 Па с ионным ассистированием.

1. Методом ионно-лучевого распыления–осаждения с использованием ионов кислорода получены полупрозрачные пленочные структуры BeO/Au и NiO_X/Au на p-GaN, представляющие практический интерес как прозрачные контакты с омическим характером проводимости.

2. Методом ионно-лучевого распыления в высоком вакууме с использованием ионов аргона получены многослойные пленочные структуры золото (буферный слой, 20 нм) – медь (х нм) – кобальт (у нм) – золото (верхний слой, 10 нм), где x+y»6 нм и золото (буферный слой, 20 нм) – кобальт (х нм) – медь (у нм) – золото (верхний слой, 10 нм), где x+y»6 нм.

3. Установлено, что дополнительное облучение потоком медленных ионов аргона верхних слоев атомов нижележащего слоя перед осаждением вышележащего слоя непосредственно в процессе формирования многослойной пленочной металлической структуры является перспективным методом для получения структур с атомногладкими границами раздела слоев. Использование ионов гелия для этих целей нецелесообразно.

1. На основе анализа расчетных и экспериментальных данных механизма плазменно-пучковой ионизации в анодной части двухкаскадного самостоятельного разряда низкого давления с холодным полым катодом построена модель работы и создан эмиттер широких интенсивных пучков ионов инертных и химически активных газов с продолжительным (до тысячи часов) сроком непрерывной работы. [38].

2. Предложен метод ионно-лучевой планаризации поверхностей оксидных материалов площадью до 100 см², заключающийся в преимущественном осаждении во впадины исходного рельефа поверхности слоя наноразмерной толщины посредством распыления ионами кислорода мишени из одинакового с образцом материала и ионного ассистирования процесса осаждения; в распылении полученной поверхностной структуры на глубину примерно равную двум толщинам осажденного слоя при помощи нормально падающего пучка ионов кислорода; в повторении циклов “осаждение–распыление” с постепенным уменьшением толщины осаждаемого слоя до приобретения поверхностью конечного состояния. Данным методом удалось достичь более чем двукратного уменьшения высоты характерных выступов исходного наноразмерного рельефа и сглаживание форм неоднородностей рельефа в целом и уменьшить высоту характерных выступов на поверхности оптического стекла КУ–1 до 0,5 нм [65, 105].

3. Установлено, что пленки золота, полученные методом ионно-лучевого распыления–осаждения ионами кислорода и аргона, толщиной менее 1 нм не являются сплошными, а состоят из отдельных гранул, хаотически расположенных на поверхности подложки и электрически плохо связанных друг с другом. Пленки толщиной от 2 нм до 5 нм являются сплошными, обладают прозрачностью более 50% в диапазоне длин волн 350–550 нм и представляют интерес как омические контакты к светоизлучающим структурам на основе GaN. Пленки могут также использоваться в качестве защитных покрытий при получении многослойных наноразмерных структур [101].

4. Показано, что пленки серебра, полученные методом ионно-лучевого распыления–осаждения толщиной менее 12 нм несплошные, содержат проколы и нестабильны на воздухе. Пленки серебра толщиной от 12 до 18 нм не содержат проколов и обладают свойством полупрозрачности в диапазоне длин волн от 450 нм до 650 нм, что представляется перспективным для использования их в светоделителях оптических приборов [106].

5. Предложен механизм процесса сглаживания границы раздела слоев в многослойных структурах золото (буферный слой, 20 нм) – медь (х нм) – кобальт (у нм) – золото (верхний слой, 10 нм), с x+y»6 нм и золото (буферный слой, 20 нм) – кобальт (х нм) – медь (у нм) – золото (верхний слой, 10 нм), с x+y»6 нм, при дополнительном облучении потоком медленных ионов аргона верхних слоев атомов нижележащего слоя переходного металла перед осаждением вышележащего слоя непосредственно в процессе формирования многослойной пленочной металлической структуры [44, 107].

В заключение автор выражает глубокую признательность за содействие и помощь, оказанные при выполнении диссертационной работы, проведении экспериментов и обсуждении полученных результатов научным руководителям д.ф.-м.н В.М. Федосюку и к.ф.-м.н А.И. Стогнию, сотрудникам лаборатории Физики магнитных пленок ИФТТП НАНБ, а также Стукалову О.М.

1. Точицкий Э.И. Кристаллизация и термообработка тонких пленок. – Минск: Наука и техника. – 1976. – 376 с.

