Министерство образования и науки Российской Федерации Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение
реклама
Министерство образования и науки Российской Федерации Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего профессионального образования «Московский государственный технологический университет «СТАНКИН» На правах рукописи Болбуков Василий Петрович ГЕНЕРАЦИЯ МНОГОКОМПОНЕНТНЫХ ПОТОКОВ ЧАСТИЦ В ТЛЕЮЩЕМ РАЗРЯДЕ С ПОЛЫМ КАТОДОМ Специальность 05.27.02 «Вакуумная и плазменная электроника» Диссертация на соискание ученой степени кандидата технических наук Научный руководитель: доктор физико-математических наук Метель Александр Сергеевич МОСКВА 2014 2 ОГЛАВЛЕНИЕ Введение …………………………………………………………………….….. 4 Глава 1. Методы получения потоков атомов металла, ионных пучков и пучков быстрых нейтральных молекул ……………………………………. 11 1.1. Получение атомарных потоков осаждаемого материала в вакууме .. 11 1.2. Очистка и активация поверхностей и повышение подвижности атомов в процессе осаждения покрытия …….……………………………... 20 1.3. Ионные источники для сопровождения процесса осаждения покрытий……………………………………………………………………….… 23 1.4. Источники быстрых нейтральных атомов и молекул ………………… 34 1.5. Источники совмещенных потоков атомов металла и быстрых молекул ……….…………………………………………………………………... 37 1.6. Выводы ……………………………………………………………………… 40 Глава 2. Получение смешанного потока атомов металла и быстрых молекул газа ……………………………………………………………………… 43 2.1. Описание экспериментальной установки и методики измерений ….. 44 2.2. Изучение разрядных характеристик источника смешанного потока, скорости осаждения и адгезии тонких пленок на диэлектрических подложках ………………………………………………………………………. 49 2.3. Повышение однородности толщины осаждаемых покрытий путем прерывания потока атомов металла через центр эмиссионной сетки …. 51 2.4. Зависимость скорости осаждения пленки от энергии бомбардирующих ее атомов аргона и интервала между импульсными пучками быстрых атомов ……………………………………………………… 55 2.5. Выводы ………………………………………………………………………. 58 3 Глава 3. Методы повышения плотности потока атомов металла ………. 59 3.1. Описание экспериментальной модели источника и методик измерений ………………………………………………………………………... 60 3.2. Изучение параметров плазменного эмиттера источника и формируемых потоков атомов металла и быстрых молекул газа………. 61 3.3. Исследование влияния неоднородного магнитного поля на долю распыляющих мишень ионов ………………………………………………… 67 3.4. Изучение влияния сопротивления резистора обратной связи на энергию быстрых молекул газа ……………………………………………… 71 3.5. Выводы ……………………………………………………………………… 75 Глава 4. Источник с распыляемой на дне полого катода мишенью для синтеза покрытий на диэлектрических изделиях ………………………… 77 4.1. Влияние конфигурации магнитного поля на разряд, распределение концентрации его плазмы и скорости распыления мишени ……………… 77 4.2. Применение источника с распыляемой в неоднородном магнитном поле мишенью для синтеза покрытий на диэлектрических подложках ... 91 4.3. Выводы ……………………………………………………………………… 100 Заключение …………………………………………………………………….... 103 Список литературы…………………………………………………………….. 105 Приложение……………………………………………………………………… 116 4 Введение Ускоренные ионы и плазма газового разряда низкого давления широко используются для модификации поверхности изделий машиностроения. Они позволяют значительно увеличить твердость поверхностного слоя изделия в результате его закалки, азотирования, цементации, имплантации, а также благодаря синтезу на поверхности изделия сверхтвердого покрытия из нитридов, карбидов и карбонитридов титана, алюминия, их сплавов, хрома, циркония, вольфрама и других металлов. Ионно-плазменная технология позволяет также осаждать углеродные покрытия, отличающиеся не только высокой твердостью, но и рекордно низким коэффициентом трения. Свойства покрытий зависят от физических условий их синтеза. Если синтезируемое покрытие бомбардировать быстрыми тяжелыми частицами – ускоренными ионами или быстрыми нейтральными молекулами – его микротвердость и плотность заметно повышаются. Например, импульсно-периодическая бомбардировка тяжелыми частицами с энергией в десятки килоэлектронвольт позволяет синтезировать сверхтвердые трещиностойкие нанокомпозитные покрытия, отличающиеся удовлетворительной пластичностью и умеренной величиной остаточных напряжений сжатия. При ширине переходного слоя (интерфейса) между изделием и покрытием до нескольких микрометров толщина покрытия может достигать 0,1 мм. Необходимые для синтеза покрытий атомы металла получают в результате испарения мишени, изготовленной из необходимого металла, электронным пучком, катодными пятнами вакуумно-дугового разряда или ее распыления ионами, ускоренными из плазмы тлеющего разряда. Из-за соударений с молекулами газа в рабочей вакуумной камере атомы металла рассеиваются, и с ростом давления плотность их потока на поверхность изделия уменьшается. Эффективность транспортировки атомов от мишени до обрабатываемого изделия при расстоянии между ними 0,1 м начинает заметно снижаться при давлении 0,5 Па и выше. 5 Практически все ионы аргона и азота с энергией 1 кэВ, прошедшие путь от ионно-оптической системы ионного источника до изделия длиной 0,1 м, превращаются в быстрые нейтральные молекулы уже при давлении 0,1 Па. А при дальнейшем повышении давления до 0,5 Па упругое рассеяние тяжелых ускоренных частиц значительно изменяет направление их движения и уменьшает кинетическую энергию, которую они передают молекулам газа. Это означает, что для ионно-плазменной обработки нужны источники атомов металла и ускоренных частиц, которые могут работать при давлении газа, не превышающем 0,5 Па. В указанном диапазоне давления плазму, эмитирующую необходимые для обработки изделий частицы, получают с помощью высокочастотного и вакуумнодугового разрядов, а также разряда с накаленным катодом и периферийным магнитным полем на стенках разрядной камеры, являющейся ловушкой для электронов заполняющей ее плазмы. Получать плазму при низком давлении можно также с помощью тлеющих разрядов с холодными катодами в скрещенных электрическом и магнитном полях. Из них отражательный разряд чаще используют в ионных источниках, а магнетронный разряд – для получения потоков атомов металла. Тлеющий разряд с холодным полым катодом из-за сравнительно высокого давления газа, значительно превышавшего 1 Па, долго не применялся для модификации изделий. Лишь в 1984 году было выявлено, что при уменьшении апертуры ухода быстрых электронов из катода рабочее давление разряда можно снизить до 0,01 Па [А.С. Метель, ЖТФ, 1984, т. 54, № 2, с. 241], и предложено использовать этот разряд для формирования с помощью единственной эмиссионной сетки, отрицательной по отношению к полому катоду и рабочей вакуумной камере, широких пучков ионов и/или быстрых нейтральных атомов и молекул. Все ускоренные между плазмой разряда и эмиссионной сеткой ионы при давлении газа в рабочей вакуумной камере 0,2 Па превращаются на пути от сетки до изделий в быстрые нейтральные молекулы, при этом катодное падение потенциала может не превышать 300 В. Однако с уменьшением давления или увеличением апертуры ухода электронов из катода падение потенциала может превысить 6 1 кВ, и тогда полый катод в результате интенсивного распыления его поверхности ионами заполняется металлическим паром, поступающим через эмиссионную сетку в камеру и осаждающимся там на изделиях. Поэтому источник пучка ускоренных частиц можно было бы использовать также и в качестве источника медленных атомов металла, принимающих участие в синтезе покрытий. Изменяя энергию поступающих в камеру через ту же сетку и бомбардирующих изделие тяжелых частиц, можно регулировать физические условия синтеза и свойства покрытия. В связи с этим разработка на основе разряда с холодным полым катодом источника смешанного потока медленных атомов металла и быстрых молекул газа, представляется актуальной задачей. Ее решение обеспечит непрерывность бомбардировки быстрыми молекулами покрытий, синтезируемых на вращающихся в рабочей камере изделиях сложной геометрической формы с полостями и выступами, а в результате – однородность и высокое качество покрытия. Кроме того, совпадение траекторий движения медленных атомов металла и бомбардирующих осаждаемое покрытие быстрых молекул газа позволит с помощью специальных экранов предотвратить потери дорогого материала мишени на стенках рабочей камеры и на других конструктивных элементах. Большой срок службы генераторов плазмы на основе тлеющего разряда с холодным полым катодом, при простоте их конструкции и низкой себестоимости относительно источников на основе разряда с накаленными катодами или высокочастотного разряда, послужили обоснованием экономической целесообразности и актуальности исследований источников совмещенных потоков медленных атомов металла и быстрых молекул газа на основе этого разряда, выполнявшихся в настоящей диссертационной работе в рамках федеральных целевых научно-технических программ «Исследования и разработки по приоритетным направлениям развития научно-технологического комплекса России на 2007-2013 годы», «Национальная технологическая база» на 2007 - 2011 годы, «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России» на 2009 – 2013 годы, ана- 7 литическая ведомственная целевая Программа «Развитие научного потенциала высшей школы (2009 – 2011 годы)». В связи с этим целью работы являлась разработка методов генерации совмещенных потоков медленных атомов металла и быстрых молекул газа с регулируемой энергией и отношением плотности их потока к плотности потока атомов металла. Для достижения этой цели было необходимо: – исследовать зависимость распределения плотности потока атомов материала полого катода источника через эмиссионную сетку и скорости их осаждения от энергии быстрых молекул, тока в цепи катода и катодного падения потенциала; – исследовать осаждение покрытий при импульсно-периодической бомбардировке поверхности высокоэнергетическими молекулами; – изучить возможность повышения скорости осаждения покрытий путем распыления ионами аргона с энергией 1–3 кэВ мишени на дне полого катода; – изучить возможность повышения скорости осаждения покрытий с помощью неоднородного магнитного поля в области мишени; – разработать образцы источников совмещенных потоков медленных атомов металла и быстрых молекул газа; – экспериментально подтвердить преимущества разработанных источников при осаждении покрытий на диэлектрические изделия с углублениями. Научная новизна работы заключается в том, что в ней: – впервые изучены параметры потока через эмиссионную сетку источника быстрых молекул газа атомов материала его полого катода, распыляемого ионами из плазмы тлеющего разряда; – получены зависимости скорости осаждения распыленных атомов на подложках в рабочей вакуумной камере от катодного падения и тока тлеющего разряда, а также от энергии сопровождающих их до подложки быстрых молекул газа; – показано, что предварительная бомбардировка стеклянной подложки атомами аргона с энергией 1 кэВ и выше обеспечивает адгезию осаждаемой на ней медной пленки 5106 – 107 Па, а импульсно-периодическая бомбардировка такими атомами растущей пленки увеличивает адгезию еще в несколько раз; 8 –доказано, что перекрытие потока атомов металла через центр эмиссионной сетки обеспечивает высокую однородность толщины покрытия на подложке с диаметром, соизмеримым с диаметром сетки, и высокую адгезию покрытия на всей поверхности подложки; – установлено, что в неоднородном магнитном поле с линиями, проходящими через центральную зону установленной на дне полого катода мишени и пересекающими сетку, полый катод и периферию самой мишени, при магнитной индукции на границе мишени 1 мТл концентрация плазмы вблизи нее становится в 2 раза выше, чем вблизи эмиссионной сетки, доля распыляющих мишень ионов возрастает от 12% в отсутствие поля до 25% при неизменной неоднородности ее распыления ~ 15%; – показано, что с увеличением магнитной индукции на границе мишени до 6 мТл длина пути до анода эмитированных ее поверхностью электронов возрастает благодаря образующейся магнитной ловушке с арочной конфигурацией линий. Это позволяет снизить давление газа до 0,1 Па и повысить до 56% поступающую на мишень долю образованных в разряде ионов, однородно распыляющих 85% ее поверхности. Практическая значимость работы заключается в том, что: – на базе результатов проведенных исследований разработан источник потока атомов металла и быстрых атомов аргона диаметром 200 мм, позволяющий активировать поверхность подложек бомбардировкой атомами аргона с энергией 1–2 кэВ, а затем осаждать на них тонкие пленки с неоднородностью толщины менее 4% при диаметре подложки 150 мм со скоростью до 500 нм/ч и при осаждении модифицировать их свойства импульсно-периодической бомбардировкой атомами аргона с энергией более 1 кэВ; – разработан источник смешанного потока диаметром 200 мм металлического пара и быстрых молекул, бомбардирующих покрытие, синтезируемое на поверхности изделия из осаждаемого пара и химически активного газа, который позволяет нагревать массивный инструмент и активировать его поверхность пучком атомов аргона с энергией до 3 кэВ и эквивалентным током до 1,5 А, без затупления ре- 9 жущих кромок упрочнять его поверхностный слой азотированием в плазме, образованной при инжекции в камеру пучка молекул азота с энергией до 3 кэВ и эквивалентным током до 1,5 А, а затем синтезировать на упрочненной поверхности твердые покрытия, например, из нитрида титана, со скоростью осаждения до 4 мкм/ч при расстоянии от источника до обрабатываемой поверхности 200 мм. На защиту выносятся следующие научные положения: 1. Плазменная эмиссионная система на базе тлеющего разряда с бипотенциальным полым катодом и эмиссионным сеточным электродом, изготовленными из металла, входящего в состав наносимого покрытия, позволяет формировать смешанные потоки, состоящие из распыляемых атомов металла и быстрых атомов плазмообразующего газа, с возможностью независимого регулирования состава потока и энергии быстрых атомов. 2. Импульсно-периодическая бомбардировка осаждаемого покрытия быстрыми нейтральными атомами с энергией 1 кэВ и выше позволяет увеличить адгезию наносимого покрытия не менее, чем в 4 раза по сравнению с непрерывной бомбардировкой ионами с энергией порядка 100 эВ и регулировать скорость нанесения покрытия. 3. Использование эффекта рассеяния частиц формируемого потока по углам, позволяет повысить равномерность плотности потока в поперечном направлении путем установки на его оси отражающего экрана, диаметр которого должен быть равен 35 - 40 % от диаметра потока. 4. Подбор конфигурации силовых линий и напряженности магнитного поля в области распыляемой мишени, установленной на дне полого катода, формирует область замкнутого азимутального дрейфа электронов, что позволяет: - получить равномерную скорость распыления материала мишени на 85% площади, подвергаемой бомбардировке ионами; - снизить рабочее давление в системе до 0,1 Па; - увеличить до 50 % и более долю ионов, идущих на распыляемый электрод из образованных в объеме полого катода. 10 Первая глава содержит обзор литературных данных по источникам атомов металла, принимающих участие в синтезе покрытий на поверхности изделий, и по источникам ускоренных частиц для предварительной обработки поверхности и сопровождения осаждения покрытий. Во второй главе приводятся результаты исследования формирования в тлеющем разряде с полым катодом смешанного потока атомов распыляемого ионами материала катода и сопровождающих их быстрых атомов газа. В третьей главе приводятся результаты исследования источника с распыляемой ионами аргона с энергией до 3 кэВ мишенью на дне полого катода и влияния на него неоднородного магнитного поля. Четвертая интенсивности глава посвящена распыления изучению поверхности зависимости мишени и распределения пространственного распределения плазмы тлеющего разряда в полом катоде от конфигурации неоднородного магнитного поля вблизи мишени и ее потенциала. 11 Глава 1. Методы получения потоков атомов металла, ионных пучков и пучков быстрых нейтральных молекул 1.1. Получение атомарных потоков осаждаемого материала в вакууме Потоки атомов, осаждаемых на изделия в вакуумных камерах, получают магнетронным распылением изготовленных из необходимых материалов мишеней [1] или их испарением катодными пятнами вакуумной дуги [2] и электронным пучком [3, 4], а также в результате распыления мишеней ионными пучками. На рисунке 1.1 представлена схема электронно-лучевого испарения. Осаждаемый материал 1 находится, как правило, в жидком состоянии в тигле 2, который устанавливают на дне рабочей вакуумной камеры, а обрабатываемую подложку 3 располагают над ним. Рисунок 1.1. Схема электронно-лучевого испарителя: 1 – испаряемый материал, 2 –тигель, 3 – изделие, 4 – поток осаждаемого материала, 5 – покрытие, 6 – термокатод, 7 – фокусирующая система, 8 – электронный луч, 9 – полюсный наконечник, 10 –электромагнит 12 Металлический пар 4 поднимается наверх в направлении подложки 3 и осаждается на ее поверхности, образуя покрытие 5. Термоэмиссионный катод 6 и система фокусировки 7 электронной пушки также устанавливаются на дне вакуумной камеры вблизи тигля. При этом луч 8 при помощи магнитной системы, состоящей из полюсного наконечника 9 и электромагнита 10, направляют на поверхность испаряемого материала 1 в тигле 2. Перемещение электронного луча 8 осуществляется изменением напряженности магнитного поля. Но так как температура испаряемого металла 1 в зоне луча 8 превышает температуру плавления тигля 2, то тигель не нагревают, а наоборот, охлаждают проточной водой. Чем выше температура плавления осаждаемого материала, тем сложнее получать его пар. В то же время, скорость распыления ионами тугоплавких материалов, лишь незначительно отличается от скорости распыления материалов, имеющих низкую температуру плавления [5]. На основе этого был предложен способ осаждения покрытий, где мишень распыляется ионами в аномальном тлеющем разряде низкого давления, схема которого представлена на рисунке 1.2. Рисунок 1.2. Схема осаждения покрытия на изделие путем распыления мишени ионами. 1 –распыляемая мишень, 2 – ион, 3 – плазма, 4 – катодный слой, 5 –электрон, 6 –атом осаждаемого материала, 7 – подложка, 8 – анод, 9 – источник питания. Являющаяся катодом разряда мишень 1, распыляется ионами 2, образованными в плазме 3 и ускоренными в катодном слое 4 тлеющего разряда. В результате столкновений ионов 2 с поверхностью мишени 1 образуются электроны 5, ко- 13 торые необходимы для поддержания разряда, и распыленные атомы 6, осаждаемые на поверхности изделия 7, расположенного на аноде разряда 8. Известно, скорость осаждения материала пропорциональна скорости v (м/с) распыления мишени v = Y(j/e)(M/), (1.1) где Y – коэффициент распыления, зависящий от вида ионов, их энергии и материала мишени, j – плотность ионного тока на мишени, e – элементарный заряд, M – масса атома материала мишени, а – его плотность. Например, при распылении, алюминиевой мишени ионами аргона, скорость осаждения покрытия 2 мкм/час достигается при достаточно высокой плотности тока на катоде j 10 А/м 2. По этой причине мишень распыляют в аномальном тлеющем разряде с падением потенциала на катоде Uк 2–5 кВ. Для поддержания разряда с указанными параметрами Uк и j необходимо давление p аргона в вакуумной камере не менее 4 Па. При таком давлении длина их свободного пробега примерно равна 2,5 мм, что в 20 раз меньше расстояния 5 см между распыляемой мишенью 1 и подложкой 7. При p 4 Па плотность потока атомов металла на поверхность подложки снижается, так как часть его осаждается на стенки камеры, а также обратно на мишень 1. При этом адгезия покрытия к подложке так же снижается при таком высоком давлении. Отсюда следует, что нанесение качественных покрытий с помощью аномального тлеющего разряда может быть осуществлено лишь в узком диапазоне давления рабочего газа, из-за чего к системе стабилизации давления газа в разрядном устройстве предъявляют жесткие требования. Для получения более высокой, чем в аномальном тлеющем разряде скорости распыления мишени необходимо, во-первых, снизить давление рабочего газа в разряде, во-вторых, увеличить плотность тока на катоде и, в-третьих, уменьшить катодное падение потенциала. Это представляется возможным при наложении магнитного поля, нормального по отношению к направлению движения элек- 14 тронов [6-12]. В результате возрастает длина пути электронов от катода к аноду, и на него электроны попадают после того, как израсходуют всю энергию. Тлеющий разряд в магнитном поле называется магнетронным, а источники металлического пара на его основе – магнетронами. На рисунке 1.3 изображена принципиальная схема аксиально- симметричного разрядного устройства с дисковой катодной мишенью 1, и постоянным магнитом 2, создающим арочное магнитное поле, образующее магнитную ловушку вблизи поверхности катода. Рисунок 1.3. Схема планарного магнетрона. 