2. Sheu J.K., Su Y.K., Chi G.C. et al. High-transparency Ni/Au ohmic contact to p-type GaN // Appl. Phys. Letters. – 1999. – V. 74. – № 19. – P. 2340–2342.

3. Ф. Бехштедт, Р. Эндерлайн Поверхности и границы раздела полупроводников. – М.: Мир. – 1990. – 488 с.

4. Ho. J.-K., Jong. C.-S., Chiu C.C. et al. Low-resistance ohmic contacts to p-type GaN // Appl. Phys. Letters. – 1999. – V. 74. – № 9. – P. 1275–1277.

5. Гроссе П. Свободные электроны в твердых телах: Перевод с немецкого. – М.: Мир. – 1982. – 270 с.

6. Ландсберг Г.С. Оптика. – М.: Наука. – 1976. – 928 с.

7. Baibich M.N, Broto J.M, Fert F, et al. Giant Magnetoresistance of (001)Fe/(001)Cr Magnetic Superlattices // J. Phys. Rev. Lett. 1988. vol. 61, p.2472-2475.

8. Федосюк В.М. Многослойные магнитные структуры. – Минск.: БГУ. – 2000. – 197 с.

9. Stanley F.E., Marrows C.H., Zoller I. et al. Optimisation of spin-valves on rough substrates // Sensors and Actuators. – 2000. v. 81. – p. 32–39.

10. Barnaś J., Palasantzas G. Interface roughness effects in the giant magnetoresistance in magnetic multiplayers // J. Appl. Phys. – 1997. – V. 82. – № 8. – P. 3950–3956.

11. И. Броудай, Дж. Мерей Физические основы микротехнологии. – М.: Мир. – 1985. – 496 с.

12. Анализ поверхности методами оже– и рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии: Пер. с англ./Под ред. Д. Бриггса, М.П. Стиха. – М.: Мир. 1987. – 600 с.

13. Тонкие пленки – Взаимная диффузия и реакции: Перевод с англ. / Под. ред. Дж. Поута, К. Ту, Дж. Мейера. – М.: Мир. – 1982. – 576 с.

14. Бабаев В.Г., Гусева М.Б. Адсорбция паров металла в присутствии ионного облучения // Известия АН СССР. Серия физическая. – 1973. – Т. XXXVII. – № 12. – С. 2596–2602.

15. И.Д. Конозенко Физика тонких металлических и полупроводниковых слоев // Успехи физических наук. 1954. т. LII. Вып. 4. с. 561–602.

16. Ensinger W. Low energy ion assist during deposition – an effective tool for controlling thin film microstructure // Nuclear Instruments and Methods in Physics Research B. – 1997. – V. 127/128. – P. 796–808.

17. M.V. Thompson The Velocity Distribution of Sputtered Atoms// Nucl. Instr. and Methods in Phys. Res. 1987. B. 18. P. 411–429.

18. Е.В. Калинина Омические контакты к p-GaN // Светодиоды и лазеры. 2002. № 1–2. с. 88–92.

19. Гурович Б.А., Долгий Д.И., Кулешова Е.А. и др. Управляемая трансформация электрических, магнитных и оптических свойств материалов ионными пучками // Успехи физических наук. – 2001. – Т. 171. – № 1. – С. 105–117.

20. С. Моррисон – Химическая физика поверхности твердого тела. – М.: Мир. – 1980. – 488 с.

21. Габович М.Д., Плешивцев Н.В., Семашко Н.Н. Пучки ионов и атомов для управляемого термоядерного синтеза и технологических целей. – М.: Энергоатомиздат. – 1986. – 248 с.

22. Telling N.D., Crapper M.D., Lovett D.R. et al. Microstructural modification in Co/Cu multilayers prepared by low energy ion-assisted deposition // Thin Solid Films. – 1998. – V. 317. – P. 278–281.

23. Наумов В.В., Бочкарев В.Ф., Трушин О.С. и др. Исследование влияния низкоэнергетичной ионной стимуляции на плотность и кристаллическую структуру тонких пленок // Журнал технической физики. 2001. – Т. 71. – Вып. 8. – С. 92–97.

24. G. Carter Surface roughening during ion-assisted film deposition // Thin Solid films. – 1998. – vol. 322. – p. 177–187.

25. Miyamoto Y., Watanabe K., Nakagawa S., Naoe M. Effects of ion bombardment to interface on residual internal stress and crystallite structure on multiplayered films // Vacuum. – 1998. – V. 51. - № 4. P. 711–714.

26. Zhou X.W., Wadley H.N.G. The low energy ion assisted control of interfacial structure: ion incident angle effects // Surface Science. – 2001. – V. 487. – P. 159–170.

27. Bunnik B.S., Carin de Hoog, Haddeman E.F.C., Thijsse B.J. Molecular dynamics study of Cu deposition on Mo and the effects of low-energy ion irradiation // Nuclear Instruments and Methods in Physics Research B. – 2002. – V. 187. – P. 57–65.

28. Стогний А.И., Корякин С.В., Бородько В.И. и др. Исследование поверхности многослойных пленок Co/Cu, формируемых ионным распылением и ассистированием в аргон-гелиевой среде // 4-й белорусский семинар по сканирующей зондовой микроскопии: Сб. докл., Гомель (24–25 октября 2000). – Гомель, 2000. – С. 107–108.

29. Стогний А.И., Корякин С.В. Влияние низкоэнергетического ионного облучения на свойства пленок CoCu. // Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования. – 2001. – № 6. – с. 74–79.

30. S. Mohan, M. Ghanashyam Krishna A review of ion beam assisted deposition of optical thin films // Vacuum. – 1995. – vol. 46. – p. 645–658.

31. Стогний А.И., Демченко А.И., Корякин С.В. Технологические широкоапертурные источники ионов кислорода с холодным полым катодом // 4-й Межд. симпозиум "Вакуумные технологии и оборудование": Сб. докл., Харьков (23-27 апреля 2001). – Харьков, 2001. – С. 193–196.

32. Стогний А.И., Никитинский В.А., Журавлев Б.И. Двухкаскадный самостоятельный разряд низкого давления без магнитного поля // ЖТФ. – 1988. – Т. 58, вып. 5. – С. 993–995.

33. Никулин С.П. Тлеющий разряд с полым катодом в длинных трубках // ЖТФ. – 1999. – Т. 69, вып. 6. – С. 36–39.

34. Никулин С.П. Влияние размеров анода на характеристики тлеющего разряда с полым катодом // ЖТФ. – 1997. – Т.67, вып. 5. – С. 43-47.

35. В.А. Никитинский, Б.И. Журавлев, А.Т. Гапоненко Двухкаскадный самостоятельный разряд низкого давления // ЖТФ. 1985. т. 55. № 8. с. 1637–1639.

36. А.с. 1561744 СССР. МКИ: H 01 J 27/00. Источник ионов / Стогний А.И., Никитинский В.А., Журавлев Б.И. – № 4289691/25; Заявлено 15.06.91; Опубл. 07.09.91, Бюл. № 33 // БИ. – 1991. – № 33. – С. 215.

37. Синкевич О.А., Стаханов И.П. Физика плазмы. – М.: Высш. шк., 1991. – 191 с.

38. А. И. Стогний, Н.Н. Новицкий Плазменно-пучковый механизм генерации анодной плазмы двухкаскадного самостоятельного разряда низкого давления с холодным полым катодом // ЖТФ. – 2003. – т. 26. вып. 9. – с. 45–48.

39. Стогний А.И. Источник высокоэнергетических ионов с холодным катодом // ПТЭ. – 1996. – № 6. – С. 106-109.

40. Физика и технология источников ионов / Под. ред. Брауна Я. – М.: Мир, 1998. – 560 с.

41. Shuichi Kawabata, Kazuki Ishihara, Yoichi Hoshi, Tomoyuki Fukazawa Observation of silver film growth using an in situ ultra-high vacuum spectroscopic ellipsometer // Thin Solid Films. – 1998. V. 313-314. – p. 516–521.

42. Cheng-Chunl Lee, Ta-Yuan Lee, Yi-Jun Jen Ion-assisted deposition of silver film // Thin Solid Films. – 2000. – V. 359. – p. 95–97.

43. Pan X., Pan F., Yang Y., Yao S. Property modification of Ag films by ion assisted deposition // Nuclear Instruments and Methods in Physics Research B. – 1989. – V. 39. – p. 162–165.

44. Стогний А.И., Новицкий Н.Н., Стукалов О.М. Ионно-лучевое осаждение уединенного интерфейса Co/Cu на субнаногладкие подложки // Новые магнитные материалы микроэлектроники: Сб. тр. XVIII Межд. Школы-семинара, Москва (24-28 июня 2000). – М., 2002. – c. 303–305.

45. Bendavid A., Martin P.J., Wieczorek L. Morphology and optical properties of gold thin film prepared by filtered arc deposition // Thin Solid Films. – 1999. – V. 354. – p. 169–175.