1 – мишень, 2 – постоянный магнит, 3 – анод, 4 – источник питания, 5 – плотная плазма, 6 – плазма низкой концентрации, 7 – катодный слой, 8 – подложка. Эмитированные катодом электроны могут выбраться из этой ловушки только после многократных осцилляций в ней и столкновений с молекулами рабочего газа. При подаче напряжения на промежуток между катодом 1 и анодом 3 от источника питания 4 и давлении аргона 0,1–1 Па зажигается разряд с катодным падением в несколько сотен вольт. В зоне арочного магнитного поля появляется яркое кольцо плотной плазмы 5, а остальное пространство заполняется плазмой 6 низкой концентрации. В результате неоднородного радиального распределения концентрации плазмы у поверхности катода, ширина катодного слоя 7 объемного 15 заряда также неоднородна, и достигает минимального значения 1 мм в области арочного поля [13]. Рассматриваемый способ можно использовать и для распыления диэлектрических материалов. Для этого необходимо закрепить тонкую плоскую диэлектрическую мишень на поверхности металлического катода 1 магнетронной распылительной системы и подавать на него переменное высокочастотное напряжение. Метод магнетронного распыления имеет существенный недостаток, а именно, низкий коэффициент использования материала мишени [14]. Повысить его можно, если контур плотной плазмы перемещать по поверхности мишени, для чего применяют подвижные магниты. Наиболее широкое распространение на данный момент получил метод вакуумно-дугового испарения мишени. Он впервые был использован для нанесения покрытий в 1884 году Т.А. Эдисоном, получившим в 1894 году на этот метод патент США [15]. Через плазму на поверхности мишени протекает ток порядка 100 А, при этом плотность мощности, выделяющейся на поверхности мишени, составляет 1013 Вт/м 2 и соответствует температуре полной ионизации материала. В работе А. Андерса [16] приведены данные о распределении ионов по кратности ионизации для всех электропроводящих материалов. Кратность ионизации элементов в каждой отдельной группе и в каждом периоде таблицы Менделеева повышается с ростом их порядковых номеров. Получение пара с высокой степенью ионизации и высокой кинетической энергией эмитируемых ионов до 0,1 кэВ является одним из отличий дугового метода испарения мишени катодными пятнами вакуумной дуги. В еще одной работе А. Андерса [17] приведены данные об энергиях ионов различных материалов мишени. Из-за высокого давления пара металла в пятне с поверхности мишени за 5– 40 нс выбрасывается струя металлической плазмы. Если на поверхности рядом с местом выброса плазмы имеется стимулятор дуги, например, диэлектрическое включение или острый выступ, то происходит пробой и выбрасывается очередная 16 струя плазмы, и так далее. Постоянный ток дуги является ничем иным, как непрерывной последовательностью коротких импульсов тока элементарных плазменных струй [18] амплитудой 20–40 А, при превышении которой на поверхности мишени образуются несколько катодных пятен вакуумной дуги. На рисунке 1.4 представлена схема такого пятна [19]. Рисунок 1.4. Схема катодного пятна вакуумной дуги. 1 – плазменная струя, 2 – ионы, 3 – электроны, 4 – нейтральные атомы металла, 5 – мишень 6 – расплавленный металл, 7 – микрокапли металла. Струя плазмы 1 состоит из ионов 2, электронов 3 и нейтральных атомов металла 5, составляющих лишь незначительную часть, и направлена перпендикулярно к поверхности мишени 5. По мере продвижения вглубь мишени пар высокого давления сменяется жидким расплавом 6, который под давлением выбрасывается из полости, образующейся в результате эрозии, в виде капель 7 в разные стороны, но преимущественно параллельно поверхности мишени. На рисунке 1.5 представлена схема электродугового испарителя металла [20], состоящего из цилиндрической мишени 1, подключенной к отрицательному полюсу сильноточного источника питания 2 дуги. А рабочая вакуумная камера 3 при этом подключена к положительному полюсу. 17 Рисунок 1.5 Электродуговой испаритель: 1 –цилиндрическая мишень, 2 – источник питания, 3 – рабочая вакуумной камеры, 4 –электрод, 5 – экран, 6 – фланец испарителя Дуга зажигается при контакте вспомогательного подвижного электрода 4 с поверхностью мишени и последующем размыкании. Что бы повысить однородность испарения плоской поверхности мишени, обращенной к обрабатываемым изделиям, были использованы испарители, мишени которых находятся в аксиальном магнитном поле, а использование фокусирующей катушки позволяло уменьшить диаметр потока плазмы и выпускать его через отверстие в выходной диафрагме [21]. На рисунке 1.6 представлена конструктивная схема такого источника. Зажигание дуги происходит путём подачи высоковольтного импульса. Использование данной конструкции позволило снизить содержание капельной фазы в осаждаемых покрытиях и повысить эффективность транспортировки ионизованного материала мишени до поверхности подложки, а также снизить его потери на стенках рабочей камеры. 18 Рисунок 1.6. Схема электродугового испарителя с фокусирующей магнитной системой и стабилизацией катодных пятен на мишени: 1 – диафрагма, 2 – корпус, 3 – фокусирующая катушка, 4 – поток плазмы, 5 – мишень, 6 – стабилизирующая катушка, 7 – водяное охлаждение мишени, 8 – высоковольтный ввод поджигающего устройства. В процессе испарения материала мишени катодными пятнами вакуумной дуги шероховатость её поверхности увеличивается, что приводит к изменению угла между осью струи и нормалью к поверхности мишени в достаточно широком диапазоне. По этой причине в объёме вакуумной камеры практически невозможно найти область, куда с поверхности мишени поступали бы лишь ионы металла, а жидкие или уже отвердевшие за время пролета капли вообще не долетали. К сожалению, эмиссия этих макрочастиц является неотъемлемым свойством испарения металлов электродуговым методом, что существенно ограничивает диапазон его применения. Например, при осаждении упрочняющих или защитных покрытий микрокапли не снижают их эффективности при размере капель меньше толщины самого покрытия, а при нанесении изоляционных покрытий содержание капель металла вообще не допускается. Если содержание металлических капель в осаждаемом покрытии недопустимо, поток атомов металла, покидающий поверхность мишени, пропускают че- 19 рез различные фильтры. На рисунке 1.7 изображена конструктивная схема фильтра [4], состоящего из криволинейного (в виде четверти тора) плазмовода 1 и катушек 2 магнитного поля, которое удерживает эмитируемую с поверхности мишени 3 плазму 4 на оси плазмовода 1. Поток плазмы под действием магнитного поля отклоняется на 90 градусов, при этом микрокапли 5, имеющие большую массу и слабый заряд, на поле практически не реагируют и продолжают двигаться по прямолинейным траекториям, осаждаясь на внутренней поверхности плазмовода. Рисунок 1.7. Схема очистки металлической плазмы вакуумной дуги от капельной фазы в магнитном поле. 1 – криволинейный плазмовод, 2 – электромагнитные катушки, 3 – мишень, 4 – поток металлической плазмы, 5 – микрокапли металла, 6 – вакуумная камера, 7 – подложка, 8 – вспомогательный анод. 20 1.2. Очистка и активация поверхностей и повышение подвижности атомов в процессе осаждения покрытия Чтобы получить качественные покрытия в процессе вакуумного осаждения необходимо предварительно произвести очистку поверхности от загрязнений и активировать её, а также в процессе осаждения обеспечить высокую подвижность атомов в поверхностных слоях. Как правило обрабатываемые изделия сначала моют в ультразвуковой ванной при атмосферном давлении, а потом нагревают в вакуумной камере до 400– 500 °С и очищают бомбардировкой ионами. При ионной очистке на поверхности изделия образуются также дефекты структуры, которые при последующем осаждении покрытия являются центрами его конденсации [22]. Чем больше плотность вакансий (отсутствующих атомов кристаллической решетки на поверхности), тем выше адгезия покрытия к изделию. Поэтому образование поверхностных дефектов при ионной бомбардировке изделия называют активацией поверхности. Ионная бомбардировка используется также и для поддержания высокой подвижности поверхностных атомов в процессе осаждения покрытия. В работах Д. Амано и Р. Лоусона представлены зависимости плотности покрытия от энергии ионов [22, 24]. Были произведены измерения плотности покрытий при осаждении на подложку в вакууме ионов свинца и магния. Они показали, что с увеличением энергии ионов растет и плотность покрытия. Однако при превышении определенных значений энергии ионов плотности покрытий снова снижаются. От энергии ионов зависит также и твердость покрытий [25,26]. Если в процессе осаждения на подложку медленных атомов металла бомбардировать её поверхность ускоренными ионами газа, то отношение плотностей потоков медленных и быстрых частиц так же будет оказывать влияние на плотность и микротвердость покрытия [27]. 21 Когда энергия ионов аргона постоянна и составляет 100 эВ, а отношение плотностей потоков ионов аргона и атомов алюминия возрастает от 0 до 0,2, плотность алюминиевых покрытий увеличивается от 1500 кг/м3 до 2000 кг/м3. Но с дальнейшим увеличением отношения плотностей частиц аргона и алюминия или энергии ионов плотность осаждаемого покрытия снижается. Из приведенных данных следует, что для получения покрытия с заданными значениями плотности и микротвердости, процесс осаждения необходимо сопровождать ионами с определенной энергией. Следовательно, для точного управления параметрами покрытия необходимы источники моноэнергетических ионов. При этом, изменения плотности тока и энергии ассистирующих ионов позволяют регулировать микротвердость и плотность покрытия, а также изменять его структуру и в широком диапазоне регулировать значения остаточных напряжений [28,29]. При превышении порогового значения напряжения растяжения или сжатия покрытие разрушается и в первую очередь это связано с адгезией покрытия [31]. Для ее улучшения подложку предварительно обрабатывают ионным пучком. Например, если в процессе осаждения на подложке из стали нитридного покрытия бомбардировать его ионами азота с энергией 30 кэВ, то увеличивается ширина интерфейса от 0,01 мкм до 0,05 мкм [30]. Бомбардировка ионами с большей энергией увеличивает ширину интерфейса и после осаждения пленок[32, 33]. На рисунке 1.8 представлены результаты работы К. Русета и Э. Григорэ, свидетельствующие о значительном улучшении характеристик осаждаемого покрытия в результате его бомбардировки ионами с высокой энергией [34]. 22 Рисунок 1.8. Распределение по толщине покрытия концентраций атомов железа Fe (кривая 1), титана Ti (2), азота N (3) и углерода C (4) В первом варианте подложка размером 20×30 мм2 и толщиной 2 мм была установлена на расстоянии 100 мм от мишени и на нее подавалось постоянное отрицательное напряжение смещения 100 – 200 В. Далее на подложку при температуре 330 оС осаждалось покрытие TiN толщиной до 5 мкм с микротвердостью до 2700HV0,04. Между подложкой и покрытием из нитрида титана виден переходный титановый слой толщиной ~1 мкм (рис. 1.8а) Во втором случае на подложку подавались импульсы отрицательного напряжения длительностью 20 мкс и амплитудой в 30–50 кэВ с частотой 25 Гц. В итоге на подложку осаждалось темное покрытие состава Ti2N (рис. 1.8б) толщиной до 15 мкм и микротвердостью до 5500HV0,04 [34]. Как видно, переходный слой между подложкой и покрытием отсутствует, вместо него имеется интерфейс с монотонным снижением значений концентраций железа, углерода и ростом концентраций титана и азота. 23 Результаты работы [35] демонстрируют возможности осаждения покрытий из диэлектрических материалов с сопровождением ионами высокой энергии. Было показано, что в процессе осаждения кремния с сопровождением ионами азота с энергией 40 кэВ в течение 60 мин на подложку из никеля, на ней синтезируется диэлектрическая пленка из нитрида кремния толщиной 0,5 мкм, микротвердостью 980HV0,02 и коэффициентом трения по стали 0,1– 0,15. 1.3. Ионные источники для сопровождения процесса осаждения покрытий Чтобы в процессе осаждения на проводящие подложки покрытия из токопроводящего материала бомбардировать его ионами, достаточно погрузить обрабатываемые изделия в плотную плазму, в которой содержатся все элементы необходимые для синтеза покрытия. Далее необходимо подать на изделия ускоряющее ионы напряжение. Этот метод называется иммерсионным и довольно широко применяется в промышленности на установках для упрочнения поверхности. Существенными недостатками этого метода являются невозможность осаждать покрытия на диэлектрические изделия, синтезировать покрытия из диэлектрических материалов и резкая неоднородность распределения ионного тока по поверхности обрабатываемого изделия, имеющего сложную геометрическую форму с острыми выступами и глубокими пазами. Даже при погружении в однородную плазму такого изделия плотность ионного тока j на его острых выступах будет на порядок выше, а в углублениях на порядок ниже, чем средняя плотность тока jo (рис. 1.9) [36]. Предварительная иммерсионная очистка с высокой интенсивностью распыления ионами аргона острых кромок приводит к затуплению режущего инструмента, в результате чего последующее осаждение твердого износостойкого покрытия не увеличивает срок службы инструмента. В то же время при низкой плотности тока не обеспечивается необходимая адгезия и срок службы покрытий в канавках инструмента весьма недолгий. 24 Рисунок 1.9. Распределение плотности тока. 1 – ионы, 2 – однородная плазма, 3 – подложка, j– ток ионов, jo – средняя плотность тока ионов на поверхности подложки. Однако, обеспечить необходимую плотность тока ионов бомбардирующих осаждаемое покрытие удаётся лишь при иммерсионном способе осаждения. Использование классического магнетронного способа распыления мишени не представляется возможным, так как значения концентрации плазмы и плотности ионного тока слишком малы. Для повышения концентрации плазмы у поверхности обрабатываемых изделий используют так называемые несбалансированные магнетроны [14], схема которого представлена на рисунке 1.10. Рисунок 1.10. Схема осаждения покрытий с несбалансированными магнетронами. 1 –мишени, 2 – постоянный магнит, 3 – соленоиды, 4 – обрабатываемые изделия, 5 – силовые линии, ограничивающие объем большой ловушки. 25 Так как в центре мишени поле ослабляется, то увеличивается вероятность ухода быстрых электронов из ловушки в арочном магнитном поле в центр рабочей вакуумной камеры, где установлены обрабатываемые изделия 4. Электроны, вылетающие из ловушек под арочными магнитными полями, ионизуют газ и, соответственно, повышают концентрацию плазмы у поверхности подложек 4 [37, 38]. Распределение интенсивности травления выравнивается при использовании источников широких пучков ионов с однородным распределением по сечению пучка плотности их тока. К тому же только эти источники позволяют производить предварительную очистку диэлектрических подложек и сопровождать процесс осаждения покрытий бомбардировкой быстрыми частицами. Если использовать два независимых друг от друга источника потока медленных частиц осаждаемого материала и источника пучка ускоренных ионов для сопровождения в процессе его осаждения, то можно синтезировать покрытия для любых материалов, проводников, диэлектриков или полупроводников. Этот способ является универсальным и главным его отличием от иммерсионного метода является большая однородность обработки поверхности изделий сложной геометрической формы. Так же этот метод позволяет в более широком диапазоне производить модификацию структуры, стехиометрии, твердости, плотности, остаточных напряжений и других параметров осаждаемого покрытия [39]. Однако, до сих пор сопровождаемое ионным пучком осаждение покрытий в промышленности используется не часто. Это, в первую очередь, связано с отсутствием на мировом рынке ионных источников с требуемыми параметрами. На рисунке 1.11 представлена принципиальная схема источника Кауфмана, который является одним из самых распространенных ионных источников в лабораторной практике [40]. 26 Рисунок 1.11. Принципиальная схема источника Кауфмана 1 – рабочая камера, 2 – эмиссионная сетка, 3 – ускоряющая сетка ИОС, 4 – газовый ввод, 5 – накаленный катод, 6 – анод, 7 –линии магнитного поля, 8 – накаленный катод нейтрализатора. Однако подобные источники имеют ряд недостатков, а именно сложность и дороговизна изготовления ионно-оптической системы (ИОС), ограниченная величина площади поперечного сечения пучка, а также использование накаленных катодов, что делает невозможным получение пучков химически активных газов, например, кислорода. На рисунке 1.12 изображена конструктивная схема источника с накаленными катодами с площадью сечения пучка около 0,2 м 2 [41]. В камеру 1 через штуцер 2 подается рабочий газ аргон, и с помощью разряда между анодом 3 и накаленными катодами 4 в ней образуется плазменный эмиттер ионов при давлении рабочего газа 0,02 – 0,04 Па. Отражатели 6, установленные на стенках камеры и изолированные от нее, снижают потери электронов. Ионно-оптическая система данного источника состоит из плазменной сетки 7 и ускоряющей сетки 8. При энергии ионов 0,3 кэВ плотность тока достигает лишь 0,1 мА/см 2, следовательно, использовать предложенные источники с многосеточными ИОС с энергией ионов до 0,2 кэВ, ассистирующих осаждение покрытий, не возможно. 27 Рисунок 1.12. Источник, формирующий пучок ионов сечением 0,2 м2. 1 – рабочая камера, 2 – штуцер подачи газа, 3 – анод, 4 – накаленные катоды, 5 – соленоиды, 6 - отражатели электронов, 7 – эмиссионная сетка, 8 – ускоряющая сетка ИОС, 9 – ионный пучок, 10 –обрабатываемые изделия Часто магнитное поле в плазме является причиной возникновения плазменных колебаний и неоднородности плазменного эмиттера. Для преодоления этих ограничений, а также для упрощения конструкции, были разработаны источники, в которых накаленные катоды были распределенны по периферии разрядной камеры, а магнитное поле отсутствовало [42]. На рисунке 1.13 представлена конструкция одного из таких источников. Плазма создается в газоразрядной камере с помощью диффузного разряда низкого давления между распределенным катодом и анодом. При давлении водорода 1 Па и ускоряющем напряжении 10 кВ в источнике формируется импульсный пучок с током ионов 10 А. При этом энергетическая цена иона превышает 0,1 кэВ, а цена иона, вылетающего из плазменного эмиттера и ускоряемого ИОС, составляет 2 кэВ. 28 Рисунок 1.13. Конструктивная схема ионного источника без внешнего магнитного поля (ИБМ). I – блок газоразрядной камеры (ГРК), II – блок ионно-оптической системы (ИОС). 1,2 – изоляторы, 3 – анод, 4 – корпус ГРК, 5,8 – катодные фланцы, 6 –распределитель газа, 7 – экран, 9 – катодные шпильки, 10 – замедляющая сетка, 11 – ускоряющая сетка, 12 - эмиссионная сетка ИОС. Использование магнитного поля на стенках рабочей камеры, ограничивающее уход на них заряженных частиц, позволяет уменьшить энергетические затраты на образование ионов [43, 44]. Схема такого источника с магнитным полем по периферии камеры представлена на рисунке 1.14. Магнитная система представляет собой набор постоянных магнитов, установленных с шагом 3 см и с чередованием полюсов. На расстоянии от стенки 4,5 см магнитное поле уменьшается и не превышает 1 мТл. На задней стенке камеры вдоль ее длинных сторон располагаются в 2 ряда катоды 3 из вольфрамовой проволоки диаметром 1 мм с общей площадью эмиссии 50 см 2. 29 Рисунок 1.14. Схема источника с периферийным магнитным полем (ИПМ). 1 – стенки камеры, 2 – постоянные магниты, 3 – накаленные катоды, 4 - эмиссионная сетка, 5 – ускоряющая сетка, 6 – замедляющая сетка ИОС. Эффективная площадь анода Sа, на поверхность которого из плазмы поступают электроны, снижается из-за влияния периферийного магнитного поля. Однако, известно, что при указанном значении магнитной индукции ионы, поступающие из плазменного эмиттера, ещё не замагничены, в результате чего большая часть их попадает на камеру. Для снижения доли ионов, поступающих на стенки камеры, в работе [45] создавалось положительное анодное падение путем повышения индукции периферийного магнитного поля. Это обеспечивает электростатическое удержание ионов в камере и повышает энергетическую эффективность разряда. Источники с термоэмиссионными катодами невозможно использовать для получения пучков ионов химически активных газов, например, кислорода. В этом случае целесообразно использовать источники А.В. Жаринова на основе разряда с анодным слоем [12]. На рисунке 1.15 представлена схема такого источника. 30 Рисунок 1.15. Схема источника Жаринова. 1 – анод, 2– катод, 3 – источник питания, 4 – трубопровод подачи газа; 5 – постоянный магнит, 6 – анодный слой, 7 – нейтрализованный ионный пучок. В нем ионы образуются и ускоряются в анодном слое разряда низкого давления в поперечном магнитном поле, сосредоточенном в замкнутом щелевом зазоре холодного катода. К источникам этого типа относятся, например, источники компенсированных ионных пучков «Радикал», широко применяемые для травления ионами химически активных газов при производстве микроэлектронных приборов и других изделий. Однако для получения тока пучка до 1 А и здесь необходимы ускоряющие напряжения свыше 1 кВ. Ионные пучки с энергией ~ 0,1 кэВ и током до нескольких ампер можно получать с помощью предложенных А.