46. Procedures in scanning probe microscopies / Eds.: R.J. Colton e.a. – Chichester: Jon Willey & Sons, 1998. – 637 p.

47. M. Kawasaki, H. Uchiki Sputter deposition of atomically flat Au(111) and Ag(111) films // Surface science. – 1997. – vol. 388. – № 1–3. – p. 1121–1125.

48. S.F. Chichibu, A.C. Abare, M.S. Minsky et al. Effective band gap inhomogeneity and piezoelectric field in InGaN/GaN multiquantum well structures // Appl. Phys. Letters 1998. vol. 73. p. 2006–2008.

49. Z.Fan, S.N. Mohammad, W. Kim et al. // Appl. Phys. Letters. 1996. vol. 68. p. 2354.

50. J. Cai, R. Li, Y.L. Chen et al. High performance AlGaN/GaN HEMT with improved Ohmic contacts // Electron. Lett. – 1998. – vol. 34. – p. 2354.

51. N. I. Kuznetsov, A. E. Nikolaev, A. S. Zubrilov et al. Insulating GaN:Zn layers grown by hydride vapor phase epitaxy on SiC substrates // Appl. Phys. Lett. – 1999. – vol. 75. – I. 20. – p. 3138–3140.

52. R.W. Chuang, A.Q. Zou, H.P. Lee et al. Contact Resistance of InGaN/GaN Light Emitting Diodes Grown on the Production Model Multi-Wafer MOVPE Reactor // MRS Internet J. Nitride Semicond. Res. 1999.

53. C.J. Collins, T. Li, A.L. Beck Improved device performance using a semi-transparent p-contact AlGaN/GaN heterojunction positive-intrinsic-negative photodiode // Appl. Phys. Lett. – 1999. – vol. 75. – p. 2138–2140.

54. J.-S. Jang, S.-j. Park, T.-Y. Seong Metallization scheme for highly low-resistance, transparent, and thermally stable Ohmic contacts to p-GaN // Appl. Phys. Lett. – 2000. – vol. 76. – p. 2898–2990.

55. Dieny B. Giant magnetoresistance in spin-valve multiplayers // Journal of Magnetism and Magnetic Materials. – 1994. – V. 136. – p. 335–359.

56. Parkin S.S.P., Mone N., Roche K.P. Oscillation in Exchange Coupling and Magnetoresistance in Metallic Superlattice Structures // Phys. Rev. Lett. – 1990. – vol. 64. – № 19. p. 2304–2307.

57. Tie Li, Hong-Lei Shen, Qin-Wo Shen et al. Effects of Ni Buffer layer on giant magnetoresistance in Co/Cu/Co sandwich // Journal of Magnetism and Magnetic Materials. – 2001. – vol. 224. – p. 55–60.

58. Ходаков Г.С. Физико-химическая механика технологических процессов обработки материалов // Российский химический журнал. – 2000. – Т. XLIV. – № 3. – С. 93–107.

59. H.P. Weber, S.M. Pimenov, S. Gloor et al. Uv laser polishing of thick diamond films for IR windows // Applied Surface Science. – 1999. – vol. 138–139. p. 135–139.

60. W.D. Brown, A.P. Malshe, A.M. Ozkan sequential multiple-laser-assisted polishing of free-standing cvd diamond substrates // Diamond and Related Materials. – 1997. – vol. 6. – № 12. p. 1789-1798.

61. A. Hirata, H. Tokura, M. Yoshigawa // Thin solid films. – 1992. – vol. 212. – p. 43–46.

62. P.H. Schmidt, E.G Spencer, E.M. Walters Ion Milling of Magnetic Oxide Platelets for the Removal of Surface and Near-Surface Imperfections and Defects // J. of Appl. Phys. 1970. Vol. 41. № 11. p. 4740–4742.

63. M. Wissing, M. Holzwarth, D.S. Simeonova, K.J. K.J. Snowdon An apparatus for glancing incidence ion beam polishing and characterization of surfaces to angstrom-scale root-mean-square roughness // Rev. Sci. Instr. 1996. Vol. 67. Issue. 12. p. 4314-4320.

64. Koslowski B., Strobel S., Ziemann P. Ion polishing of diamond (100) surface artificially roughened on the nanoscale // Diamond and Related Materials. – 2000. – V. 9. – P. 1159–1163.

65. Стогний А.И., Новицкий Н.Н., Стукалов О.М. Ионно-лучевое полирование наноразмерного рельефа поверхности оптических материалов // Письма в ЖТФ – 2002. – Т. 28. – вып. 1. – С. 39–48.