И. Морозовым ускорителей [46].На рисунке 1.16 представлена конструктивная схема плазменного ускорителя с замкнутым дрейфом электронов и протяженной зоной ускорения (УЗДП). Ионы образуются и ускоряются в пространстве между двумя коаксиальными диэлектрическими цилиндрами 1, куда через кольцевой распределитель 2 поступает рабочий газ. А магнитное поле создается соленоидами 3 и магнитопроводом 4. При подаче на анод 2 положительного напряжения к нему поперек силовых линий двигаются электроны, эмитированные накаленным катодом 5. Потенциал пространства в за- 31 зоре непрерывно возрастает от катода 5 до анода 1, а в зоне магнитного поля 6 принимает постоянное значение. Рисунок 1.16. Схема ускорителя Морозова (УЗДП). 1 – коаксиальные диэлектрические цилиндры, 2 – анод-газораспеределитель, 3 – соленоиды, 4 – магнитопровод, 5 – накаленный катод, 6 - силовые линии магнитного поля, 7 –ионные пучки. Энергия ионов, образующихся дрейфующими электронами и поступающих в вакуумную камеру, определяется разностью потенциалов между пространством в точке их образования и потенциалом катода 5. По этой причине ионы непрерывно распределяются по энергии от нуля до значения полного разрядного напряжения U на аноде 1. Результаты экспериментов, приведенные в разделе 1.2 свидетельствуют о сильном влиянии энергии ионов на параметры осаждаемого покрытия. Поэтому использование УЗДП для точного регулирования параметров покрытия в процессе его осаждения не представляется возможным. Все вышеупомянутые источники имеют существенный недостаток, а именно использование накаленных катодов. В связи с этим широкое распространение в промышленности получили источники, в которых плазма образуется при помощи 32 высокочастотного разряда [47 – 49]. Их основным недостатком является высокая стоимость. Тлеющий разряд с холодным полым катодом, являющимся электростатической ловушкой для электронов газоразрядной плазмы, долгое время не применялся для модификации поверхности изделий машиностроения. Это было связано со сравнительно высоким рабочим давлением газа, которое во всех известных случаях превышало 1 Па. Лишь в 1984 году было экспериментально доказано, что, при уменьшении апертуры ухода электронов из электростатической ловушки, рабочее давление разряда снижается до ~ 0,01 Па [50]. Это значительно расширило диапазон применений разряда. На его основе были разработаны электронные пушки с плазменными эмиттерами, формирующие как узкие пучки диаметром ~ 10 мм с энергией до 250 кэВ и током до 250 А при длительности импульса до 250 мкс [51], так и широкие пучки диаметром 170 мм и током до 700 А при энергии 300 эВ и длительности импульса 200 мкс, позволяющие обрабатывать плоские подложки площадью до 200 см2 при плотности выделяемой в импульсе на поверхности энергии до 100 Дж/см2 [52]. Тлеющий разряд при давлении ~ 0,1 Па стал использоваться также для получения плазменных эмиттеров ионов технологических источников пучков для обработки материалов [53]. На его основе были разработаны источник ионов с двухкаскадным самостоятельным разрядом низкого давления без магнитного поля [54] и источник с холодным полым катодом широкого пучка ионов химически активных газов [55]. Группой ученых во главе с Н.В. Гавриловым, Г.А. Месяцем и С.П. Никулиным были разработаны источники с цилиндрическим полым катодом в осевом магнитном поле [56-58], в которых отбор ионов происходил, как через катодную, так и через анодную эмиссионные сетки [59]. В последнем случае удержание в полом катоде электронов, эмитированных поверхностью катодного цилиндра, осуществлялось путем использования кольцевой катодной диафрагмы между анодной 1 и катодной 2 полостями (рис. 1.17), а также магнитного поля. 33 Рисунок 1.17. Конструктивная схема ионного источника: 1 – полый анод, 2 – полый катод, 3 - эмиссионная сетка, 4 – ускоряющая сетка, 5 – замедляющая сетка ИОС, 6 – изолирующая втулка, 7 – фиксирующее кольцо, 8 – крепежный фланец, 9 – тепловой экран, 10 – подвод воды, 11 и 12 – разъемный корпус, 13 – опорный изолятор, 14 – электрический ввод, 15 – напуск газа, 16 – нейтрализатор, 17, 18 – постоянные магниты В работе [60] было показано, что при установке выходной диафрагмы на цилиндрическом полом катоде можно снизить рабочее давление газа на два порядка и получить достаточно однородное радиальное распределение концентрации плазмы. Дальнейшее развитие источники ионов с внешним магнитным полем получили в работах [61, 62], а в работе [63] использовалось периферийное многополюсное магнитное поле для удержания быстрых электронов в полом катоде. В работах [64–66] использовался вспомогательный разряд с полым катодом (рис. 1.18) , который позволял снизить рабочее давление газа до 0,01 Па и катодное падения потенциала до 100 В. 34 Рисунок 1.18. Принципиальная схема ионного источника с инжекцией электронов в электростатическую ловушку тлеющего разряда из вспомогательного разряда. 1 – электростатическая ловушка, 2 – плазменный эмиттер электронов, 3 – полый катод вспомогательного разряда, 4 и 5 – источники питания, 6 – анод, 7 – штуцер подачи газа, 8 – эмиссионная сетка, 9 – ускоряющая сетка, 10 – замедляющая сетка ИОС. 1.4. Источники быстрых нейтральных атомов и молекул Проблемы транспортировки пучка до обрабатываемой подложки и зарядки ее поверхности ионами решаются, если вместо ионных пучков использовать пучки быстрых атомов [67]. В 1991 году А.С. Метель предложил конструкцию источника широких пучков быстрых атомов и молекул химически активных газов с холодным полым катодом и единственной эмиссионной сеткой, которая отрицательна по отношению как к катоду, так и к вакуумной камере, в которую инжектируют пучок [68]. 35 Эмиссионная сетка с высокой геометрической прозрачностью ~ 80% имеет отрицательный по отношению к катоду потенциал ~ 100–150 В и выше, который препятствует вылету из полого катода через области провисания потенциала в отверстиях диаметром от 2 до 8 мм электронов, эмитированных катодом. Эти электроны в совокупности с быстрыми электронами, образованными в слое положительного объемного заряда [69], который окружает разрядную плазму, ионизуют газ внутри электростатической ловушки, образованной полым катодом и сеткой. Для заданного материала катода и рода газа катодное падение разряда Uк практически не зависит от давления при длине релаксации энергии Λ эмитированных катодом электронов, не превышающей среднюю длину их пути внутри ловушки L = 4V/Sо, где V – объем ловушки, а Sо – площадь апертуры, через которую могут уходить электроны [70]. Диапазон давления, в котором Λ < L, а Uк зависит лишь от разрядного тока, называют средним диапазоном области эффекта электростатической ловушки (ЭЭЛ) в тлеющем разряде. Диапазон, в котором обратно пропорциональная давлению p длина Λ превышает L, называют нижним диапазоном области ЭЭЛ. В нем Uк возрастает при постоянном разрядном токе с уменьшением p от сотен до тысяч вольт, и разряд обрывается [70]. В нижнем диапазоне наблюдается также значительный рост времени зажигания и установления разряда [71]. Испытания различных моделей источников [72] показали, что верхняя граница рабочего диапазона давления газа pв определяется пробоем между плазменным эмиттером внутри источника и вторичной плазмой внутри камеры. Она практически не зависит от габаритов источника и при диаметре отверстий сетки от 2 до 8 мм составляет около 1 Па. Нижнюю границу pн можно считать равной граничному давлению pо между нижним и средним диапазонами, удовлетворяющему равенству Λ(pо) = L. Оно зависит от размеров полого катода и увеличивается от ~ 0,05 Па для источника пучка с объемом катодной полости 0,1 м 3 до ~ 0,5 Па, т.е. практически до верхнего рабочего давления, для источника пучка с объемом полости ~ 0,01 м 3. 36 При расположении анода разряда внутри полого катода апертура ухода электронов Sо включает площадь анода, которая в сотни раз меньше площади S охватывающих ловушку поверхностей катода и сетки. Уменьшение разности потенциалов между катодом и сеткой до критической величины приводит к утечке электронов через сетку, и в этом случае Sо может возрасти на порядок. Это приведет к уменьшению на порядок длины пути L и увеличению на порядок нижнего рабочего давления источника pн = pо. Поэтому достаточная величина разности потенциалов между катодом и сеткой является необходимым условием обеспечения работоспособности источников [73]. Отрицательный потенциал сетки относительно камеры препятствует проникновению из нее в источник ускоренных электронов. Источники пучков с площадью сечения до 0,8 м2 быстрых молекул химически активных газов с энергией до 10 кэВ и током до нескольких ампер на основе тлеющего разряда с электростатическим удержанием электронов [74] при полной отсечке электронов из камеры устойчиво работают в диапазоне давления газа 0,05 – 0,5 Па. Ионы из плазменного эмиттера электронов сначала ускоряются в слое объемного заряда между ним и эмиссионной сеткой, а затем замедляются в слое между сеткой и вторичной плазмой в камере. Это позволяет при постоянном токе пучка уменьшать энергию ионов от сотен эВ практически до нуля. Длина перезарядки ионов при давлении 0,1–0,5 Па составляет 2–10 см и на расстоянии 20 см от сетки доля ускоренных ионов в пучке бомбардирующих поверхность изделия быстрых молекул меньше 1%. Однако с уменьшением габаритов источника и сечения пучка нижняя граница pн его рабочего диапазона вплотную приближается к верхней границе pв, что резко снижает стабильность его работы. В связи с этим необходимо разработать специальные средства воздействия на тлеющий разряд с электростатическим удержанием электронов, обеспечивающие его стабильность. 37 1.5. Источники совмещённых потоков атомов металла и быстрых молекул В работе [75] было предложено совместить источники медленных и быстрых частиц в одном устройстве (рис. 1.19). Рисунок 1.19. Принципиальная схема источника совмещенных пучков. 1 – цилиндрическая сетка; 2 – катод; 3 – анод; 4 – мишень; 5 и 6 – источники напряжения смещения; 7 – источник питания разряда; 8 – плазменный эмиттер; 9 – вакуумная камера; 10 – изделия; 11 – устройство вращения изделий; 12 – источник ускоряющего напряжения; 13 – набор поглощающих пучок пластин в форме жалюзи. Оно включало распыляемую ионами цилиндрическую мишень 4 длиной 330 мм и диаметром 60 мм на оси эмиссионной сетки 1 такой же длины диаметром 200 мм, а также торцевого катодного диска 2, через который внутрь сетки 1 введен анод 3. После зажигания разряда пространство между сеткой и мишенью заполняется однородной плазмой 8. Часть образованных в разряде ионов ускоряется в слое между плазмой и сеткой, пролетает через ее отверстия и превращается в бы- 38 стрые нейтральные молекулы, бомбардирующие обрабатываемые изделия 10 в камере. Часть ионов ускоряется в слое между плазмой и мишенью и распыляет ее поверхность. Распыленные атомы через отверстия сетки вылетают в камеру и осаждаются на изделиях. Остальные ионы бомбардируют торцевой катод, эмитирующий электроны с энергией в сотни электронвольт. На рисунке 1.20 представлена фотография экспериментальной модели источника, который был создан для оценки работоспособности предложенного принципа совмещения в одном устройстве пучков медленных атомов металла и быстрых молекул [76]. Рисунок 1.20. Экспериментальный источник Испытания показали, что при давлении аргона 0,5 Па ток разряда в источнике не превышает 0,2 А. Причиной тому – малая величина поверхности катода, который эмитирует электроны, не покидающие электростатическую ловушку через отверстия эмиссионной сетки. Поэтому для поддержания разряда в источнике на рис. 1.20 необходимо было на порядок увеличить поверхность катода. Для этого вблизи торца цилиндрической сетки был установлен еще один катодный диск площадью 0,02 м2, а между ними – 12 катодных пластин 10 (рис. 1.21) длиной 330 мм, шириной 20 мм и толщиной 2 мм. 39 Рисунок 1.21. Схема источника с распределенным внутри плазмы катодом 1 – цилиндрическая мишень, 2 – эмиссионная сетка, 3 – распыленный атом мишени, 4 – быстрая молекула, 5 – ускоряемый ион, 6 – молекула газа, 7 – медленный ион, 8 – вторичная плазма, 9 – плазменный эмиттер, 10 – катодная пластина, 11 – изделия Общая площадь катодной поверхности, которая эмитирует электроны, не вылетающие через сетку 2, увеличилась в 10,5 раз до 0,21 м2 и превысила площадь эмиссионной сетки, а эквивалентный ток пучка и ток в цепи катода при давлении газа 0,1–0,5 Па увеличились до нескольких ампер. Расположение катодных пластин 10 в плоскостях, пересекающих ось источника, минимизировало потери на стенки камеры распыляемого материала мишени в результате осаждения на их поверхностях. Результаты измерений толщины полученных покрытий на металлических, стеклянных и керамических образцах, устанавливавшихся вокруг источника на расстоянии 100 мм от сетки, свидетельствуют о постоянной скорости осаждения 2 мкм/час покрытия из нитрида титана на всей площади 0,4 м2 поверхности окружающего источник цилиндра диаметром 0,4 м. 40 1.6. Выводы 1. При разработке источника смешанного потока атомов металла и быстрых молекул газа с регулируемой энергией молекул и варьируемым отношением плотности их потока к плотности потока атомов металла целесообразно использовать распыление металла в тлеющем разряде, а не испарение его катодными пятнами вакуумной дуги. Это позволит исключить наличие в синтезируемых покрытиях макрочастиц, которые значительно ограничивают применимость дуговой технологии. 2. Электростатическое удержание электронов позволяет обеспечить самостоятельность тлеющего разряда с током до нескольких ампер при давлениях 0,1– 0,5 Па, оптимальных для перезарядки ускоренных ионов из разрядной плазмы при пролете до обрабатываемых изделий, удаленных на расстояние 0,1–0,2 м, и для транспортировки на поверхность изделий атомов распыляемого в разряде металла. При этом распылять в тлеющем разряде можно как материал катода, в том числе и распределенного внутри разрядной плазмы (рис. 1.21), так и материал мишени под отрицательным относительно катода напряжением до 3 кВ. В обоих случаях распыленные атомы металла летят через эмиссионную сетку до обрабатываемых изделий в рабочей камере по тем же траекториям, что и ускоренные ионы, превращающиеся в результате столкновений с молекулами газа в быстрые нейтральные молекулы. 3. Достаточно однородная плазма тлеющего разряда с электростатическим удержанием электронов должна обеспечить более равномерное распыление поверхности катода или мишени по сравнению с магнетронными распылителями. Она позволит также повысить равномерность распределения потоков атомов металла и быстрых молекул газа на поверхности изделий. 4. На первом этапе исследований представляется целесообразным использовать в качестве электростатической ловушки классический полый катод в виде цилиндра, перекрытого отрицательной по отношению к нему эмиссионной сеткой 41 с высокой прозрачностью, которая обеспечивает как удержание в полом катоде всех эмитированных его поверхностью электронов, так и транспортировку из полого катода на обрабатываемые изделия распыленных атомов металла. 5. В качестве распыляемой мишени может быть использован сам полый катод или покрывающая его внутреннюю поверхность металлическая фольга. В этом случае энергию быстрых молекул можно регулировать изменением напряжения между анодом разряда и эмиссионной сеткой, а также напряжения между сеткой и рабочей вакуумной камерой. Варьировать здесь отношение плотности их потока к плотности потока атомов металла можно только, изменяя катодное падение потенциала и скорость распыления материала катода. 6. Как и в устройстве на рис. 1.21, для повышения плотности потока через эмиссионную сетку атомов металла, может быть использована мишень, распыляемая ионами с энергией до 3 кэВ. В цилиндрическом полом катоде ее целесообразно установить на дне катода напротив эмиссионной сетки. В этом случае можно регулировать энергию молекул изменением напряжений между анодом, сеткой и камерой и варьировать отношение плотностей потоков быстрых молекул и атомов металла, изменяя напряжение между катодом и мишенью. 7. Для расширения диапазона регулировки отношения плотностей потоков быстрых и медленных частиц и увеличения доли образованных в разряде ионов, распыляющих мишень, представляется возможным использовать неоднородное магнитное поле вблизи поверхности мишени. В связи с этим основной целью настоящей работы является разработка на основе тлеющего разряда с холодным полым катодом источников совмещенных потоков медленных атомов металла и быстрых молекул газа с регулируемой энергией, и для ее достижения представляется необходимым: – исследовать зависимость распределения плотности потока атомов распыляемого ионами материала полого катода источника быстрых молекул через его эмиссионную сетку и скорости их осаждения на подложки в рабочей камере от энергии сопровождающих их молекул, давления газа, тока в цепи катода и катодного падения потенциала разряда; 42 – изучить возможность повышения однородности толщины покрытий в результате перекрытия потока атомов металла через центр эмиссионной сетки; – исследовать осаждение покрытий при импульсно-периодической бомбардировке поверхности высокоэнергетическими молекулами; – изучить возможность повышения скорости осаждения покрытий за счет распыления ионами аргона с энергией 1–3 кэВ мишени, расположенной на дне полого катода напротив эмиссионной сетки; – исследовать влияние неоднородного магнитного поля в области мишени на дне полого катода на интенсивность и однородность распыления мишени. 43 Глава 2. Получение смешанного потока атомов металла и быстрых молекул газа Существенным недостатком генераторов плазмы и ионных источников на основе тлеющего разряда с холодным полым катодом является сравнительно высокое катодное падение потенциала [77]. Обычно оно составляет не менее 200– 300 В, а с уменьшением давления газа и ростом тока может достигать 2–3 кВ [78]. При давлении газа p < 1 Па длина свободного пробега ионов превышает ширину катодного слоя разряда ~ 2–6 мм, они пролетают через слой без столкновений и бомбардируют катод разряда с энергией, соответствующей катодному падения потенциала в сотни вольт. Поэтому коэффициент катодного распыления здесь такой же, как в магнетронных распылителях. В этих условиях полый катод всегда заполнен атомами распыляемого материала катода, концентрация которых с увеличением тока разряда возрастает [79]. При использовании плазмы разряда в качестве ионного эмиттера источников широких пучков [57] поток атомов металла через ионно-оптическую систему на обрабатываемые подложки в рабочей вакуумной камере делает невозможной обработку, например, полупроводниковых приборов, не допускающих относительного содержания посторонних примесей ~ 10 – 9. Для снижения потока атомов металла из полого катода необходимо уменьшить катодное падение и энергию ионов ниже порога распыления материала катода. С этой целью в полый катод инжектируют электроны [65], и энергия ионов снижается до ~ 50 эВ, что все-таки незначительно превышает порог распыления. С ростом тока в пучке появляются ионы металла, их доля увеличивается и при токе 45 А может достигать 20% [80]. Однако при осаждении тонких металлических пленок с модификацией их свойств в процессе осаждения бомбардировкой ионами или быстрыми молекулами отмеченный недостаток разряда с полым катодом становится его преимуществом. Действительно, если внутреннюю поверхность катода покрыть фольгой из 44 необходимого металла и повысить катодное падение до ~ 1 кВ, он превратится в эффективный источник атомов металла, вылетающих вместе с ускоренными ионами через эмиссионную сетку в камеру и осаждающихся там на подложках. Изменяя энергию ионов, можно регулировать параметры осаждаемых металлических пленок. В настоящей главе приводятся результаты экспериментального исследования такого источника. 2.1. Описание экспериментальной установки и методики измерений На рисунке 2.1 приведена схема комбинированного источника, установленного на вакуумной камере 1 длиной 600 мм и диаметром 500 мм. Основным элементом является полый катод 2 глубиной 100 мм и диаметром 260 мм из нержавеющей стали. Рядом с его выходным отверстием диаметром 200 мм расположена изолированная от катода сетка 3 из медной фольги толщиной 0.7 мм с отверстиями диаметром 5 мм (рис. 2.2а).Ее можно заменить другой сеткой с отверстиями диаметром 7 мм. В обоих случаях расстояние между центрами отверстий равно 8 мм. Внутренние стенки полого катода покрыты медной фольгой 4 толщиной 0.7 мм (рис. 2.2б). Этот материал был выбран для моделирования осаждения драгоценных металлов, потому что адгезия медных пленок к стеклянным подложкам, а также коэффициент распыления меди атомами аргона сравнимы с соответствующими величинами для золота.[81] 45 Рисунок 2.1. Схема экспериментальной установки. 1 – вакуумная камера; 2 – полый катод; 3 – эмиссионная сетка; 4 и 20 – металлические фольги; 5 – стержневой анод; 6 и 14 – источники питания; 7, 11, 12 и 13 – амперметры; 8, 9 и 10 – резисторы; 15 – диод; 16 – ключ; 17 – диск; 18 – держатель; 19 – подложка; 21 – плазменный эмиттер; 22 – катодный слой; 23, 30, 31 и 32 – ионы; 24 – сеточный слой; 25 – атом газа; 26 – быстрый атом; 27 – медленный ион; 28 – вторичная плазма; 29 и 33 – вольтметры. Камера 1, полый катод 2, держатель сетки 3, а также анод 5 длиной 80 мм и диаметром 6 мм охлаждаются водой. Положительный полюс источника питания разряда 6 с максимальным напряжением 1.2 кВ и максимальным током 2 А соединен через амперметр 7 с анодом 5. Его отрицательный полюс через резисторы 8 и 9 сопротивлением по 250 Ом соединен с полым катодом и сеткой. Через резистор 10 сопротивлением Ro = 5 кОм сетка 3 соединена с камерой 1. Токи в цепях катода 1, сетки 3 и камеры 1 измеряются, соответственно, амперметрами 11, 12 и 13. Источник питания 14 с максимальным напряжением 1.2 кВ и максимальным током 0.25 А подключен к резистору 10 через диод 15 и ключ 16. При замкнутом ключе и постоянном токе в цепи анода 5 он позволяет увеличить напряжение ме- 46 жду камерой 1 и сеткой 3 до 1 кВ, а в результате снизить до нуля ускоряющее ионы напряжение между анодом 5 и камерой 1 и, соответственно, энергию частиц. Рядом с его выходным отверстием диаметром 200 мм расположена изолированная от катода сетка 3 из медной фольги толщиной 0.7 мм с отверстиями диаметром 5 мм (рис. 2.2). Ее можно заменить другой сеткой с отверстиями диаметром 7 мм. В обоих случаях расстояние между центрами отверстий равно 8 мм. Внутренние стенки полого катода покрыты медной фольгой 4 толщиной 0.7 мм. Этот материал был выбран для моделирования осаждения драгоценных металлов, потому что адгезия медных пленок к стеклянным подложкам, а также коэффициент распыления меди атомами аргона сравнимы с соответствующими величинами для золота. Рисунок 2.2. Фотография медной эмиссионной сетки источника с диаметром отверстий 5 мм В центре сетки 3 можно установить медный диск 17 диаметром 75 мм, а в внутри камеры можно установить полый держатель 18 глубиной 130 мм и диаметром 260 мм подложек 19. Держатель подложек изолирован от камеры, а его внутренняя поверхность также покрыта медной фольгой 20. На стенке камеры установлено описанное в [82] устройство предварительной ионизации газа (рис. 2.3). После прохождения через него подаваемый в камеру газ ионизуется, и поэтому камера постоянно заполнена плазмой низкой концентрации, проникающей 47 через сетку 3 в полый катод 2. При включении источника питания 6 слабо ионизованный газ внутри полого катода 2 инициирует при давлении аргона p = 0.2–0.5 Па зажигание тлеющего разряда [83], и катод 2 заполняется разрядной плазмой 21, отделенной от катодной поверхности слоем 22 положительного объемного заряда. Так как ток в цепи катода в несколько раз больше чем в цепи сетки, падения напряжения на резисторах 8 и 9 снижают потенциал сетки относительно катода на 100–300 В. Это не позволяет электронам, эмитированным катодом, уходить из него через отверстия сетки. Ионы аргона 23 из плазменного эмиттера 21 ускоряются в слое 24 между эмиттером и сеткой и через отверстия сетки поступают в камеру. При столкновениях с медленными атомами аргона 25 происходит перезарядка, и ионы 23 превращаются в быстрые атомы 26, бомбардирующие подложку 19 и фольгу 20 внутри держателя 18. Рисунок 2.3. Фотография стеклянной подложки длиной 350 мм, установленной в вакуумной камере на расстоянии 150 мм от эмиссионной сетки источника и 40 мм от патрубка диаметром 250 мм между камерой и сеткой. В верхней части камеры подвешен плавающий электрод, а слева от него на стенке камеры расположено устройство предварительной ионизации газа. 48 Например, при энергии ионов аргона 900 эВ сечение их перезарядки равно c = 2.7×10–19 m2 [84], плотность атомов аргона при комнатной температуре и давлении газа p = 0.2 Па равна no = 5×1019 м–3 и длина перезарядки составляет c = 1/noc ~ 0.07 м. Это означает, что снижающаяся экспоненциально доля ионов в пучке быстрых нейтральных атомов аргона на расстоянии от сетки h = 0.07 м составляет 36.8% и снижается до 13.5% при h = 0.14 м и до 5% при h = 0.21 м. Положительный объемный заряд образованных в результате перезарядки медленных ионов 27 нейтрализуют вторичные электроны, эмитируемые камерой 1, сеткой 3, держателем 18, а также подложкой 19 и фольгой 20 внутри него. В результате образуется вторичная плазма 28 с концентрацией, максимальной вблизи сетки и монотонно снижающейся с увеличением расстояния от нее [85,86]. Поэтому ток медленных ионов 27 в цепи сетки заметно превышает ток в цепи камеры, индуцирующий падение напряжения 100–200 В на резисторе 10. Отрицательный потенциал указанной величины на сетке не позволяет электронам вторичной плазмы 28 проникать в полый катод. С помощью термоэмиссионного зонда было установлено, что в указанных условиях потенциал вторичной плазмы 28 не превышает 10 В. Разность потенциалов между плазменным эмиттером 21 и анодом 5 имеет такую же величину, поэтому можно полагать, что энергия ионов 23, ускоренных между эмиттером 21 и вторичной плазмой 28, соответствует измеряемому вольтметром 29 напряжению между анодом и камерой. Эквивалентный ток быстрых частиц 26 равен Ib = Iem = (Ig + Ich) [82], где – геометрическая прозрачность сетки, а Iem – ток эмиссии, равный сумме тока Ig в цепи сетки и тока Ich в цепи камеры. Ионы аргона 30–32 ускоряются в слое 22 измеряемым вольтметром 33 катодным падением разряда Uc и бомбардируют медную фольгу 4 на стенках полого катода 2. В результате распыления фольги внутри катода образуется пар меди, который через отверстия сетки поступает в камеру и осаждается на поверхности стеклянной подложки. В процессе осаждения медной пленки ее бомбардируют атомы аргона, энергию которых можно регулировать от нуля до 1 кэВ. 49 Для определения распределения в пространстве камеры скорости осаждения покрытий полый держатель 18 удалялся из камеры и на разных расстояниях от сетки 3 устанавливались стеклянные подложки толщиной 2 мм, шириной 20 мм и длиной от 200 до 350 мм. Каждая подложка параллельна сетке и пересекает ось источника. На ее поверхности, обращенной к сетке, закреплены десятки масок. После осаждения пленки маски снимаются с подложки и на разных расстояниях от ее центра измеряется с помощью профилометра DektakXT (производства фирмы BRUKER NANO, INC., США) высота ступенек между поверхностью пленки и закрытой маской поверхностью подложки. Скорость осаждения определяется делением высоты ступеньки на время осаждения. 2.2. Изучение разрядных характеристик источника смешанного потока, скорости осаждения и адгезии тонких пленок на диэлектрических подложках При давлении аргона p = 0.2 Па и токе Ic = 0.5 A в цепи катода 2 (рис. 1) напряжение между анодом 5 и катодом 2 составляет Uc = 400 В и возрастает до 640 В при Ic = 1 A и до 835 В при Ic = 1.5 A. В последнем случае измеряемый амперметром 13 ток в цепи камеры равен Ich = 0.045 A, измеряемый амперметром 12 ток в цепи сетки равен Ig = 0.26 A, а ускоряющее ионы 23 и измеряемое вольтметром 29 напряжение между плазменным эмиттером 21 и вторичной плазмой 28 равно U = 900 В. Разность потенциалов ΔU = R(Ic – Ig – Ich) = 250(1.5 – 0.26 – 0.045) = 300 В между катодом 2 и сеткой 3 вполне достаточна для предотвращения ухода из плазменного эмиттера через отверстия сетки электронов, эмитированных катодом. Эквивалентный ток пучка составляет Ib = η (Ig + Ich) = 0.4(0.26 + 0,045) = 0.12 A, где η = 0.4 – прозрачность сетки с отверстиями диаметром 5 мм [84]. Распыленные атомы меди через отверстия сетки проходят в камеру и летят на подложку, установленную на расстоянии 0.15 м от сетки. Однако при этом не наблюдает- 50 ся осаждения медной пленки, потому что атомы аргона с энергией 900 эВ и эквивалентным током 0.12 А немедленно распыляют все осаждающиеся атомы меди. Из-за значительного увеличения ширины слоя между плазменным эмиттером и сеткой вблизи ее границы прошедшие через крайние отверстия сетки быстрые частицы имеют малый угловой разброс и большой угол расходимости [82]. Они бомбардируют цилиндрическую поверхность корпуса рядом с сеткой и оставляют на ней вытянутые отпечатки, ширина которых примерно в 2 раза превышает диаметр отверстий (рис. 2.4). Однако в каждую точку поверхности подложки на расстоянии 150 мм от сетки приходят быстрые атомы, прошедшие через отверстия, расположенные на круглом участке ее поверхности диаметром ~ 50 мм. Поэтому быстрые атомы из разных отверстий достаточно хорошо перемешиваются, и распределение их плотности тока на подложке достаточно однородно. За 10 минут обработки в этом режиме на поверхности стеклянной подложки длиной 350 мм появились лишь радиационные дефекты – центры конденсации меди, осаждающейся при меньшей энергии атомов аргона [87]. Рисунок 2.4. Фотография отпечатков быстрых частиц на цилиндрической поверхности корпуса источника После снижения потенциала анода 4 от 910 В до 100 В на подложке в течение часа осаждается медное покрытие, бомбардируемое быстрыми атомами аргона с энергией 100 эВ. В этом случае потенциал полого катода относительно камеры снижается до – 735 В, и ионы аргона из вторичной плазмы с энергией 735 эВ, 51 прошедшие через крайние отверстия сетки, оставляют отпечатки на внешней поверхности катода. 2.3. Повышение однородности толщины осаждаемых покрытий путем прерывания потока атомов металла через центр эмиссионной сетки В рассматриваемом режиме быстрые атомы аргона образуют на поверхности подложки лишь структурные дефекты, являющиеся центрами конденсации будущей пленки [87]. Как и в работе [88] бомбардировка быстрыми атомами существенно улучшила адгезию. После предварительной обработки подложки в течение 10 минут атомами аргона с энергией 900 эВ напряжение между камерой и сеткой с помощью источника питания 14 было повышено до 1025 В. В результате ускоряющее ионы напряжение между анодом 5 и камерой 1 уменьшилось от 900 до 100 В, что не повлияло на разрядные характеристики. При том же токе Ic = 1.5 A в цепи катода на стеклянной подложке была получена зеркальная медная пленка, которую в процессе осаждения длительностью 2 часа непрерывно бомбардировали атомы аргона с энергией 100 эВ. Кривая 1 на рисунке 2.5 представляет зависимость толщины пленки δ от расстояния r до центра подложки. В центральной зоне диаметром 100 мм толщина пленки равна δ = 360 ± 10 нм, а скорость осаждения составляет 180 нм/ч. Однако на расстоянии до центра подложки r = 100 мм, равном радиусу эмиссионной сетки, толщина уменьшается уже до δ = 265 нм. На расстоянии r < 120 мм медная пленка имеет достаточно хорошую адгезию к стеклянной подложке, достигающую 107 Па. Однако при r > 120 мм адгезия снижается на порядок, а зеркальная поверхность пленки становится матовой. Это связано с угловыми характеристиками ионов, влетающих в камеру через сетку. В работе [82] было показано, что ширина d слоя 24 между плазменным эмиттером 21 и сеткой 3 возрастает на ее периферии. В связи с этим угол расходимости между осью источника и усредненным вектором скорости ускоренных ионов, 52 пролетающих через некоторую точку внутри камеры вблизи поверхности сетки, также возрастает на ее периферии. В то же время их угловой разброс , равный максимальному углу между векторами скорости ионов и упомянутым усредненным вектором, уменьшается с ростом отношения d/D ширины слоя d к диаметру D отверстий сетки. В связи с этим ионы, проходящие через периферийные отверстия сетки, имеют минимальный угловой разброс и максимальный угол расходимости. Число и расположение оставляемых ими отпечатков на охватывающей сетку цилиндрической поверхности хорошо согласуются с расположением отверстий на сетке. При уменьшении расстояния между сеткой и подложкой до 0.05 м на матовом фоне осажденной пленки наблюдаются кружки с зеркальной поверхностью диаметром около 7 мм, которые точно воспроизводят структуру сетки. В плоскости, удаленной от сетки на 0.1 м и более, потоки прошедших через отдельные отверстия сетки ускоренных частиц перекрываются. В результате на расстоянии от сетки 0.15 м распределение плотности эквивалентного тока быстрых атомов аргона в зоне диаметром до 220 мм становится достаточно однородным, а пленка, осажденная в этой зоне, имеет зеркальную поверхность и хорошую адгезию. Представленное кривой 1 на рисунке 2.5 распределение толщины пленки, осаждаемой в течение 2 часов при расстоянии между подложкой и сеткой h = 0.15 м, давлении аргона p = 0.2 Па, токе в цепи катода Ic = 1.5 A, энергии атомов аргона eU = 100 эВ и диаметре отверстий сетки D = 5 мм, достаточно неоднородно. Для повышения однородности в центре сетки был установлен медный диск 17 диаметром 75 мм (рис. 2.6). Кривая 2 на рисунке 2.5 свидетельствует о том, что перекрытие потока атомов меди через центр сетки снижает скорость осаждения пленки лишь незначительно, однако однородность ее толщины заметно улучшается. При r < 100 мм средняя толщина пленки составляет δ = 250 нм, а ее неоднородность не превышает ± 8%. При r < 75 мм толщина равна δ = 260 нм, а ее неоднородность не превышает ± 4%. Однако в центре подложки, покрытой пленкой с зеркальной поверхностью, наблюдается матовое пятно диаметром 30 мм, в пределах которого адгезия снижается на порядок. Это можно объяснить отсутствием 53 бомбардировки данного участка быстрыми атомами при активации поверхности атомами аргона с энергией 920 эВ из-за его затенения установленным на сетке диском. Рисунок 2.5. Зависимость толщины пленки δ Рисунок 2.6. Фотография эмиссионной сетки от расстояния r до центра подложки диаметром 200 мм источника медного пара и быстрых атомов аргона с диском диаметром 75 мм в ее центре В этом случае напряжение между эмиттером и сеткой U = 1000 В, а плотность тока ионов на ее поверхность из плазменного эмиттера ji = Iem/Sg = 0,34 А / 0,0314 м 2 = 10,8 А/м 2. Согласно закону Чайлда-Ленгмюра ji = (4/9)o(2e/M)1/2U3/2/h 2, (2.1) где o – электрическая постоянная, e – элементарный заряд, M – масса иона, а h – ширина слоя между эмиттером и сеткой, последняя составляет 4,5 мм, т.е. примерно равна диаметру отверстий d = 5 мм. Тангенс максимального угла β между вектором скорости быстрых атомов аргона и перпендикуляром к плоскости сетки можно оценить из соотношения между диаметром Do диска и диаметром D тени от него на подложке tg β = (Do – D)/2x = 0,15, где x = 150 мм – расстояние от сетки до подложки. Величина β = 8,5 градуса хорошо согласуется с углом расходимости β, измеренным при таком же отношении d/h ~ 1 в работе [82]. Для повышения ад- 54 гезии медной пленки на стеклянной подложке необходимо устранить «тень» от диска в ее центре. Этого можно добиться, увеличив расстояние x между диском и подложкой до Do/2tgβ = 250 мм. Зона в центре подложки с матовой поверхностью и плохой адгезией пленки действительно исчезла, однако скорость осаждения пленки снизилась примерно в два раза. Так как угловой разброс быстрых атомов резко возрастает при уменьшении отношения d/D ниже единицы [82], его удалось повысить за счет увеличения диаметра отверстий D. После замены сетки с диаметром отверстий 5 мм на сетку с отверстиями диаметром 7 мм на пленке, осажденной при тех же режимах и на расстоянии 0.15 м от сетки, матовая зона с плохой адгезией уже отсутствовала. Кроме того, прозрачность сетки и скорость осаждения покрытий увеличились в два раза (кривая 3 на рис.2.5). Что позволило снизить в несколько раз рабочее давление газа и расширить диапазон регулирования энергии быстрых атомов, ассистирующих осаждение. На рисунке 2.7а представлена фотография сетки источника с диаметром отверстий d = 7 мм, а на рисунке 2.7б фотография подложки из поликора размером 48х60 мм 2 с медным покрытием, осажденным при установке подложки на рас- стоянии от сетки x = 150 мм на оси источника. Рисунок 2.7а. Фотография эмиссионной сет- Рисунок 2.7б. Фотография поликоровой ки источника с диаметром отверстий d = 7 подложки: сверху – без покрытия; мм с дисковым экраном диаметром 75 мм внизу – с медным покрытием 55 2.4. Зависимость скорости осаждения пленки от энергии бомбардирующих ее атомов аргона и от интервала между импульсными пучками быстрых атомов Эксперименты подтвердили, что держатель подложек 18 не влияет на осаждение пленки на подложку 19 длиной 200 мм, установленную на дне держателя. При расстоянии 0.15 м между сеткой и дном держателя распределение толщины пленки, осаждавшейся при тех же параметрах источника с отверстиями сетки диаметром 7 мм, соответствует кривой 3 на рисунке 2.5. При исследовании влияния на параметры пленки энергии атомов аргона в центре дна полого держателя устанавливались одна за другой стеклянные подложки размером 48×60 мм 2 с масками. Каждую из них в течение 10 минут бомбардировали атомами аргона с энергией 900 эВ при давлении p = 0.2 Па, токе в цепи катода Ic = 1.5 A и катодном падении потенциала Uc = 850 В. Затем ускоряющее напряжение уменьшали и в течение 30 минут осаждали медную пленку при тех же значениях p = 0.2 Па, Ic = 1.5 A, Uc = 850 В и разных величинах энергии eU атомов аргона. При энергии eU ≤ 50 эВ толщина пленки δ не зависит от eU (рис. 2.8). Однако с дальнейшим ростом энергии eU из-за распыления пленки быстрыми атомами ее толщина быстро уменьшается. При eU = 200 эВ она снижается в 2 раза, при eU = 400 эВ – уже в 4 раза, а при энергии eU ~ 600 эВ падает до нуля. Тем не менее, медные пленки были получены и при энергии атомов аргона eU = 900 эВ. Для этого ключ 16 (рис. 2.1) периодически размыкали на одну секунду по истечении каждого временного интервала длительностью τ от 2 до 10 с. При замкнутом ключе энергия бомбардирующих подложку атомов аргона не превышает 50 эВ, а при его размыкании повышается до 900 эВ. На рисунке 2.9 представлена зависимость толщины δ медной пленки от времени τ между последовательными замыканиями ключа при тех же величинах p = 0.2 Па, Ic = 1.5 A и Uc = 850 В. При τ = 2 с толщина покрытия δ близка к нулю, а с увеличением интервала до τ = 10 с она возрастает до δ = 140 нм. Адгезия медной пленки толщиной 140 56 нм, осаждавшейся на стеклянную подложку при импульсно периодической бомбардировке атомами аргона с энергией 900 эВ, достигает 2×10 7 Па, что примерно в 2 раза выше по сравнению с пленкой толщиной 150 нм, осаждавшейся при ее непрерывной бомбардировке атомами аргона с энергией 100 эВ [81]. Рисунок 2.8. Зависимость толщины δ медных Рисунок 2.9. Зависимость толщины δ медных пленок, осаждавшихся на стеклянных под- пленок, осаждавшихся при давлении аргона p 2 ложках размером 48×60 мм в центре дна по- = 0.2 Па, токе в цепи катода Ic = 1.5 A, ка- лого держателя на расстоянии от сетки 0.15 тодном падении потенциала Uc = 850 В и м, от энергии быстрых атомов аргона eU при времени осаждения 30 мин с ассистированием давлении аргона p = 0.2 Па, токе в цепи като- импульсными пучками длительностью 1 с да Ic = 1.5 A, катодном падении потенциала атомов аргона с энергией 900 эВ от времени τ Uc = 850 В и времени осаждения 30 мин. между передними фронтами импульсов. После осаждения пленок с заданными характеристиками на партию подложек металлические фольги легко отделяются от стенок полого катода (рис. 2.10) и могут быть переплавлены вместе с эмиссионной сеткой и фольгой со стенок полого держателя подложек для последующего использования материала. Таким образом, описанный в настоящей главе источник смешанного потока атомов металла с энергией менее 1 эВ и атомов аргона с энергией, регулируемой от нуля до 1–2 эВ, позволяет не только осаждать на диэлектрические подложки пленки с высокой адгезией и прецизионной толщиной от 10 до 1000 нм, но и полностью исключить потери осаждаемого металла. 57 Рисунок 2.10. Фотография медной эмиссионной сетки и медных фольг, извлеченных из полого катода после завершения экспериментов 2.5. Выводы 1. Тлеющий разряд с удержанием электронов в электростатической ловушке, образованной холодным полым катодом и эмиссионной сеткой, позволяет формировать при давлении аргона 0.2–0.5 Па широкий однородный поток медленных атомов металла и быстрых атомов аргона. Энергию атомов аргона, бомбардирующих пленку в процессе осаждения, можно изменять от нуля до ~ 1 кэВ, что позволяет регулировать параметры осаждаемой пленки. 2. Поток атомов металла, получаемых в результате распыления ионами аргона с энергией ~ 1 кэВ металлической фольги на стенках полого катода, позволяет осаждать на подложки диаметром 150 мм на расстоянии 0.15 м от эмиссионной сетки тонкие пленки с неоднородностью толщины, не превышающей ± 4%. 3. При непрерывной бомбардировке осаждаемой пленки быстрыми атомами аргона скорость осаждения снижается до нуля с увеличением их энергии до ~ 600 эВ. Однако импульсно-периодическая бомбардировка атомами аргона с энергией 58 900 эВ обеспечивает такую же скорость осаждения, как и при непрерывной бомбардировке атомами аргона с энергией 100 эВ. 4. В результате предварительной обработки стеклянной подложки атомами аргона с энергией ~ 1 кэВ на ее поверхности образуются структурные дефекты, обеспечивающие адгезию осаждаемой затем медной пленки до 5×106–107 Па. Импульсно-периодическая бомбардировка осаждаемой пленки атомами аргона с энергией ~ 1 кэВ дополнительно повышает адгезию медной пленки до 2×107 Па. 5. Полый держатель подложек, покрытый внутри фольгой из осаждаемого металла, которую впоследствии можно из него извлечь и переплавить вместе с фольгой из полого катода и использованной эмиссионной сеткой, полностью исключает потери металла. Поэтому новый источник металлического пара и быстрых атомов аргона можно рекомендовать для осаждения тонких пленок из драгоценных металлов с модификацией их свойств бомбардировкой быстрыми атомами аргона. 