66. P. John, M.G. Jubber, J.I.B. Wilson et al. Modelling of self-limiting laser ablation of rough surfaces: application to the polishing of diamond films // Diamond and Related Materials. – 1995. – vol. 4. – № 3. – p. 169–176.

67. Holzwarth M., Wissing M., Simeonova D.S. et al. Preparation of atomically smooth surface via sputtering under glancing incidence conditions // Surface Science. – 1995. – V. 331–333. – P. 1093–1098.

69. L.F. Johnson, J.C. North, R. Wolfe // Appl. Phys. Lett. 1973. Vol. 44. № 10. p. 4753–4757.

70. Стогний А.И., Корякин С.В., Вирченко В.А. Низкотемпературное окисление пленок СoCu длительным облучением пучком ионов кислорода. // Журнал технической физики. – 2001. – Т. 71, Вып. 2. – С. 87–93.

71. Smentkowski V.S. Trends in sputtering // Progress in Surface Science. – 2000. – V. 64. –p. 1–58.

72. S. Jin, J. E. Graebner, G. W. Kammlott et al. Massive thinning of diamond films by a diffusion process // Applied Physics Letters. – 1992. – vol. 60. p. 1948–1950.

73. Allenspach R., Bischof A., Düring U. Cu adsorption on Co films: edge decoration versus intermixing // Surface Science. 1997. – V. 381. – P. L573–L580.

74. E. Michailov, N. Georgiev, D. Dobrev Effects of substrate temperature and ion irradiation on the formation and structure of Co films on NaCl (100) // Vacuum. – 1998. – vol. 51. – № 2. – p. 205–209.

75. Стогний А.И., Корякин С.В. Об аномальном дефиците кобальта на поверхности пленок неоднородных сплавов CoCu. // Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования. – 2001. – № 12. – с. 40–44.

76. А.И. Стогний, С.В. Корякин, Н.Н. Новицкий Особенности перераспределения кобальта по поверхности пленок неоднородных сплавов кобальт–медь // ЖТФ. 2003. т. 73. вып. 4. с. 117–123.

77. Zhou X.W., Wadley H.N.G., Johnson R.A. et al. Atomic scale structure of sputtered metal multiplayers // Acta mater. – 2001.- V. 49. – р. 4005–4015.

78. Schmeusser S., Rupp G., Hubert A. Optimization of giant magnetoresistance in ion beam sputtered Co/Cu multiplayers // Journal of Magnetism and Magnetic Materials. – 1997. – V. 166. – P. 267–276.

79. А.И. Стогний, С.В. Корякин Широкоапертурный источник ионов кислорода с холодным полым катодом и магнитными мультиполями // ПТЭ. 2000. № 6. – с. 64–67.

80. Р.А. Демирханов, Ю.В. Курсанов, Л.П. Скрипаль Эмиссия ионов из плазменно-пучкового разряда // ЖТФ. 1970. т. XL. № 7. с. 1351–1354.

81. M.G. Rosing, J.R. Conrad Discharge and ion extraction properties of a beam-plasma ion source // J. Appl. Phys. 1985. v. 57. № 3. p. 816–818.

82. The Physics and Technology of Ion Sources / Ed. By I.G. Brown. – John Wiley & Sons. 1989.

83. А.А. Иванов, Т.К. Соболева // Неравновесная плазмохимия. – М.: Атомиздат. – 1978.

84. В.Л. Грановский Электрический ток в газе. Установившийся ток. – М.: Наука. – 1971. – 543 с.

85. Ф.Г. Бакшт, А.А. Богданов, В.Б. Каплан и др. Нагрев плазмы электронным пучком и особенности механизма ионизации в нестационарной кнудсеновской дуге // Физика плазмы. 1981. т. 7. Вып. 3. с. 547–559.

86. В.П. Коваленко Электронные сгустки в нелинейном коллективном взаимодействии пучков с плазмой // УФН. 1983. т. 139. № 2. с. 223–263.

87. Метель А.С. Влияние ионизации в катодном слое на характеристики тлеющего разряда с осциллирующими электронами. // ЖТФ. – 1985. – т. 55. № 6. – с. 1928–1934

88. Розанов Л.Н. Вакуумная техника – М.: Высшая школа, 1990 – 320 с

89. Стогний А.И., Токарев В.В. Широкоапертурный источник ионов реактивных газов // Приборы и техника эксперимента. – 1990. - № 3. – С. 142-144.