59 Глава 3. Методы повышения плотности потока атомов металла Описанный в предыдущей главе источник смешанного потока атомов металла и быстрых молекул газа идеально подходит для нанесения на диэлектрические подложки полупрозрачных металлических пленок с точно заданной толщиной до 100 нм и коэффициентом преломления. Однако при скорости осаждения ~ 300 нм/ч использовать его для осаждения покрытий толщиной 3–6 мкм нецелесообразно, так как для этого потребуется время обработки до 10–20 часов. Низкая скорость осаждения обусловлена тем, что плотность металлического пара распределена внутри катода достаточно однородно и он равномерно осаждается на его стенки площадью Sк ≈ 0,16 м2 и сетку площадью Sc ≈ 0,03 м2. При прозрачности сетки η = 0,8 поток атомов металла через ее отверстия в камеру меньше потока атомов на поверхность катода в Sк/ηSc ≈ 7 раз. При неизменной плотности потока быстрых молекул газа долю атомов металла, вылетающих из полого катода через сетку, можно повысить, если направить поток распыляемых атомов прямо на эмиссионную сетку. Этого можно добиться, например, при более интенсивном распылении дна катода. Для этого можно изолировать от катода его дно и подать на него высокое напряжение отрицательной полярности. В этом случае коэффициент катодного распыления и поток атомов распыляемого материала дна катода через сетку будут возрастать пропорционально напряжению между дном и анодом разряда. Так как плотность тока ионов на дне катода резко снижается вблизи его цилиндрической поверхности, целесообразно подавать высокое напряжение не на все дно, а лишь на установленную в его центре дисковую мишень, диаметр которой на 30–40% меньше диаметра катода. Это не только позволит повысить скорость осаждения покрытий, но и обеспечит высокую однородность распыления мишени, а следовательно, существенно повысит эффективность использования ее материала по сравнению с планарными магнетронами. 60 В настоящей главе приводятся результаты экспериментального исследования источника с мишенью на дне его полого катода и изучения возможности повышения ионного тока в ее цепи с помощью неоднородного магнитного поля. 3.1. Описание экспериментальной модели источника и методик измерений На рис 3.1. представлена схема источника совмещённого потока атомов металла и быстрых атомов газа, в котором мишень 1 диаметром 160 мм и толщиной 10 мм на дне полого катода 2 диаметром 260 мм и глубиной 100 мм закреплена на охлаждаемом водой 3 держателе 4 из стали 45, на котором можно установить магнит 5 диаметром 60 мм [92]. Рисунок 3.1. Схема источника: 1 – мишень; 2 – полый катод; 3 – подача воды; 4 – держатель; 5 – магнит; 6, 8, 12, 23 – источники питания; 7 – анод; 9, 13 – ионы; 10 – плазменный эмиттер; 11 – сетка; 14 – молекула газа; 15 – быстрая молекула; 16 – подложка; 17 – камера; 18 – резистор; 19 – медленный ион; 20 – вторичная плазма; 21 – зонд; 22 – атомы металла 61 Источник питания 6 регулирует ток Iк в цепи катода до 3А при напряжении Uк между анодом 7 и катодом 2 до 0,7 кВ. Напряжение Uм источника 8 ускоряет распыляющие мишень 1 ионы 9 из разрядной плазмы 10 до энергии 0,5–3 кэВ. Между анодом 7 и сеткой 11 из металлического листа толщиной 1 мм приложено от источника 12 ускоряющее ионы 13 напряжение Uс до 5 кВ. При столкновениях с атомами газа 14 ионы 13 превращаются в быстрые нейтральные атомы 15 [90], бомбардирующие подложку 16. Сетка соединена с камерой 17 через резистор 18 с сопротивлением R, варьируемым от 0,5 до 600 кОм. Ток в цепи камеры Iкам образованных при перезарядке ионов 19 и проникающих через сетку в полый катод из вторичной плазмы 20 электронов индуцирует на резисторе 18 отрицательный потенциал сетки, ограничивающий ток этих электронов в полый катод. При равных потенциалах мишени 1 и катода 2 плотность тока на мишени такая же, как на сетке, но с увеличением Uм до 3 кВ из-за кинетической вторичной электронной эмиссии она возрастает в 1,5–2 раза. Через отверстие в цилиндрической стенке полого катода на расстоянии 40 мм от его дна внутрь катода введена тонкостенная стальная трубка диаметром 6 мм и длиной 300 мм. Внутри нее расположена керамическая трубка с центральным стальным стержнем, на конце которого укреплен дисковый зонд 21 диаметром 16 мм. Для предотвращения металлизации керамики в разряде торец стальной трубки отстоит на 10 мм от торца керамической трубки и на 0,5 мм от зонда 21. Противоположный конец керамической трубки герметично соединен со стальной трубкой и со стержнем. При перемещениях трубки в отверстии полого катода 2 между ними сохраняется скользящий электрический контакт. Это предотвращает поглощение поверхностью трубки эмитированных катодом и осциллирующих внутри него быстрых электронов. 3.2. Изучение параметров плазменного эмиттера источника и формируемых потоков атомов металла и быстрых молекул газа 62 Чтобы оценить увеличение скорости осаждения покрытий после установки на дне полого катода мишени 1 и подачи на нее высокого напряжения отрицательной полярности, и мишень 1, и сетка 11 были изготовлены из того же материала, что в описанных в предыдущей главе экспериментах – из меди, а стенки полого катода также были покрыты медной фольгой. На рисунке 3.2 представлены фотографии медной мишени на дне полого катода источника до проведения экспериментов (а) и после ее распыления в течение 4 часов ионами аргона с энергией 3 кэВ при токе в ее цепи 0,25 А. При давлении аргона 0,2 Па и напряжении Uк = 400 В между анодом и полым катодом с площадью поверхности Sк ≈ 0,14 м2 ток в цепи последнего Iк = 1 А. Ток в цепи эквипотенциальной с катодом мишени площадью Sм ≈ 0,02 м2 равен Iм = 0,16 А, а сумма токов в цепях камеры Iкам = 0,08 А и сетки Iс = 0,16 А, площадь которой Sс ≈ 0,03 м2 в 1,5 раза больше Sм, так же в 1,5 раза больше Iм. Приведенные цифры свидетельствуют о том, что при равных потенциалах катода и мишени плотности ионных токов из плазмы и в направлении сетки, и на мишень равны 8 А/м2, а средняя плотность тока ионов на катоде 7 А/м2 немного меньше. Рисунок 3.2а. Медная мишень на дне полого Рисунок 3.2б. Полый катод, стержневой анод катода до начала экспериментов и мишень после ее распыления в течение 4 часов ионами аргона с энергией 3 кэВ Ток в цепи камеры Iкам = 0,08 А через резистор с сопротивлением R = 2 кОм индуцирует разность потенциалов между камерой и сеткой φс = 160 В, запираю- 63 щую ток электронов из камеры 17 в плазменный эмиттер ионов 10. В этом случае эквивалентный ток пучка быстрых молекул 15 равен Iп = η(Iс + Iкам) = 0,2 А, где η = 0,8 – геометрическая прозрачность сетки [91]. Повышение напряжения между анодом и мишенью до 3 кВ приводит к увеличению в 7,5 раза энергии ионов 9, ускоряемых в слое положительного объемного заряда между эмиттером 10 и мишенью 1, и скорость распыления ими мишени 1 существенно возрастает. Распыленные атомы 22 через отверстия сетки 11 поступают в камеру 17 и осаждаются на расположенных внутри нее подложках 16. При том же токе в цепи катода Iк = 1 А ток в цепи мишени увеличивается за счет вторичной электронной эмиссии до Iм ≈ 0,3 А. При измерении скорости осаждения медных покрытий использовались подложки из поликора размером 48×60 мм2 (рис. 2.7б). Каждую из них в течение 10 минут бомбардировали атомами аргона с энергией 1 кэВ при давлении p = 0,2 Па, токе в цепи катода Iк = 1 A и напряжениях между анодом и катодом, а также между анодом и мишенью Uк = Uм = 400 В. Затем ускоряющее напряжение Uс между анодом и сеткой уменьшали до 500 В, с помощью источника питания 23 понижали ускоряющую ионы 13 разность потенциалов между анодом 7 и камерой 17 до 100–300 В, увеличивали напряжение между анодом и мишенью до 3 кВ и в течение 1–2 часов осаждали покрытия. Толщина осажденных покрытий измерялась с помощью прибора FISCHERSCOPE X-RAY XUL для рентгеновского анализа материалов и измерения толщины покрытий. На рисунке 3.3 представлены зависимости от расстояния до края поликоровой подложки толщины δ пленки, осажденной в отсутствие на сетке представленного на рисунке 2.6 диска (кривая 1) и после его установки (кривые 2 и 3). Во всех трех случаях пленки осаждались в течение двух часов при расстоянии от подложки до сетки x = 150 мм, токе в цепи катода Iк = 1 А, энергии распыляющих мишень ионов аргона 3 кэВ и токе в ее цепи Iм = 0,3 А. Энергия быстрых атомов, бомбардирующих осаждаемое покрытие, для кривых 1 и 2 равнялась 130 эВ, а для кривой 3 составляла 300 эВ. Установленный на сетке диск не пропускает на подложку часть распыленных атомов мишени и снижает максимальную тол- 64 щину δ осаждаемой на ней пленки от 4,3 мкм (кривая 1) до 3,1 мкм. Увеличение энергии бомбардирующих осаждаемое покрытие атомов от 130 до 300 эВ дополнительно снижает δ от 3 до 2,6 мкм (3). Отклонения δ от средней величины не превышают в пределах каждой подложки ± 2%. Рисунок 3.3. Распределения по длине l подложек из поликора толщины δ медных пленок, осажденных в отсутствие на сетке дискового экрана (кривая 1) и после его установки (кривые 2 и 3) при энергии атомов аргона 130 эВ (кривые 1 и 2) и 300 эВ (кривая 3) Если при токе 1,5 А в цепи эквипотенциальных мишени и катода, распыляемых ионами аргона с энергией 850 эВ максимальная толщина медной пленки, осажденной за 2 часа при наличии диска в центре сетки (рис. 2.6), составила ~ 500 нм (кривая 3 на рис 2.5), то при токе в цепи катода 1 А, напряжении на нем 400 В и напряжении на мишени 3 кВ толщина пленки достигла ~ 3000 нм (кривая 2 на рис. 3.3), что в 6 раз больше. Так как концентрация плазмы и плотность тока ионов, влетающих в камеру через эмиссионную сетку источника, пропорциональны току в цепи катода, можно говорить о девятикратном увеличении отношения плотности потока через сетку атомов металла к плотности потока быстрых атомов аргона. Следствием увеличения этого отношения является более слабая зависимость толщины покрытия от энергии бомбардирующих его атомов аргона. Если в отсутствие интенсивно 65 распыляемой мишени увеличение их энергии от 130 до 300 эВ приводит к уменьшению толщины покрытия ровно в 2 раза (рис. 2.11), то при наличии мишени на дне полого катода толщина покрытия снижается всего на 16% от 3100 до 2600 нм. Увеличение на порядок скорости осаждения медных покрытий вследствие установки на дне полого катода мишени не повлияло на их высокую адгезию к подложкам из стекла и поликора. Однако было обнаружено, что с увеличением толщины покрытий изменяется их структура. Если при толщине менее 500 нм осаждаются зеркальные покрытия, то при толщине более 1 мкм покрытие становится матовым. Микрофотографии на рисунке 3.4 поверхности позволяют объяснить это формированием зернистой структуры покрытий с увеличением их толщины. 1 2 3 Рисунок 3.4. Микрофотографии поверхности медных пленок толщиной 4,3 мкм (1), 3 мкм (2) и 2,6 мкм (3), осажденных на поликоровых подложках На рисунке 3.5 представлены радиальные распределения толщины пленок, осаждавшихся при давлении аргона 0,25 Па на стеклянные подложки, удаленные 66 на расстояние x = 200 мм (кривые 1 и 2) и 100 мм (кривая 3) от сетки с отверстиями диаметром 7 мм и диском диаметром 75 мм. Время осаждения составляло 60 минут при x = 200 мм и 20 минут при x = 100 мм. Энергия атомов аргона, сопровождающих осаждение пленки, равна ε = 100 эВ (кривая 1), 200 эВ (2) и 150 эВ (3). Максимальная толщина пленки при ε = 100 эВ равна 1200 нм, что на 140 нм выше, чем при ε = 200 эВ. В обоих случаях разброс толщины пленки в центральной зоне диаметром 100 мм не превышает ± 2,5% и увеличивается до ± 5% в зоне диаметром 150 мм и до ± 10% в зоне диаметром 200 мм. Рисунок 3.5. Радиальные распределения толщины медных пленок, осажденных на подложки, удаленные на 200 мм (кривые 1 и 2) и на 100 мм (кривая 3) от сетки с центральным дисковым экраном диаметром 75 мм. В отличие от кривых 1 и 2 в центре кривой 3 наблюдается небольшое снижение толщины пленки δ, обусловленное экранированием потока атомов меди на подложку, удаленную на 100 мм от установленного на сетке диска диаметром 75 мм. Из-за этого разброс δ в зоне диаметром 150 мм не превышает здесь ± 3%, однако в зоне диаметром 200 мм он составляет уже ± 10%, как и при расстоянии между подложкой и сеткой x = 200 мм. Внутри зоны диаметром 150 мм толщина покрытия δ превышает 1000 нм и покрытие матовое, а за пределами этой зоны толщина δ 1000 нм, и покрытие зеркальное. Таким образом, структура медного по- 67 крытия на стеклянных подложках становится зернистой, как и на поликоровых подложках, примерно при его толщине 1000 нм и выше. Оценка адгезии не обнаружила отслоения покрытия ни на зеркальных, ни на матовых участках покрытия. Это говорит о том, что быстрые атомы аргона бомбардируют центральную зону подложки и на расстоянии x = 100 мм от сеточного диска диаметром Do = 75 мм. Это возможно лишь в том случае, если их угол расходимости β превышает arctg(Do/2x) = arctg(75/200) = 20 градусов. После завершения экспериментов по осаждению медных пленок в источнике были установлены мишень и эмиссионная сетка, изготовленные из титана, а внутренняя поверхность полого катода была покрыта титановой фольгой толщиной 0,5 мм. Исследования источника с титановыми электродами подтвердили все закономерности, обнаруженные при использовании медных электродов. Единственным отличием является лишь меньшая примерно в 1,5 раза скорость осаждения покрытий, это объясняется большей величиной коэффициента распыления меди ионами аргона по сравнению с титаном. 3.3. Исследование влияния неоднородного магнитного поля на долю распыляющих мишень ионов Существенным недостатком источника с распыляемой на дне полого катода мишенью является малая ~ 12% доля поступающих на ее поверхность ионов от общего числа ионов, образованных в разряде. Для ее увеличения необходимо так изменить однородное распределение плазмы внутри полого катода, чтобы ее концентрация вблизи мишени оказалась в несколько раз больше, чем ее средняя по объему полого катода величина. Известно, что магнитное поле может изменять траектории быстрых электронов и увеличивать вероятность ионизации ими газа в определенных областях разрядного пространства. В связи с этим за мишенью 1 на стальном держателе 4 68 был установлен дисковый магнит 5 диаметром 60 мм. На рисунке 3.6а представлена конфигурация создаваемого этим магнитом поля, а на рисунке 3.6б – зависимости от расстояния r до оси полого катода нормальной Bn (штриховые кривые) и тангенциальной Bτ (сплошные кривые) составляющей вектора магнитной индукции на поверхности мишени (кривые 1), а также на расстоянии от нее 25 мм (2) и 50 мм (3). Измерения магнитной индукции проводились с помощью тесламетра ПИЭ.МГ Р-2 [92]. Рисунок 3.6а. Конфигурация Рисунок 3.6б. Зависимости магнитной индукции линий магнитного поля. B от расстояния r до оси полого катода. Так как магнитное поле может привести к неоднородному распылению мишени и снижению эффективности использования ее материала как, например, в планарных магнетронных распылителях, радиальное распределение концентрации плазмы контролировалось с помощью зонда 21, а радиальное распределение скорости травления мишени получали с помощью укрепляемых на ее поверхности титановых полос с масками. Зондовые характеристики показали, что температура плазменных электронов слабо зависит от давления и тока разряда и составляет Te ≈ 1 эВ. Ток в цепи зонда перестает изменяться с повышением напряжения между анодом 7 и зондом 21 при величине напряжения 40 В. В этот момент ток электронов в цепи зонда 69 уменьшается до нуля. Поэтому при всех измерениях тока ионов на зонд поддерживался постоянный отрицательный потенциал зонда относительно анода – 40 В. Чтобы оценить влияние магнитного поля на характеристики источника измерения проводились как в отсутствие магнита 5, так и после его установки. Сплошными кривыми на рисунке 3.7 представлены радиальные распределения плотности ионного тока ji из плазмы 10 на дисковый зонд 21, перемещающийся на расстоянии 40 мм от плоскости дня полого катода (рис. 3.1), при Uм = 1 кВ, Uс = 0,7 кВ, давлении аргона p = 0,4 Па и токе катода Iк = 1 А. Рисунок 3.7. Радиальные распределения плотности тока на зонд ji (сплошные кривые) и скорости распыления мишени v (штриховые кривые) в отсутствие магнита 5 (кривые 1), так и после его установки (кривые 2) Для определения скорости v распыления мишени к ее поверхности прикрепляли полированные титановые полосы длиной 150 мм, шириной 20 мм и толщиной 2 мм. Половина каждой полосы закрывалась титановой маской такой же длины шириной 10 мм, плотно прижатой к ней 10 винтами М3 с потайными головками и гайками. После распыления полосы в течение 20–60 минут маска удаляется, и на разных расстояниях от ее центра с помощью профилометра Dek- 70 takXT (производства фирмы BRUKER NANO, INC., США) измеряется высота ступеньки между закрытой маской и открытой поверхностями. Скорость распыления определяют делением высоты ступеньки на время осаждения. Зависимости скорости v распыления мишени от расстояния до ее центра представлены на рисунке 3.7 штриховыми кривыми. В отсутствие магнита 5 (кривые 1) плотность тока ji и скорость v имеют максимальные значения на оси. При этом скорость распыления уменьшается на краю мишени на 15%, а доля ионов, экстрагируемых на мишень 1 (рис. 3.1), составляет 12%. Коэффициент распыления титана ионами аргона с энергией 1 кэВ равен единице, и при равных плотностях тока ионов на мишень и на сетку плотность потока атомов металла 22 на подложку 16 меньше, чем быстрых атомов аргона 15. При энергии последних более 500 эВ они распыляют весь осаждаемый на подложке металл. С увеличением Uм от 1 до 3 кВ скорость распыления в центре мишени возрастает от 1,2 до 3,3 мкм/ч. Увеличение отношения плотности потока атомов металла jм к плотности потока быстрых атомов аргона jа допускает повышение их энергии и глубины модификации поверхностного слоя. После установки за мишенью 1 дискового магнита 5 диаметром 60 мм с максимальной индукцией на поверхности мишени 37 мТл (рис. 3.6б) доля ионов из плазмы на мишень увеличилась с 12% до 25%. Это объясняется тем, что магнитное поле вынуждает осциллирующие внутри полого катода быстрые электроны чаще подлетать к мишени и отражаться в слое у ее поверхности. В результате концентрация плазмы у дна катода повысилась, и при токе катода Iк = 1 А средняя плотность ионного тока на мишень 0.22 А/0.02 м2 = 11 А/м2 стала в 2 раза выше, чем на сетку 0.15 А/0.03 м2 = 5 А/м2. Кривые 2 на рисунке 3.7 свидетельствуют о перераспределении концентрации плазмы не только по оси, но и по радиусу полого катода. На расстоянии r до центра мишени от 30 до 80 мм скорость распыления v = 4,4 мкм/ч, а при r 30 мм она на 15% меньше. Это можно объяснить азимутальным дрейфом электронов, эмитированных мишенью в области арочного магнитного поля на ее периферии, и незначительным локальным повышением здесь концентрации плазмы. 71 Таким образом, неоднородное магнитное поле у поверхности мишени с индукцией на ее границе, не превышающей 1 мТл (рис. 3.6а), практически не изменяет величину неоднородности распределения скорости травления ее поверхности ± 8%. В то же время при неизменном токе в цепи катода оно увеличивает долю ионов, бомбардирующих мишень от 12% до 25% и в 2 с лишним раза повышает отношение плотности потока на обрабатываемые изделия атомов металла к плотности потока быстрых молекул газа. Это позволяет использовать для бомбардировки осаждаемых покрытий молекулы газа с более высокой энергией, а в результате увеличить глубину и степень модификации поверхностного слоя. 3.4. Изучение влияния сопротивления резистора обратной связи на энергию быстрых молекул газа Энергия быстрых молекул газа, бомбардирующих покрытие во время его осаждения, регулируется изменением напряжения Uc источника питания 12 (рис. 3.1) между анодом 7 и сеткой 11. Чтобы предотвратить вылет из полого катода эмитированных его поверхностью электронов Uc должно превышать катодное падение разряда Uк ~ 400 В на 100–200 В. В связи с этим понизить до нуля определяющий энергию молекул потенциал анода φа = Uc – φс, где φс – разность потенциалов между камерой 17 и сеткой 11, можно, лишь повысив падение напряжения на резисторе 18 до φс = 500–600 В. На первый взгляд, при заданном токе инжектируемых в камеру ионов этого легко добиться, увеличив до необходимой величины сопротивление резистора. Для выяснения возможности регулировки энергии быстрых молекул газа в источнике с магнитным полем изменением сопротивления R резистора 18 были получены зависимости от напряжения Uс между анодом и сеткой тока в цепи камеры Iкам (рис. 3.8а) и ускоряющего ионы 13 потенциала φа анода (рис. 3.8б) при 72 токе в цепи сетки Iс = 0,2 А, давлении аргона 0,4 Па и равных потенциалах катода 2 и мишени 1.[89] Рисунко 3.8. Зависимости от напряжения Uс между анодом и сеткой тока в цепи камеры Iкам при токе Iс = 0,2 А и сопротивлении резистора R = 0,5 (кривые 1), 1 (2), 2 (3), 4 (4), 10 (5), 20 (6), 40 (7), 80 (8), 160 (9) и 600 кОм (10). При R = 4 кОм и Uс = 3 кВ энергия ускоренных ионов eφа = 2,5 кэВ, а ток камеры Iкам почти в 2 раза меньше тока сетки Iс. С уменьшением Uс до 0,5 кВ энергия ионов снижается до eφа = 0,3 кВ, что приводит к уменьшению длины перезарядки и отношения Iкам/Iс от 0,5 до 0,15. С увеличением R до 160 кОм при Uс = 3 кВ отношение Iкам/Iс снижается до 0,08, а с уменьшением Uс до 0,5 кВ оно при R = 160 кОм снижается до Iкам/Iс ≈ 0,01. 73 Рисунок 3.9 Зависимости от напряжения Uс между анодом и сеткой потенциала анода φа при токе Iс = 0,2 А и сопротивлении резистора R = 0,5 (кривые 1), 1 (2), 2 (3), 4 (4), 10 (5), 20 (6), 40 (7), 80 (8), 160 (9) и 600 кОм (10). С уменьшением R до 0,5 кОм электроны из вторичной плазмы 20 проникают в полый катод, и ток в цепи камеры Iкам возрастает в 4 раза. Энергия eφа бомбардирующих подложку 16 быстрых атомов 15 уменьшается с увеличением R и при R = 160 кОм в диапазоне Uс от 1 до 2,5 кВ не превышает 150 эВ. Однако с уменьшением Uс до 0,7 кВ энергия eφа повышается до 400 эВ, а с увеличением Uс до 4 кВ она возрастает до eφа = 1 кэВ (рис. 3.9). Оказалось, что энергия eφа быстрых атомов аргона 16 зависит также и от напряжения Uм между анодом и мишенью. Об этом свидетельствуют представленные на рисунке 3.10 зависимости потенциала анода при постоянных токах в цепи катода и максимальном сопротивлении резистора R = 600 кОм. 74 Рисунок 3.10. Зависимости от напряжения Uм между анодом и мишенью потенциала анода φа при сопротивлении резистора R = 600 кОм, давлении аргона 0,4 Па и токе в цепи полого катода Iк = 0,5 (кривая 1), 0,7 (2) и 1 А (3). Минимальная энергия быстрых молекул ~ 150 эВ при максимальном R = 600 кОм с увеличением Uм и тока в цепи катода может заметно превысить 0,5 кэВ, и они будут распылять все осаждающиеся на подложке атомы металла. Чтобы обеспечить осаждение покрытий при интенсивном распылении мишени ионами с энергией до 3 кэВ, необходимо либо далее снижать отношение плотности потока быстрых атомов аргона jа к плотности потока атомов металла jм, либо бомбардировать подложки в импульсно-периодическом режиме, либо снижать энергию атомов аргона, пропуская через резистор 18 ток дополнительного источника питания 23, как описано в главе 2, что неизбежно уменьшит глубину модификации поверхности. 75 3.4. Выводы 1. При интенсивном распылении ионами аргона с энергией до 3 кэВ мишени, установленной на дне полого катода напротив эмиссионной сетки источника, поток распыляемых атомов металла направлен преимущественно в направлении сетки. Из-за этого при неизменном токе в цепи полого катода поток атомов через эмиссионную сетку и скорость их осаждения на изделиях в рабочей камере на порядок выше, чем в случае распыления лишь полого катода. 2. Плотность потока на изделия быстрых атомов аргона, бомбардирующих осаждаемые покрытия, зависит лишь от тока катода. Поэтому интенсивное распыление мишени на его дне многократно снижает отношение плотности потока быстрых атомов jа к плотности потока атомов металла jм от jа/jм 1 при распылении лишь материала полого катода, до jа/jм 1 при распылении мишени ионами с энергией 3 кэВ. Это позволяет увеличить энергию быстрых атомов аргона от 50– 100 эВ до 200–400 эВ и эффективность модификации ими осаждаемых покрытий. 3. Неоднородное магнитное поле с линиями, выходящими из центральной зоны мишени и пересекающими поверхность эмиссионной сетки, полого катода и на периферии мишени, нарушает однородность и изотропность осциллирующих внутри катода быстрых электронов, вынуждая их чаще подлетать вдоль линий поля к центру мишени и отражаться в слое объемного заряда у ее поверхности. В результате интенсивность ионизации и концентрация плазмы вблизи мишени возрастают, доля тока ионов из плазмы на мишень увеличивается от 12% до 25%, а плотность тока ионов на мишень становится в два с лишним раза выше плотности их тока на сетку. При неизменном токе в цепи катода это дополнительно увеличивает в 2 раза скорость осаждения покрытий и снижает в 2 раза отношение jа/jм. Это позволяет еще увеличить энергию быстрых атомов аргона и эффективность модификации осаждаемого покрытия. 4. При равных потенциалах катода и мишени энергию бомбардирующих покрытие быстрых атомов можно регулировать изменением сопротивления R ре- 76 зистора между сеткой и рабочей камерой. С ростом R она уменьшается до минимальной величины εmin ~ 150 В при R 50 кОм. Однако с увеличением тока ионов в цепи полого катода до 1–2 А и напряжения между анодом и мишенью до 3 кВ минимальная энергия возрастает и может достигать величины ε min ~ 1 кэВ. В этом случае для регулировки энергии от нуля до 1 кэВ можно использовать подключенный к резистору дополнительный источник питания, индуцирующий на нем падение напряжения необходимой величины. 77 Глава 4. Источник с распыляемой на дне полого катода мишенью для синтеза покрытий на диэлектрических изделиях Представленные в предыдущей главе результаты показали, что в источнике с неоднородным магнитным полем у поверхности мишени при токе в цепи полого катода 1 А и напряжении 1 кВ между анодом и мишенью она распыляется достаточно равномерно со скоростью около 4 мкм/ч. Это позволяет осаждать на диэлектрические подложки в камере со скоростью до ~ 2 мкм/ч покрытия, непрерывно бомбардируемые быстрыми атомами газа с энергией 50–400 эВ. Однако при промышленном использовании источника для осаждения металлических покрытий или для синтеза из химически активного газа, например, азота и атомов металла, например, титана твердых износостойких покрытий толщиной до 5 мкм нужны в несколько раз большие скорости осаждения и, соответственно, распыления мишени. При этом желательно сохранить однородность распыления мишени, обеспечивающую высокий коэффициент полезного использования ее материала. В настоящей главе приводятся результаты изучения возможности достижения указанных характеристик источника при изменении конфигурации магнитного поля и экспериментов по синтезу с помощью этого источника покрытий из нитрида титана на диэлектрических подложках. 4.1. Влияние конфигурации магнитного поля на разряд, распределение концентрации его плазмы и скорости распыления мишени Для проведения исследований вместо магнита 5 (рис. 3.1) диаметром 60 мм на стальном держателе 4 устанавливался другой дисковый магнит диаметром 85 мм и производилось сравнение характеристик источника со старым и новым магнитами. 78 На рисунок 4.1 сплошной кривой представлена зависимость от расстояния r до центра мишени нормальной к ее поверхности составляющей вектора магнитной индукции Bн при диаметре магнита 85 мм. Для сравнения приведена зависимость Bн на поверхности мишени от r при диаметре магнита 60 мм (рис. 3.6б). Рисунок 4.1. Зависимости нормальной составляющей вектора магнитной индукции Bн на поверхности мишени при диаметре магнита 85 мм (кривая 1) и 60 мм (2) от расстояния r до центра мишени При диаметре магнита 60 мм составляющая Bн достигает в центре поверхности мишени максимальной величины 37 мТл. Она уменьшается в 2 раза при r ≈ 25 мм, меняет знак при r = 40 мм, достигает максимальной отрицательной величины Bn ≈ – 1.5 мТл при r = 60 мм. На краю мишени при r = 80 мм Bн ≈ – 1 мТл. При диаметре магнита 85 мм максимальная величина Bн на поверхности мишени сохраняет постоянное значение 34 мТл в ее центральной зоне диаметром 50 мм, с увеличением r от 25 до 55 мм Bн снижается до нуля, а на краю мишени при r = 80 мм Bн ≈ – 6 мТл. Увеличение индукции магнитного поля на краю мишени – основное отличие источника с магнитом диаметром 85 мм, определившее изменение характеристик источника. 79 Сплошными линиями на рисунке 4.2 представлены зависимости от напряжения U между катодом и мишенью тока I в ее цепи, на рисунке 4.3 – тока Iс в цепи эмиссионной сетки, а на рисунке 4.4 – напряжения Uк между анодом и полым катодом при давлении аргона 0,4 Па, напряжении между анодом и сеткой Uс = 800 В и постоянных токах в цепи катода Iк = 0,5 А и 1 А, полученные в разряде с магнитом диаметром 60 мм.[92] Рисунок 4.2. Зависимости от напряжения U Рисунок 4.3. Зависимости от напряжения U между катодом и мишенью тока в цепи мише- между катодом и мишенью тока в цепи сет- ни Iм при токе в цепи катода 0,5 А (кривая 1) ки Iс при токе в цепи катода и 1 А (2) 0,5 А (кривая 1) и 1 А (2) При Iк = 0,5 А ток в цепи мишени монотонно увеличивается с ростом U от I = 0,24 А при U = 0 до I = 0,33 А при U = 3 кВ, а ток в цепи сетки Iс возрастает от 0,14 до 0,16 А, т.е. практически не изменяется. При токе в цепи катода Iк = 1 А ток мишени возрастает от 0,43 до 0,54 А, а ток сетки Iс ≈ 0.3 А также практически не изменяется. Напряжение Uк между анодом и катодом при токе в его цепи Iк = 0,5 80 А сначала снижается от 450 до 315 В при U = 1,2 кВ, а затем снова повышается до Uк = 580 В при U = 3 кВ. Независимость от напряжения U тока Iс в цепи сетки, а следовательно, и тока приходящих на нее из плазмы ионов говорит о том, что распределение концентрации плазмы внутри полого катода также не зависит от U. В таком случае не должен зависеть от U и ток ионов в цепи мишени. Это действительно так, а наблюдаемое увеличение тока в цепи мишени I (рис. 4.2) обусловлено вторичными электронами, ток которых возрастает с повышением энергии eU бомбардирующих мишень ионов. Рисунок 4.4. Зависимости от напряжения U между катодом и мишенью напряжения Uк между анодом и катодом при токе в цепи катода 0,5 А (кривые 1) и 1 А (2) Штриховыми линиями на рисунках 4.2, 4.3 и 4.4 представлены зависимости, полученные в разряде с магнитом диаметром 85 мм. При U 2 кВ токи в цепях мишени и сетки практически совпадают с соответствующими величинами для разряда с магнитом диаметром 60 мм. Однако с уменьшением U ток Iм в цепи мишени начинает быстро расти и при U ~ 0,1 кВ достигает максимальной величины Iм = 0,78 А при токе в цепи катода Iк = 0,5 А или Iм = 1,05 А при Iк = 1 А. Это примерно в 3 раза больше тока в цепи мишени при той же величине U в 81 разряде с магнитом диаметром 60 мм. Ток Iм увеличивается немонотонно и имеет максимумы при U ≈ 0,6 кВ и U ≈ 0,1 кВ. Рост тока Iм сопровождается снижением почти в 2 раза тока Iс в цепи эмиссионной сетки. Можно предположить, что при неизменном токе в цепи полого катода внутри него происходит перераспределение концентрации плазмы: с уменьшением U от 2 кВ до нуля ее средняя величина вблизи сетки в 2 раза снижается, а вблизи мишени в 3 раза повышается. Кривая зависимости от U напряжения Uк между анодом и катодом разряда с магнитом диаметром 85 мм (рис. 4.4) также имеет минимум, однако он расположен не при U ≈ 1,2 кВ, как в разряде с магнитом диаметром 60 мм, а при U ≈ 0,6 кВ. С уменьшением давления аргона от 0,4 до 0.1 Па ток Iм в цепи мишени снижается при U < 0,5 кВ на единицы процентов, при U ~ 1 кВ он уменьшается на десятки процентов (сплошные кривые на рис. 4.5), а минимальное напряжение Uк между анодом и катодом возрастает в 2 с лишним раза (штриховые кривые на рис. 4.5). Рисунок 4.5. Зависимости от U тока в цепи мишени Iм (сплошные кривые) и напряжения между анодом и катодом Uк (штриховые кривые) при давлении аргона 0,4 Па (кривые 1), 0,2 Па (2) и 0,1 Па (3) 82 Фотографии свечения плазмы внутри полого катода говорят о том, что в разряде с магнитом диаметром 85 мм с уменьшением U концентрация плазмы перераспределяется не только вдоль оси полого катода, но и по его радиусу. Если при U 2 кВ интенсивность свечения распределена достаточно однородно (рис. 4.6а), то при U 2 кВ интенсивность свечения на оси катода уменьшается, и вблизи мишени образуется светящееся кольцо (рис. 4.6б). В то же время в разряде с магнитом диаметром 60 мм свечение внутри полого катода как при больших, так и при малых значениях U достаточно однородно (рис. 4.6в).[92] а Б в Рисунок 4.6. Фотографии свечения плазменного эмиттера ионов в полом катоде Фотография мишени на дне разборного полого катода (рис. 4.7а), распылявшейся в течение 4 часов при давлении аргона p = 0,4 Па, токе в цепи катода Iк = 0,5 А, напряжении между анодом и сеткой Uс = 800 В, напряжении между катодом и мишенью U = 0,6 кВ и напряжении между анодом и катодом Uк = 350 В ионами аргона из плазмы разряда с магнитом диаметром 60 мм с энергией 950 эВ и током ~ 0,22 А демонстрирует однородное распыление поверхности мишени. В то же время на мишени диаметром 160 мм, распылявшейся при p = 0,4 Па, Iк = 0,5 А, Uс = 800 В, U = 0,6 кВ и Uк = 270 В ионами из плазмы разряда с магнитом диаметром 85 мм с энергией 870 эВ и током ~ 0,7 А, наблюдается центральная зона диаметром ~ 60 мм со слабой эрозией поверхности (рис. 4.7б). На рисунке 4.8 штриховыми линиями представлены результаты измерения скорости распыления закрепленных на мишени титановых полос. Скорость 83 распыления мишени ионами аргона с током ~ 0,22 А из плазмы разряда с магнитом диаметром 60 мм и током катода Iк = 1 А распределена достаточно однородно. На расстоянии от центра мишени r < 25 мм она составляет v ≈ 3,7 мкм/ч, увеличивается до v ≈ 4,4 мкм/ч при r = 35 мм, а с дальнейшим ростом r практически не изменяется (кривая 1). Напротив, скорость ее распыления ионами с током ~ 0,7 А из плазмы разряда с магнитом диаметром 85 мм распределена резко неоднородно (кривая 2). На расстоянии от центра мишени r = 60 мм она достигает максимальной величины v = 22,5 мкм/ч, немного снижается на краю мишени, а с уменьшением r до 30 мм резко падает практически до нуля. а б Рисунок 4.7. Фотографии мишени, распылявшейся на дне полого катода в разряде с магнитом диаметром 60 мм (а) и 85 мм (б) Сплошными кривыми на рисунке 4.8 представлены радиальные распределения плотности ионного тока ji из плазмы на зонд, отстоящий от плоскости дна полого катода на 40 мм. В разряде с магнитом диаметром 60 мм и током Iк = 1 А в цепи катода ji повышается с расстоянием до оси катода от 22 А/м2 при r = 0 до 26 А/м2 при r = 60 мм, а далее снижается до 12 А/м2 при r = 110 мм. В разряде с магнитом диаметром 85 мм плотность ионного тока достигает максимума ji = 56 А/м2 при r ≈ 60 мм, с увеличением расстояния от оси она плавно 84 снижается до ji = 18 А/м2 при r = 110 мм, а с уменьшением r от 50 мм до нуля снижается в 4 раза. Во всех случаях газ внутри катода ионизуют эмитированные его поверхностью и образованные в катодном слое [69, 93] электроны с энергией до нескольких сотен электронвольт. Средняя энергия электронов, образованных в плазме разряда, не превышает 1 эВ, и поэтому их вклад в ионизацию пренебрежимо мал. Рисунок 4.8. Радиальные распределения плотности тока на зонд ji (сплошные кривые) и скорости распыления мишени v (штриховые кривые) в разряде с магнитом диаметром 60 мм (кривые 1) и 85 мм (кривые 2) Чтобы использовать всю свою начальную энергию eUк на ионизацию и возбуждение газа эмитированные катодом электроны должны пройти путь, равный длине столкновительной релаксации энергии, 85 Λ(p,Uк) = NN(p,Uк), (4.1) где N = eUк/W – максимальное число совершаемых каждым из них ионизаций, W – энергетическая цена ионизации газа, а N(p,Uк) – ионизационный пробег, равный пробегу электрона между двумя последовательными ионизирующими столкновениями i = 1/noσi(ε), усредненному по всему диапазону изменения его энергии ε от eUк до W, где no – плотность молекул газа, а σi (ε) – сечение их ионизации электронным ударом [78]. Цена ионизации аргона W = 26 эВ, и при давлении p = 0,2 Па, комнатной температуре и катодном падении потенциала, которое для оценок можно принять равным Uк = 390 В, ионизационный пробег эмитированных катодом электронов в аргоне N = 0,75 м [74], а длина релаксации их энергии = (390/26)х0,75 ≈ 11 м в сто раз превышает глубину полого катода. При прохождении внутри катода пути они около сотни раз отражаются от разных участков его поверхности обратно в плазму, успевают побывать во всех его частях и поэтому распределены внутри него достаточно однородно и изотропно. Интенсивность ионизации газа этими электронами распределена также однородно, однако из-за диффузии ионов из центральной области плазмы в катодный слой их концентрация максимальна в центре катода и снижается вблизи его поверхности на десятки процентов [78]. Из-за этого средняя плотность тока ионов на поверхности полого катода, диаметр которого превышает его глубину почти в 3 раза (рис. 3.1), немного меньше чем на сетке и на мишени. До попадания на анод быстрые электроны проходят в среднем путь L = 4V/Sa, (4.2) где V – объем пространства, ограниченного катодом, эмиссионной сеткой и мишенью, а Sa – площадь поверхности анода. При L разрядное напряжение Uc не зависит от давления p и лишь увеличивается с ростом тока до предельной величины W/e, где – коэффициент ионно-электронной эмиссии. 86 При L быстрые электроны не успевают израсходовать свою энергию на ионизацию и возбуждение газа, и ее остаток идет на нагрев анода. В этом случае поддерживать разрядный ток можно лишь за счет увеличения вклада в ионизацию газа быстрых электронов, образованных в катодном слое. Для этого нужно увеличить долю объема катода, занимаемую слоем, повысив катодное падение потенциала Uc, а в соответствии с законом Чайлда - Ленгмюра и ширину слоя. Поэтому при L и постоянном токе разряда его катодное падение Uк с уменьшением давления p возрастает. В нашем случае V = 5,3х10 – 3 м 3, Sa = 1,6х10 – 3 м 2 и длина ≈ 11 м релаксации энергии 390 эВ при давлении аргона p = 0,2 Па и комнатной температуре меньше длины пути электронов L = 4х5,3/1,6 ≈ 13 м. Однако из-за нагрева полого катода в разряде плотность газа no внутри него снижается, а давление po, при котором = L и с дальнейшим уменьшением p начинается рост Uк, повышается до ~ 0,4 Па. При напряжении между катодом и мишенью U = 0 поле магнита диаметром 60 мм увеличивает долю тока ионов из плазмы в цепь мишени в 2 раза до δ ≈ 25%. Это связано с изменением траекторий осциллирующих внутри катода быстрых электронов в магнитном поле. На дне катода рядом с мишенью магнитная индукция B не превышает 1 мТл, а на остальной его поверхности она еще на порядок ниже. Здесь ларморовский радиус Re (м) = (2 mε)1/2 /eB = 3,37x 10 – 6 [ε(эВ)] 1/2/B(Тл), (4.3) эмитированных катодом электронов с энергией ε ~ 390 эВ превышает размеры катода. Поэтому в большей части объема катодной полости магнитное поле не оказывает на их движение никакого влияния. Однако при пролете вблизи центра мишени, где магнитная индукция возрастает до десятков мТл, ларморовский радиус уменьшается до миллиметров, и электрон по спиральной траектории, овивающей магнитную линию, направляется на мишень. Он отражается в слое около ее поверхности, затем, вращаясь вокруг той же магнитной линии, возвращается в область слабого поля у катода и снова 87 отражается в катодном слое. При снижении энергии электронов в процессе ионизации газа их ларморовский радиус уменьшается, они начинают захватываться магнитным полем и направляться к центру мишени на еще большем расстоянии от ее поверхности. Таким образом, при наличии магнитного поля движение эмитированных катодом и образованных в катодном слое быстрых электронов отличается лишь тем, что они вынуждены чаще, чем прежде подлетать к мишени 1 (рис. 3.1) и отражаться в слое около ее поверхности. Анод 7 расположен на расстоянии 70 мм от мишени в области слабого магнитного поля B < 1 мТл (рис. 3.6б), не оказывающего влияния на движение электронов. Поэтому напряжение Uк между анодом и катодом начинает повышаться с уменьшением давления при той же его величине po ≈ 0,4 Па, что и без магнитного поля. Так как концентрация электронов, осциллирующих вдоль магнитных линий, сходящихся на мишени, выше вблизи ее поверхности, чем на расстоянии от нее в области слабого поля, интенсивность ионизации и концентрация плазмы у мишени выше, чем у катода и сетки. Из-за этого средняя плотность ионного тока на мишень в 2 с лишним раза больше, чем на сетку. Траектории электронов, эмитированных мишенью на расстоянии от ее центра r 30 мм, мало отличаются от траекторий электронов, эмитированных катодом. В сильном магнитном поле возле мишени они летят вдоль его линий (рис. 3.6а). При напряжении U = 0 между катодом 2 и мишенью 1 (рис. 3.1) небольшая группа электронов, эмитированных в самом центре мишени, подлетает к сетке 11 и отражается в слое между ней и плазмой 10, а остальные подлетают к поверхности полого катода 2 и отражаются в катодном слое. При напряжении U 0, электроны первой группы начинают безвозвратно вылетать из полого катода 2 через отверстия сетки 11, а остальные бомбардируют катод и с увеличением их энергии eU повышают ток его электронной эмиссии. В результате катодное падение потенциала Uк снижается при U ~ 1,2 кэВ в полтора раза (сплошная кривая на рис. 4.4). Так как с дальнейшим повышением энергии электронов коэффициент вторичной электронной эмиссии уменьшается [95], а 88 доля электронов, покидающих катод через сетку, увеличивается, напряжение Uк снова возрастает. Путь электронов, эмитированных за пределами центральной зоны мишени, от нее до катода