90. Svirin V.T., Stognij A.I. Uniform-Density Beam Formation in a Hall-Type Open-End Ion Source // Instruments and Experimental Technique. – 1996. – V. 39. – № 5. – P. 720–722.

91. А.И. Стогний, Н.Н. Новицкий, О.М. Стукалов Экспресс-метод оценки толщины ультратонких пленок // ПТЭ 2003. – №3. – c. 62–66.

92. Бухараев А.А., Овчинников Д.В., Бухараева А.А. Диагностика поверхности с помощью сканирующей силовой микроскопии (обзор) // Заводская лаборатория. 1997. № 5. с. 10–17.

93. Арутюнов П.А., Толстихина А.Л. Сканирующая зондовая микроскопия (туннельная и силовая) в задачах метрологии наноэлектроники. // Микроэлектроника. 1997. Т.26. N6. С.426–439.

94. Л. Фелдман, Д. Майер Основы анализа поверхности тонких пленок. – М: Мир, 1989. – 480 c.

95. P. Markiewicz, R. Sidney, S.R. Cohen et al. SPM tip visualization through deconvolution using various characterisers: optimisation of the protocol for obtaining true surface topography from experimentally acquired images. // Probe Microscopy. 1999. vol. 1. – № 4. – р. 355–364.

96. А.И. Стогний, Н.Н. Новицкий, О.М. Стукалов Метод контроля наноразмерной толщины бислойных пленочных структур // Письма в ЖТФ. 2003. т. 29. вып. 4. с. 39–45.

97. А.И. Стогний, В.Т. Свирин, С.Д. Тушина, Н.Н. Новицкий Ионно-лучевая установка для получения оксидных плёнок // ПТЭ. 2001. № 3. с. 151–154.

98. Tada S., Sakamoto Y., Suzuki T., Saito H., Oikawa M., Kidokoro A., Enoki H. Experiment removing hydrocarbon by using RF oxygen or hydrogen plasma. // Vacuum. – 1999. - Vol. 53, № 2. – P. 321-325.

99. Бериш Р., Бетц Г., Венер Г. Распыление твердых тел ионной бомбардировкой. Выпуск III. Характеристики распыленных частиц, применения в технике: Пер. с англ. – М.: Мир, 1998. – 560 c.

100. A. de Bernabé, M.J. Capitán, H.E. Fischer et al. Oxidation study of Co/Cu multiplayers by resonant X-ray reflectivity / Vacuum. – 1999. – V. 52. – P. 109–113.

101. Стогний, Н.Н. Новицкий, С.Д. Тушина, С.В. Калинников Получение методом ионно-лучевого распыления кислородом и оптические свойства ультратонких пленок золота // Журнал технической физики. 2003. т. 73. вып. 6. с. 86–89.

102. Киттель Ч. Введение в физику твердого тела: Пер. с англ. – М. Изд-во физ.-мат. лит. – 1962.

103. А.И. Стогний, А.С. Шуленков, Е.В. Луценко и др. Одностадийное формирование прозрачных омических контактов к p-слою GaN методом ионно-лучевого распыления кислородом // Тезисы докладов 2-й Всероссийской конференции "Нитриды галлия, индия и алюминия" 3–4 февраля 2003 г. Санкт-Петербург. с. 131–132.

104. Svirin V., Stogny A., Tochitsky et al. Emission features of End-Hall ion source operating under reduced gas pressure // "Plasma Physics and Plasma Technology" Contr. papers III Int. Conf. Minsk. Belarus. Septenber 18–22 2000. p. 149–152.

105. А.И. Стогний, Н.Н. Новицкий Ионно-лучевая установка для выравнивания поверхностей оксидных материалов // Приборы и техника эксперимента. 2002. № 1. с. 153–157.

106. А.И. Стогний, Н.Н. Новицкий, О.М. Стукалов и др. Получение методом ионно-лучевого распыления и оптические свойства полупрозрачных пленок серебра // Поверхность 2003. № 10. – с. 74–77.

107. А.И. Стогний, Н.Н. Новицкий, О.М. Стукалов Сглаживание уединенного интереса кобальт–медь потоком низкоэнергетических ионов аргона // Письма в ЖТФ. 2003. т. 29. вып. 2. – с. 6–13.

Метод получения пленки	Среднеквадратическая шероховатость (нм)
Термическое испарение	2,2
Магнетронное напыление	1,8
Катодное напыление (0 В смещение)	1,1
Катодное напыление (–40 В смещение)	1,4
Катодное напыление (–100 В смещение)	2,0

Оглавление