проходит через арочное магнитное поле на периферии мишени, и поэтому его длина может значительно превышать размеры катода. При r = 40 мм нормальная к поверхности мишени составляющая вектора магнитной индукции Bn = 0, а направленная радиально тангенциальная составляющая Bτ = 12 мТл. В этом поле ларморовский радиус Re электрона с энергией 390 эВ примерно равен 6 мм. На расстоянии 6 мм от мишени Bτ = 10 мТл и R ≈ 7 мм, поэтому в рассматриваемом диапазоне пространства можно воспользоваться приближением однородного поля. При напряжении U = 0 и токе в цепи мишени Iм = 0,22 А (кривая 1 на рис. 4.2) средняя плотность тока ионов аргона из плазмы ji = 0,22/0,02 = 11 А/м2. Согласно закону Чайлда-Ленгмюра ji = (4εo/9)(2e/M)1/2 Uм3/2/d2, (4.4) где ji – плотность тока ионов, e и M – их заряд и масса, εo – электрическая постоянная, а Uм – напряжение между плазмой и мишенью, ширина слоя между плазмой и мишенью d = 2,5 мм в два с лишним раза меньше Re. В работах [60] и [95] экспериментально доказано, что в этих условиях участок траектории ускоренного в слое и возвращающегося в него после пролета через плазму электрона практически совпадает с ларморовской окружностью, пересекающей поверхность мишени под прямым углом. Поэтому электрон, эмитированный мишенью на расстоянии r = 40 мм от ее центра, ускоряется в слое и отклоняется в азимутальном направлении. Он удаляется от поверхности не более чем на 7 мм, возвращается в слой на расстоянии около 14 мм от места своего появления, замедляется, вновь ускоряется и так движется дальше. При уменьшении расстояния r от центра мишени до 25 мм обе составляющие вектора магнитной индукции на ее поверхности возрастают до Bn ≈ Bτ ≈ 18 мТл. Поэтому при r 40 мм среднее расстояние осциллирующего электрона до поверхности мишени уменьшается, а Bn отклоняет его в направлении от центра 89 мишени. При увеличении r до 60 мм Bτ снижается до 4 мТл, осциллирующий здесь электрон удаляется от мишени примерно на 20 мм, а противоположно направленная составляющая поля Bn ≈ – 1.5 мТл отклоняет его к центру мишени. Электрон, эмитированный на краю мишени, сразу удаляется от нее в область слабого поля, где ларморовский радиус его траектории превышает глубину полого катода 100 мм, и достаточно быстро долетает до катода. Арочная конфигурация магнитного поля на периферии мишени (рис. 3.6а) напоминает поле несбалансированного планарного магнетрона [96], в котором для повышения концентрации плазмы у поверхности осаждаемого на подложке покрытия отбирают быстрые электроны из магнитной ловушки, а для этого снижают магнитную индукции в центре мишени. В данной работе магнитная индукция снижается не в центре, а на периферии мишени, причем покидающие магнитную ловушку электроны сразу попадают в электростатическую ловушку полого катода и эмиссионной сетки. С ростом напряжения U между катодом и мишенью энергия и удаление от ее поверхности электронов, азимутально дрейфующих в магнитной ловушке, увеличиваются. Растет и число покидающих магнитную ловушку быстрых электронов, которые бомбардируют полый катод и вносят свой вклад в увеличение тока его электронной эмиссии. Ионизация газа электронами в магнитной ловушке с магнитом диаметром 60 мм при Iк = 1 А, U = 600 В и Uк = 400 В лишь незначительно повышает концентрацию плазмы над периферийной поверхностью мишени по сравнению с ее величиной на оси катода (сплошная кривая 1 на рис. 4.8) и увеличивает скорость ее распыления v на периферии (штриховая кривая 1 на рис. 4.8). Коэффициент распыления титана ионами аргона с энергией e(U+Uк) = 1 кэВ приблизительно равен Y = 1 [5]. При токе Iм = 0,44 А (сплошная кривая 2 на рис. 4.2) в цепи мишени площадью 0,02 м2 средняя плотность тока ионов на мишени ji = 0,44 А/0,02 м2 = 22 А/м2, масса атома титана M = 8×10−26 кг, его удельный вес ρ = 4,5×103 кг/м3, и скорость распыления мишени v = (Yji/e)M/ρ (4.5) 90 равна v = 2,4 нм/с (или 8,6 мкм/ч). Измеренная величина v ≈ 4,4 мкм/ч (штриховая кривая 1 на рис. 4.8) в 2 раза меньше, что можно объяснить обратным осаждением на мишень атомов распыляемого ионами с энергией 400 эВ катода, поверхность которого многократно превышает поверхность мишени. В разряде с магнитом диаметром 85 мм нормальная составляющая вектора магнитной индукции при r 60 мм составляет Bn ≈ – 6 мТл (сплошная кривая на рис. 4.1). При напряжении U < 600 В она сильно ограничивает уход электронов из магнитной ловушки, и поэтому концентрация плазмы над периферийной поверхностью мишени и скорость ее распыления значительно повышаются (кривые 2 на рис. 4.8). При токе катода Iк = 0,5 А ток в цепи мишени возрастает до Iм = 0,75 А (рис. 4.2) и превышает Iк в полтора раза, а доля ионов, поступающих из плазмы на мишень, повышается до = 56%. С увеличением U число быстрых электронов, покидающих магнитную ловушку, также возрастает, ток Iм снижается и при U 2 кВ становится практически равным току Iм в разряде с магнитом диаметром 60 мм. Бомбардировка катода эмитированными мишенью электронами при давлении аргона p = 0,4 Па также вызывает снижение катодного падения Uк от 410 В при U = 0 до 270 В при U ≈ 0,7 кВ. Однако из-за уменьшения концентрации плазмы на оси катода и соответствующего снижения доли электронов, эмитированных в центре мишени и вылетающих из катода через сетку, а также из-за значительных потерь энергии на ионизацию газа в магнитной ловушке электронов, эмитированных на периферии мишени, катодное падение Uк повышается с дальнейшим ростом U не до 580 В, а лишь до 440 В (кривые 1 на рис. 4.4). При U 1 кВ длина пути электронов в магнитной ловушке превышает длину L пути до анода эмитированных катодом электронов. Это позволяет поддерживать разряд с катодным падением Uк = 550 В и током ионов в цепи мишени Iм = 0.63 А, превышающим ток в цепи катода Iк = 0,5 А, при U = 600 В и давлении p = 0,1 Па (кривые 3 на рис. 4.5). В этом случае поверхность мишени диаметром 160 мм за пределами ее центральной зоны диаметром 60 мм, т.е. 86% площади ее 91 поверхности, распыляется ионами аргона с энергией 1,15 кэВ и плотностью тока 37 А/м2. Распыляемые атомы титана при p = 0,1 Па практически без столкновений с молекулами газа долетают до сетки и через ее отверстия летят дальше до поверхности подложки. Часть атомов осаждается на титановой сетке и титановой фольге, покрывающей стенки полого катода. Эта часть материала мишени после ее максимально допустимого распыления может быть рекуперирована для дальнейшего использования. Осаждающееся на подложке 16 (рис. 3.1) покрытие непрерывно бомбардируют атомы аргона 15 с энергией, регулируемой от нуля до 800 эВ. При токе в цепи сетки Iс = 0.08 А плотность их эквивалентного тока ja не превышает Iс/Sс = 0.8х0.08/0.03 ≈ 2 А/м2, где = 0,8 – прозрачность сетки. Это почти в 20 раз меньше плотности тока 37 А/м2 распыляющих мишень ионов аргона и на порядок меньше потока на подложку атомов металла jм. В устройстве [97] плотности потоков атомов металла и аргона были примерно равны, и при повышении энергии атомов аргона до 600 эВ из-за распыления покрытия скорость его осаждения падала до нуля. Поэтому модифицировать свойства покрытия можно было лишь при энергии ускоренных частиц около 100 эВ. Уменьшение отношения jа/jм в разряде с магнитом диаметром 85 мм позволяет значительно повысить энергию бомбардирующих покрытие частиц. 4.2. Применение источника с распыляемой в неоднородном магнитном поле мишенью для синтеза покрытий на диэлектрических подложках Потоки атомов метала, необходимые для синтеза на изделиях машиностроения износостойких, защитных, термостойких и других функциональных покрытий, чаще всего получают электродуговым испарением [98] и магнетронным распылением материалов [99] в вакуумных камерах. Потоки металлической плазмы и/или пара позволяют синтезировать на поверхности покрытия из карбидов, 92 карбонитридов и нитридов титана, хрома и других металлов. Такая обработка уменьшает коэффициент трения, значительно повышает износостойкость, теплостойкость и коррозионную стойкость изделий, многократно увеличивает их срок службы. Бомбардировка покрытия в процессе синтеза ионами с энергией от десятков до сотен электронвольт позволяет целенаправленно регулировать его характеристики: плотность, микротвердость, остаточные напряжения, структуру, размер зерен, шероховатость поверхности и др. Предварительная обработка изделий ионами с энергией до 1 кэВ и выше создает на поверхности радиационные дефекты, являющиеся центрами конденсации покрытия, осаждаемого затем при меньшей энергии ионов [87]. Это повышает адгезию покрытий и срок службы изделий. При осаждении покрытий с хорошей электропроводностью на металлические изделия часто используют бомбардировку изделий ускоряемыми подаваемым на них отрицательным напряжением ионами из плазмы, в которую они погружены. Однако на диэлектрики подать постоянное напряжение невозможно, и для бомбардировки осаждаемого покрытия приходится использовать источники широких пучков ионов [57] или быстрых нейтральных молекул [75,88,90]. В этом случае углы падения на поверхность изделия принимающих участие в синтезе покрытия атомов металла и бомбардирующих покрытие быстрых частиц определяются геометрической формой изделия и его положением относительно источника атомов металла и источника пучка. Если на планетарно вращающихся в рабочей вакуумной камере изделиях имеются выступы и полости, то медленные атомы металла и быстрые частицы не могут попадать на их боковые поверхности одновременно. В определенные интервалы времени на поверхность приходят лишь атомы металла или только быстрые молекулы газа. Это является серьезной технической проблемой, так как не позволяет обеспечить однородность и качество синтезируемых покрытий на всей поверхности изделия. Для оценки эффективности разработанного в настоящей работе источника для синтеза износостойких покрытий на диэлектрических изделиях сложной геометрической формы полученные с его помощью покрытия сравнивались с покры- 93 тиями, полученными на экспериментальной установке с электродуговым испарителем металла и источником широкого пучка быстрых молекул газа, которая представлена на рисунке 4.9 [100, 101]. Рисунок 4.9. Фотография установки с дуговым испарителем и источником пучка Схема установки изображена на рисунке 4.10. Рабочая вакуумная камера 1 высотой 800 мм имеет форму восьмигранной призмы с диаметром вписанной окружности 800 мм. На одной из ее боковых граней установлен испаритель 2, а на другой – источник 3 пучка быстрых нейтральных молекул с эмиссионной сеткой диаметром 200 мм. Рисунок 4.10. Схема экспериментальной установки. 1 – камера, 2 – дуговой испаритель, 3 – источник пучка быстрых молекул, 4 – подложка, 5 – диффузионный насос, 6 – пучок быстрых молекул, 7 – поток металлической плазмы, 8-вращающийся стол 94 Плоская подложка 4 толщиной 1 мм, высотой 48 мм и длиной 60 мм из оксида алюминия была установлена в центре камеры 1, откачиваемой диффузионным насосом 5, на расстоянии 0,5 м от эмиссионной сетки источника 3 пучка быстрых нейтральных молекул 6. Расстояние от подложки 4 до испаряемой поверхности титанового катода испарителя 2, являющегося источником потока титановой плазмы 7, также равно 0,5 м. Подложка крепилась к столу 8, вращающемуся вокруг оси камеры 1. В одном из экспериментов подложка была неподвижно установлена таким образом, что углы падения на подложку, как медленных атомов металла, так и быстрых молекул азота были равны 45 градусам при угле α между осями обоих источников 90 градусов. При давлении азота в камере p = 0,2–0,5 Па длина перезарядки эмитируемых катодными пятнами вакуумной дуги двукратно и трехкратно ионизованных атомов титана [86] на порядок меньше длины 0,5 м их пути до подложки. Поэтому большинство ионов титана приходит на ее поверхность уже в виде нейтральных атомов. Поверхность подложки сначала активировали в течение нескольких минут пучком атомов аргона с энергией 900 эВ и эквивалентным током 0,5 А. Затем вместо аргона в камеру напускали азот до давления в ней p = 0,2–0,3 Па, уменьшали энергию молекул азота до 200 эВ, включали вакуусно-дуговой испаритель 2 с током дуги в цепи титановой мишени 100 А, и на диэлектрической подложке 4 синтезировали покрытие из нитрида титана, непрерывно бомбардируемое в процессе синтеза быстрыми молекулами азота. За 2 часа на подложке из оксида алюминия было получено покрытие золотистого цвета из нитрида титана (рис. 4.11) толщиной 6 мкм с микротвердостью ~ 2320 HV50. 95 Рисунок 4.11. Микрошлиф покрытия из нитрида титана. Толщина покрытия, полученного за 2 часа при том же токе дуги 100 А и том же эквивалентном токе 0,5 А пучка молекул азота с большей энергией 500 эВ, составила ~ 4 мкм, а микротвердость возросла до ~ 2600 HV50. При этом золотистый цвет покрытия сменился на темно-фиолетовый. Это свидетельствует о том, что бомбардирующие синтезируемое покрытие быстрые молекулы не только распыляют его, но и заметно модифицируют его структуру. Кроме проводящего покрытия из нитрида титана на подложках из оксида алюминия и быстрорежущей стали были синтезированы покрытия с низкой электропроводностью из нитрида алюминия. Так было доказано, что источник быстрых молекул позволяет на стандартных установках с дуговым испарением металлов осаждать покрытия без использования дорогостоящего источника напряжения смещения с защитой от дугообразования. Однако новый метод осаждения нитридных покрытий, бомбардируемых в процессе их синтеза быстрыми нейтральными молекулами азота, не избавил покрытия от известного недостатка – отвердевших капель металла размером до 5 мкм, эмитируемых катодными пятнами вакуумной дуги. Последующие эксперименты показали, что при повороте подложки 4 на 45 градусов по часовой стрелке (рис. 4.10), когда ее поверхность перпендикулярна потоку атомов металла и параллельна оси пучка быстрых молекул азота, осаждается не нитридное, а металлическое покрытие из титана с меньшей в 10 раз микротвердостью 250 HV50. При повороте на 45 градусов против часовой стрелки, 96 когда поверхность подложки перпендикулярна оси пучка быстрых молекул, не осаждается ни нитридное, ни металлическое покрытие. Во второй серии экспериментов в центре стола 8 (рис. 4.10) были установлены две параллельные подложки высотой 48 мм и длиной 60 мм на расстоянии 25 мм друг от друга. На обеих сторонах каждой подложки крепились маски для последующего определения распределения по ее длине толщины покрытия. При синтезе на их поверхностях покрытий из нитрида титана ток дуги был равен 100 А, ток пучка молекул азота с энергией 200 эВ был равен 0,5 А, а стол 8 с подложками вращался со скоростью 8 оборотов в минуту. Толщина покрытий темного цвета, синтезированных в течение 4 часов на внешних поверхностях вращавшихся подложек, была достаточно равномерно распределена по длине и составила ~ 3,3 мкм. В то же время на внутренних поверхностях подложек толщина покрытий изменялась от 3 мкм на краях до 1,8 мкм в середине подложки. Микротвердость покрытий внутри зазора между подложками составила от 250 HV50 до 300 HV50, что характерно для металлического, а не нитридного покрытия. Поэтому однородность свойств покрытий, осаждаемых при изменяющихся углах падения частиц на поверхность диэлектрических изделий сложной геометрии с глубокими пазами, может обеспечить лишь разработанный в настоящей работе источник, в котором траектории атомов металла и быстрых молекул газа совпадают. Кроме того, замена испарения мишени катодными пятнами вакуумной дуги на ее распыление бомбардировкой ионами из плазмы тлеющего разряда полностью исключает наличие в покрытиях макрочастиц. На рисунке 4.12 представлена схема установки для экспериментальной проверки эффективности разработанного источника, который был смонтирован на вакуумной камере 8 установки «Булат-6». За мишенью 1 источника был установлен магнит 22 диаметром 85 мм, обеспечивающий наибольшую скорость распыления мишени [102]. 97 Рисунок 4.12. Схема установки для синтеза покрытий в смешанном потоке атомов металла и быстрых молекул газа: 1 – мишень; 2 – полый катод; 3 – эмиссионная сетка; 4 – анод; 5, 6, 7 и 27 – источники питания; 8 – вакуумная камера; 9 – устройство предварительной ионизации; 10 – подача газа; 11 – резистор обратной связи; 12 – плазменный эмиттер; 13 – катодный слой; 14, 19 и 20 – ионы; 15 – вольтметр; 16 – вторичная плазма; 17 – молекула газа; 18 – быстрая молекула; 21, 29 и 30 – слои объемного заряда; 22 – постоянный магнит; 23 – силовые линии магнитного поля; 24 – распыленный атом мишени; 25 – подложки; 26 – вращающийся стол; 28 – диод; 31 – держатель пластин. Для оценки скорости осаждения покрытий в камере 8 напротив сетки 3 источника устанавливался такой же держатель стеклянных подложек, как и в экспериментах по осаждению тонких медных пленок (рис. 2.3). На нем крепились стеклянные подложки длиной до 350 мм. После очистки и активации поверхности атомами аргона с энергией 1,5 кэВ к аргону добавляли 10–15% азота и в течение 1–2 часов синтезировали покрытие из нитрида титана. Толщину покрытия определяли с помощью с помощью прибора FISCHERSCOPE X-RAY XUL для рентгеновского анализа материалов и измерения толщины покрытий производства фир- 98 мы Helmut Fischer GmbH u Co (Германия). Скорость осаждения определяли делением толщины покрытия на время его синтеза. На расстоянии от сетки 0,2 м скорость синтеза достигает 4 мкм/ч. Рисунок 4.13. Зависимости от расстояния r до оси источника скорости v осаждения покрытий из нитрида титана на стеклянную подложку, установленную на расстоянии h = 0,1 м (кривая 1) и h = 0,2 м (2) от эмиссионной сетки при давлении p = 0,3 Пa смеси аргона с азотом (15%), токе в цепи катода Iк = 3 A, напряжении на мишени Uм = 1,2 кВ, и энергии молекул = 200 эВ После удаления из камеры 8 держателя со стеклянными подложками на столе 26 в прорезях стального держателя 31 были установлены на расстоянии 25 мм друг от друга четыре пластины 25 из поликора (Al2O3) толщиной 1 мм, высотой 48 мм и длиной 60 мм. Для измерения толщины покрытия верхняя часть каждой пластины была с двух сторон закрыта масками шириной по 15 мм. После обработки в течение 10 минут пластин, вращающихся на столе 26 со скоростью 8 об/мин, пучком быстрых атомов аргона с эквивалентным током Iп = 0,5 A и энергией = 1,5 кэВ на них при давлении p = 0,3 Па смеси аргона с азотом (15%), напряжении на мишени Uм = 1,2 кВ, токе Iк = 3 A в цепи катода 2, плотности эквивалентного тока j = 14 A/м2 быстрых молекул с энергией = 200 эВ в течение 6 часов наносились покрытия из нитрида титана. Полученная с помощью 99 дифрактометра EMPYREAN (производства фирмы PANalytical, Нидерланды) с медным анодом, излучающим линию CuKα с длиной волны излучения = 0,154 нм и представленная на рисунке 4.14 дифрактограмма покрытия на внутренней поверхности крайней пластины не отличается от дифрактограммы покрытия на ее внешней поверхности и соответствует покрытиям состава TiN, осаждаемым стандартным методом магнетронного распыления. Рисунок 4.14. Дифрактограмма покрытия из нитрида титана толщиной 4 мкм, осажденного на внутренней поверхности крайней пластины из оксида алюминия. После осаждения покрытий с подложек 25 (рис. 4.12) снимали маски и с помощью стилусного профилометра DektakXT (производства фирмы BRUKER NANO, INC., США) на разных расстояниях от одного из краев подложки измеряли высоту ступенек между открытыми и закрытыми масками поверхностями, которая равна толщине покрытия δ. На внешней поверхности крайней пластины она распределена достаточно однородно и составляет δ ~ 5 мкм (рис. 4.15а). На внутренней поверхности этой пластины толщина покрытия снижается от ~ 5 мкм на краях до ~ 3,2 мкм в середине пластины (рис. 4.15б). Тем не менее, на внешних и внутренних поверхностях пластин измерявшаяся с помощью микротвердомера POLYVAR-MET (производства фирмы Reichert-Jung, Австрия) микротвердость покрытий ~ 2400 HV25 и их золотистый цвет одинаковы. 100 а б Рисунок 4.15. Зависимости от расстояния x до края пластины длиной 60 мм толщины δ покрытия (сплошные кривые) и его микротвердости (штриховые кривые) на внешней (а) и внутренней (б) поверхностях крайней подложки. Таким образом, совмещение потоков медленных атомов металла и быстрых молекул газа позволяет обеспечить однородность структуры и микротвердости износостойких покрытий, синтезируемых как на внешних поверхностях изделий из диэлектрических материалов, так и внутри их углублений, несмотря на меньшую толщина покрытий в углублениях. 4.3. Выводы. 1. В разряде с распыляемой ионами мишенью на дне полого катода, перекрытого сеткой, магнитное поле с линиями, выходящими из центральной зоны мишени и пересекающими сетку, катод и периферию мишени, нарушает однородность и изотропность осциллирующих внутри катода быстрых электронов, вынуждая их чаще подлетать вдоль линий поля к центру мишени и отражаться в слое 101 объемного заряда у ее по1верхности. В результате интенсивность ионизации и концентрация плазмы вблизи мишени возрастают, плотность тока ионов на мишень становится в два с лишним раза выше плотности тока на сетку, а доля образованных в разряде ионов, попадающих из плазмы на мишень, увеличивается от 12% до 25%. 2. С увеличением напряжения U между катодом и мишенью до 1–1,5 кВ небольшая часть эмитированных мишенью электронов вылетает через отверстия сетки в камеру, а остальные бомбардируют катод и значительно повышают ток его электронной эмиссии, а в результате катодное падение потенциала разряда снижается в 1,5 раза. С дальнейшим увеличением U до 3 кВ число вылетающих в камеру электронов возрастает, и катодное падение снова повышается. 3. Путь до катода электронов, эмитированных на периферийной поверхностью мишени, увеличивается из-за их азимутального дрейфа в арочном магнитном поле. Длина этого пути зависит от энергии электронов и нормальной составляющей вектора магнитной индукции Bn на краю мишени, отклоняющей электроны к ее центру. При Bn ~ 1 мТл ионизация газа в магнитной ловушке лишь незначительно повышает концентрацию плазмы и скорость распыления мишени на ее периферии. В этом случае повышение напряжения U между катодом и мишенью до 3 кВ не изменяет распределение концентрации плазмы внутри катода, а лишь увеличивает интенсивность достаточно равномерного распыления мишени. 4. При U 0,6 кВ повышение Bn до ~ 6 мТл значительно увеличивает длину пути электронов в магнитной ловушке, и она становится больше длины пути эмитированных катодом электронов до анода. Это позволяет уменьшить давление газа от 0,4 до 0,1 Па и повысить долю поступающих на мишень ионов до 50% и выше. Однако при увеличении напряжения U энергия эмитированных мишенью электронов повышается, и они быстрее уходят из магнитной ловушки мишени в электростатическую ловушку полого катода. В результате ток в цепи мишени снижается и при U 2 кВ уже практически не отличается от тока при Bn ~ 1 мТл. Чтобы сохранить высокую плотность тока ионов на мишень и повысить скорость ее распыления за счет увеличения их энергии, необходимо в несколько раз повы- 102 сить нормальной составляющей вектора магнитной индукции на краю мишени до Bn ~ 20 мТл. 5. Источник смешанного потока медленных атомов металла и быстрых молекул газа позволяет обеспечить однородность структуры и микротвердости износостойких покрытий, синтезируемых как на внешних поверхностях изделий из диэлектрических материалов, так и внутри их углублений, несмотря на меньшую толщина покрытий в углублениях. 103 Заключение Результаты исследований в тлеющем разряде с полым катодом пучков быстрых молекул газа, совмещенных с потоками атомов металла позволили решить основные задачи, обозначенные во введении настоящей кандидатской диссертации и расширить знания об источниках совмещенных пучков быстрых молекул газа и атомов металла. Среди наиболее значимых результатов работы можно выделить следующие: 1. Показано, что плотность потока из полого катода тлеющего разряда через отрицательную по отношению к нему сетку распыляемых ионами аргона атомов материала катода, сопровождаемых до изделия быстрыми атомами газа, и скорость их осаждения на изделии возрастают с увеличением катодного падения потенциала и тока разряда, а с ростом энергии быстрых атомов аргона скорость осаждения снижается до нуля при энергии свыше 0,5 кэВ. 2. Доказано, что однородный поток через эмиссионную сетку атомов металла на сравнимом с ее диаметром расстоянии становится из-за их большого углового разброса неоднородным. Перекрытие потока атомов металла через центр сетки обеспечивает высокую однородность толщины покрытия на неподвижной подложке с диаметром, соизмеримым с диаметром сетки, при сохранении однородности бомбардировки осаждаемого покрытия быстрыми атомами и высокой адгезии. 3. Показано, что при установке на дне полого катода тлеющего разряда напротив эмиссионной сетки мишени и подаче на нее отрицательного напряжения до нескольких киловольт скорость ее распыления при том же токе в ее цепи на порядок выше, чем в магнетронном разряде, а неоднородность распыления мишени не превышает ± 8%. 4. Установлено, что в неоднородном поле с магнитными линиями, выходящими из центральной зоны мишени и пересекающими сетку, катод и периферию мишени, неоднородность распыления мишени при магнитной 104 индукции на ее границе менее 1 мТл не превышает ± 8%, концентрация плазмы вблизи нее в 2 раза выше чем вблизи сетки, доля ионов из плазмы на мишень достигает 25%, а поток распыляемых ионами аргона с энергией ~ 3 кэВ атомов ее материала значительно превышает поток атомов материала полого катода, распыляемого ионами с энергией ~ 0,3 кэВ. 5. Доказано, что арочная конфигурация магнитного поля на периферии круглой мишени является причиной увеличения с ростом магнитной индукции на краю мишени длины пути до анода эмитированных ее поверхностью электронов, что позволяет снизить давление газа до 0,1 Па и повысить до 50% и более долю поступающих из плазмы на мишень ионов, однородно распыляющих около 85% поверхности мишени. Полученные результаты позволили разработать источники смешанного потока металлического пара и быстрых молекул газа, бомбардирующих покрытие, синтезируемое из осаждаемого пара и химически активного газа на поверхности изделия. Эти универсальные источники можно рекомендовать для осаждения тонких пленок из драгоценных металлов с модификацией их свойств бомбардировкой быстрыми молекулами аргона, а также для нанесения покрытия на изделия сложной геометрической формы с выступами и пазами с обеспечением однородности его структуры и микротвердости. Разработанные устройства уже нашли применение на установках новой серии для производства тонкопленочных приборов «Ирида» (ООО «ЭСТО-Вакуум», Москва, Зеленоград). 105 Список литературы 1. Данилин, Б. С. Магнетронные распылительные системы / Б. С.Данилин, В. К. Сырчин. - М.: Радио и связь - 1982. 2. Boxman, R. L. Handbook of vacuum arc science and technology: fundamentals and applications / edited by R. L. Boxman, Ph. J. Martin, D. Sanders, Park Ridge. - New Jersey, U.S.A.: Noyes Publications - 1995. 3. Минайчев, В.Е. Вакуумное оборудование для нанесения пленок / В.Е. Минайчев. - М.: Машиностроение - 1978. 4. Минайчев, В.Е. Нанесение пленок в вакууме / В.Е. Минайчев. - М.: Высшая школа - 1989 5. Плешивцев, Н. В. Катодное распыление / Н.В. Плешивцев. - М.: Атомиздат 1968. – 347 С 6. Phillips, C. E. S. The Action of Magnetised Electrodes upon Electrical Discharge Phenomena in Rarefied Gases. Preliminary Note / C. E. S. Phillips. // Proc. Roy. Soc. - 1898. - V. A64 - P. 172 – 179. 7. Phillips, C. E. S. The Action of Magnetised Electrodes upon Electrical Discharge Phenomena in Rarefied Gases / C. E. S. Phillips. // Phil. Trans. Roy. Soc. - 1901. V. A197 - P. 135 – 150. 8. Penning, F. M. Die Glimmentladung bei niedrigem Druck zwischen koaxialen Zylindern in einem axialen Magnetfeld / F.M. Penning // Phisica. - 1936. - V. 3. No 9. P. 873 – 894. 9. Penning, F. M. Ein neues Manometer für niedrige Gasdrucke, insbesondere zwischen 10–3 und 10–5 mm / F.M. Penning // Phisica. - 1937. - V. 4. No 2 -. P. 71 – 75. 10. Knauer, W. Mechanism of the Penning discharge at low pressures / W. Knauer // J. Appl. Phys. - 1962. - V. 33. No 6. - P. 2093 – 2099. 11. Крейндель, Ю. Е. Некоторые особенности разряда в трубках типа Пеннинга при низких давлениях / Ю.Е. Крейндель, А.С. Ионов // Журнал технической физики. - 1964. - Т. 34. Вып. 7. - С. 1199 – 1204. 106 12. Кервалишвили, Н. А. Характеристики разряда низкого давления в поперечном магнитном поле / Н.А Кервалишвили, А.В. Жаринов // Журнал технической физики. - 1965. - Т. 35. Вып. 12. - С. 2194 – 2207. 13. Lieberman, M.A. Principles of plasma discharges and materials processing / M.A. Lieberman, A.J. Lichtenberg. - New York: John Willey & Sons.- 1994. 14. Muenz, W.D. A new method for hard coating: ABS TM (arc bond sputtering) / W.D. Muenz, D. Schulze, F.J.M. Hauzer // Surface and Coating Technology - 1992. - V. 50. No 1–3. - P. 169 – 178. 15. Edison T.A. Art of plating one material with another. US Patent 526,147, September 18, 1894, filed January 28, 1884. 16. Anders, A. Ion charge state distribution of vacuum arc plasmas: The origin of species / A. Anders // Phys. Rev. E. - 1997. - V. 55. No 1. - P. 969 – 981. 17. Byon, E. Ion energy distribution functions of vacuum arc plasmas / E. Byon, A. Anders // J. Appl. Phys. - 2003. -V. 93. No 4. - P. 1899 – 1906. 18. Фурсей, Г.Н. Качественная модель инициирования вакуумной дуги. II. Автоэмиссионный механизм инициирования вакуумной дуги / Г.Н. Фурсей, П.Н. Воронцов-Вельяминов // Журнал технической физики. - 1967. - Т. 37. Вып. 10. - С. 1880 – 1888. 19. Mack, M. Oberflaechentechnik – Verschleissschutz. / M. Mack. - Die Bibliothek der Technik. Band 38. Landsberg/Lech: Verlag Moderne Industrie AG & Co. - 1990. 20. Boxman, R.L. Vacuum arc deposition devices (Review article) / R.L. Boxman, V.N. Zhitomirsky // Rev. Sci. Instrum. - 2006. - V. 77. No 2. - P. 1 – 15. 21. Аксенов, И.И. Вакуумная дуга в эрозионных источниках плазмы / И.И. Аксенов - Харьков: ННЦ ХФТИ, - 2005. – 212 С. 22. Ивановский, Г.Ф. Ионно-плазменная обработка материалов / Г.Ф. Ивановский, М. Петров. - М.: Радио и связь, - 1986. – 232 С. 23. Amano, J. Thin film deposition using low energy ion beams (2) Pb + ion-beam deposition and analysis of deposits / J. Amano, R. Lawson // J. Vac. Sci. Technol. - 1977. - V. 14. No 2. - P. 690 – 694. 107 24. Amano, J. Thin film deposition using low energy ion beams (2) Pb + ion-beam deposition and analysis of deposits / J. Amano, R. Lawson // J. Vac. Sci. Technol. - 1977. - V. 14. No 2. - P. 690 – 694. 25. Weiler, M. Highly tetrahedral diamond-like amorphous hydrogenated carbon prepared from a plasma beam source / M. Weiler, S. Sattel, K. Jung, H. Ehrhardt, V.S. Veerasamy, J. Robertson // Appl. Phys. Lett. - 1994. - V. 64. - P. 2797 – 2799. 26. Bhattacharya, R.S. Tribological properties of ion beam deposited diamond-like carbon films on silicon nitride / R.S. Bhattacharya, R.L.S. Wu, C.S. Yust // Nucl. Instrum. Meth. Phys. Res. B. - 1991. - V. 59/60. - P. 1383. 27. Waldorf, J. Large area ion and plasma beam sources / J. Waldorf // Nucl. Instrum. Meth. Phys. Res. B. - 1996. - V. 113. - P. 8 – 15. 28. Tagaki, T. Role of ions in ion-based film deposition / T. Tagaki // Thin Solid Films. - 1982. - V. 92. - P. 1 – 12 . 29. Modification of thin film properties by ion bombardment during deposition // edited by O. Auciello and R. Kelly. - Amsterdam: Elsevier, - 1994. 30. Wolf, G.K. Ion bombardment during thin film deposition and its influence on mechanical and chemical surface properties / G.K. Wolf, W. Ensinger // Nucl. Instrum. Meth. Phys. Res. B. - 1991. - V. 59/60. - P. 173 – 181. 31. Barth, M. Stress and adhesion of chromium and boron films deposited under ion bombardment / M. Barth, W. Ensinger, V. Hoffmann, G.K. Wolf // Nucl. Instrum. Meth. Phys. Res. B. - 1991. - V. 59/60. - P. 254 – 258. 32. Wolf, G.K. Modification of chemical surface properties by ion beam assisted deposition / G.K. Wolf // Nucl. Instrum. Meth. Phys. Res. B. - 1990. - V. 46. P. - 369 – 378. 33. Wollenberger, H. Ion beam mixing and phase stability / H. Wollenberger // Nucl. Instrum. Meth. Phys. Res. B. - 1990. - V. 48. - P. 493 – 498. 34. Ruset, C. The influence of ion implantation on the properties of titanium nitride layer deposited by magnetron sputtering / C. Ruset, E. Grigore // Surface and Coatings Technology. - 2002. - V. 156. No 1/3. - P. 159 – 161. 108 35. Chen, Yuanru Mechanical and tribological properties of silicon nitride films synthesized by ion beam enhanced deposition / Yuanru Chen, Shizhuo Li, Xushou Zhang, Hong Liu, Genqing Yang, Baochun Qu // Nucl. Instrum. Meth. Phys. Res. B. 1991. - V. 59/60. - P. 1295 – 1299. 36. Grigoriev, S. Plasma- and beam-assisted deposition methods / S. Grigoriev, A. Metel, A. Voevodin et al. (eds.) // Nanostructured thin films and nanodispersion strengthened coatings - Kluwer Academic Publishers, Boston, Dordrecht, London. 2004. - P. 147 – 154. 37. Соловьев, А.А. Исследование характеристик плазмы в несбалансированной магнетронной распылительной системе / А.А. Соловьев, Н.С. Сочугов, К.В. Оскомов, С.В. Работкин // Физ. плазмы. - 2009. - Т. 35. № 5. - С. 443 – 452. 38. Howson, R.P. Substrate effects from an unbalanced magnetron / R.P. Howson, H.A. Jafer, A.G. Spencer // Thin Solid Films. - 1990. - V. 193/194. - P. 127 – 137. 39. Wolf, G.K. Modification of mechanical and chemical properties of thin films by ion bombardment / G.K. Wolf // Surface and Coatings Technology. - 1990. - V. 43/44. - P. 920 – 935. 40. Kaufman, H.R. Broad beam ion sources / H.R. Kaufman // Rev. Sci. Instrum. 1990. -V. 60. No 1. - P. 230 – 235. 41. Hayes, A. V. Fifty centimeter ion beam source / A.V. Hayes, V. Kanarov, B. Vidinsky // Rev. Sci. Instrum., - 1996, - V. 67, No 4, - P. 1638 – 1641. 42. Кулыгин, В.М. Ионный источник без внешнего магнитного поля / В.М. Кулыгин, А.А. Панасенков, Н.Н. Семашко, И.А. Чухин // ЖТФ. - 1979. - Т. 49. Вып. 1. - С. 168 – 172. 43. Ehlers, K.W. Rectangulary shaped large area plasma source / K.W. Ehlers // Rev. Sci. Instrum. - 1979. - V. 50. - P. 1353 – 1362. 44. Панасенков, А.А. Водородный источник с периферийным магнитным полем / А.А. Панасенков, С.А. Равичев, Н.Н. Семашко, В.М. Кулыгин // Плазменные ускорители и ионные инжекторы - М.: Наука, - 1984. - С. 154 – 163. 45. Holmes, A.J.T. Role of the anode area in the behavior of magnetic multipole discharges/ A.J.T. Holmes // Rev. Sci. Instrum.,- 1981.- V. 52. No 12.- P. 1814 – 1823. 109 46. Морозов, А. И. Экспериментальное исследование плазменного ускорителя с замкнутым дрейфом электронов и протяженной зоной ускорения / А.И. Морозов и др. // Журнал технической физики. - 1972. - Т. 42. Вып. 1. - С. 54 – 63. 47. Freisinge,r J. Diagnostics in the RF-ion source RIG-10 for intense ion beams / J. Freisinger, J. Lensing, S. Reineck, H.W. Loeb // 6-th Int. Conf. Gas Discharges and Appl., - Edinburgh 1980. - Part 2. - London – New York, - 1980. - P. 126 – 129. 48. Groh, K.H. RF-ion thruster performance data for inert gas propellants / K.H. Groh, H.W. Loeb, W .Velten // 7-th Int. Conf. Gas Discharges and Appl., - London, 1982. - P. 407 – 409. 49. Proudfoot ,G. Development and use of a large area ultralow energy reactive ion beam/ G. Proudfoot, C.M.O. Mahony, R. Perrin // Nucl. Instrum. Meth. Phys. Res. B. - 1989. - V. 37/38. - P. 103 – 106. 50. Метель, А.С. Расширение рабочего диапазона давлений тлеющего разряда с полым катодом / А.С. Метель // Журнал технической физики, - 1984, - Т. 54, № 2, - С. 241 – 247. 51. Глазунов, В.Н. Инжектор квазистационарного режима с плазменным эмиттером электронов / В.Н. Глазунов, В.Г. Гречаный, А.С. Метель // Приборы и техника эксперимента, - 1984, - № 2, - С. 146 – 148. 52. Мельник, Ю.А. Многолучевой сильноточный инжектор квазинепрерывного режима с крупноструктурным сеточно-плазменным эмиттером электронов / Ю.А. Мельник, А.С. Метель, Г.Д. Ушаков // VII Всесоюзный симпозиум по сильноточной электронике. Тезисы докладов. - 1988, - Томск: ИСЭ СО АН СССР, - часть 1, - С. 113 – 115. 53. Глазунов, В. Н. Технологический ионный источник на основе тлеющего разряда с холодным полым катодом / В. Н. Глазунов, А. С. Метель, В. А. Юрин // Тез. докл. 1 Всесоюз. конф. по модификации свойств конструкционных материалов пучками заряженных частиц. - Томск, - 1988. - Ч. 1. - С. 76 – 78. 54. Стогний, А.И. Двухкаскадный самостоятельный разряд низкого давления без магнитного поля / А.И. Стогний, В.А. Никитинский, Б.И. Журавлев // Журнал технической физики, - 1988, - Т. 58, № 5, - С. 993 – 995. 110 55. Стогний, А.И. Широкоапертурный источник ионов реактивных газов / А.И. Стогний, В.В. Токарев // Приборы и техника эксперимента. – 1990. - № 3. - С. 142 – 144. 56. Gavrilov, N.V. New broad beam gas ion source for industrial application / N.V. Gavrilov, G.A. Mesyats, S.P. Nikulin, G.V. Radkovskii // J. Vac. Sci. Technol. A. 1996. - V. 14. No 3. - P. 1050 – 1055. 57. Gavrilov, N.V. Development of technological sources of gas ions on the basis of hollow-cathode glow discharges / N.V. Gavrilov, G.A. Mesyats, G.V. Radkovskii, V.V. Bersenev // Surface and Coating Technology. - 1997. - V. 96. - P. 81 – 88. 58. Ion emitter based on cold cathode discharge : US Patent No 5.569.976. (H 01 J61/09) Gavrilov N. V., Nikulin S. P. 59. Гаврилов, Н.В. Источник широких однородных пучков низкоэнергетичных ( 0,5 кэВ) газовых ионов / Н.В. Гаврилов, Д.Р. Емлин, Г.В. Радковский // Приборы и техника эксперимента. - 2000. - Вып. 2. - С. 113 – 118. 60. Глазунов, В. Н. О механизме потерь быстрых электронов в тлеющем разряде с осциллирующими электронами / В. Н. Глазунов, А. С. Метель // Физика плазмы. - 1982. - Т. 8. Вып. 5. - С. 1099 – 1104. 61. Гаврилов, Н.В. Использование тлеющего разряда в магнитном поле для получения широких ионных пучков технологического применения / Н.В. Гаврилов, Д.Р. Емлин, С.П. Никулин // Изв. вузов. Физика. - 2001. - Вып. 9. - С. 48 – 56. 62. Никулин, С.П. Генерация однородной плазмы и широких ионных пучков в пеннинговской системе с неэквипотенциальным катодом / С.П. Никулин, Д.Ф. Чичигин, П.В. Третников // Журнал технической физики. - 2004. - Т. 74. Вып. 9. - С. 39 – 42. 63. Гаврилов, Н.В. Характеристики ионного источника с плазменным катодом и многополюсной магнитной системой удержания быстрых электронов / Н.В. Гаврилов, А.С. Каменецкий // Журнал технической физики. - 2004. - Т. 74. Вып. 9. - С. 97 – 102. 111 64. Визирь, А.В. Несамостоятельный тлеющий разряд с полым катодом для широкоапертурных ионных источников / А.В. Визирь, Е.М. Окс, П.М. Щанин, Г.Ю. Юшков // Журнал технической физики. - 1997. - Т. 67. Вып. 6. - С. 27 – 31. 65. Oks, E.M. Low-pressure hollow cathode glow discharge plasma for broad beam gaseous ion sources / E.M. Oks, A.V. Vizir, G.Yu. Yushkov // Rev. Sci. Instrum. 1998. - V. 60. No 2. - P. 853 – 855. 66. Oks, E.M. Further development of a gaseous ion source based on low-pressure hollow cathode glow / E.M. Oks, A.V. Vizir, G.Yu. Yushkov // Rev. Sci. Instrum. 2000. - V. 71. No 2. - P. 728 – 730. 67. Семашко, Н.Н. Инжекторы быстрых атомов водорода. / Н.Н. Семашко // В. сб.: Итоги науки и техники. Сер. Физика плазмы. - М.: ВИНИТИ. - 1980. - Т. 1. ч. 1. - С. 232 – 282. 68. Метель, А.С. Источники пучков заряженных частиц большого сечения на основе тлеющего разряда с холодным полым катодом / А.С. Метель // В кн.: «Плазменная эмиссионная электроника». - Улан-Удэ: Бурятский ин-т естественных наук СО АН СССР. – 1991. - С. 77 – 81. 69. Метель, А. С. Влияние ионизации в катодном слое на характеристики тлеющего разряда с осциллирующими электронами. I. Разряд с полым катодом / А.С. Метель // Журнал технической физики.- 1985. - Т. 55. Вып. 10. - С. 1928 - 1934. 70. Метель, А.С. Тлеющий разряд с электростатическим удержанием электронов: физика, техника, применения / А.С. Метель, С.Н. Григорьев – М.: ИЦ МГТУ «Станкин», «Янус-К». - 2005. – 296 С. 71. Метель, А.С. Особенности установления квазистационарного состояния сильноточного тлеющего разряда с полым катодом при пониженных давлениях газа / А.С. Метель // Журнал технической физики. - 1986. - Т. 56. Вып. 12. - С. 2329 – 2339. 72. Источник быстрых нейтральных молекул: Патент РФ № 2094896, кл. H01J 27/04. / А. С. Метель, С. Н. Григорьев // БИ. – 1997. – № 30. 73. Source of fast neutral molecules : US Pat. № 6,285,025. Int. Cl. H01S 1/00; H01S 3/00 / Metel A.S., Grigoriev S.N. - 2001. 112 74. Григорьев, С.Н. Модификация поверхности тлеющим разрядом с электростатическим удержанием электронов / С. Н. Григорьев, А. С. Метель – М.: МГТУ «Станкин», «Янус-К». – 2007. – 452 С. 75. Grigoriev, S. Broad fast neutral molecule beam sources for industrial-scale beamassisted deposition / S. Grigoriev, Yu. Melnik, A. Metel // Surf. Coat. Technol. 2002. - V. 156. No 1/3. - P. 44 – 49. 76. Григорьев, С.Н. Осаждение упрочняющих покрытий с помощью универсальных источников ускоренных частиц и металлического пара / С.Н.Григорьев, А.С. Метель, А.Н. Исайков, Ю.А. Мельник // Упрочняющие технологии и покрытия. - 2005. - Вып. 9. - С. 36 – 40. 77. Москалев, Б.И. Разряд с полым катодом / Б.И. Москалев. - М.: Энергия, - 1969. 78. Метель, А.С.. Заполнение рабочей камеры технологической установки однородной плазмой с помощью стационарного тлеющего разряда / А.С. Метель, С.Н. Григорьев, Ю.А. Мельник, В.В. Панин // Физика плазмы. - 2009. - Т. 35. № 12. - С. 1140–1149. 79. Метель, А.С. Исследование газовой среды, образующейся при тлеющем разряде с полым катодом / А.С. Метель, А.И. Настюха // Изв. вузов. Радиофизика. - 1976. - Т. 19. № 7. - С. 1078–1083. 80. Визирь, А. В. Ионно-эмиссионные свойства несамостоятельного тлеющего разряда с полым катодом / А. В. Визирь, Е. М. Окс, Г. Ю. Юшков // Изв. вузов. Физ. - 2000. - Т. 43. № 2. - С. 14–20. 81. Метель, А.С.Устройство для осаждения тонких пленок с бомбардировкой быстрыми атомами аргона / А.С. Метель, В.П. Болбуков, М.А. Волосова, С.Н. Григорьев, Ю.А. Мельник // Приборы и техника эксперимента. - 2014. - № 3. - С. 114-121 82. Григорьев С.Н., Источник широкого пучка быстрых атомов, получаемых при перезарядке ионов, ускоряемых между двумя областями, заполненными плазмой / С.Н. Григорьев, Ю.А. Мельник, А.С.Метель, В.В. Панин // Приборы и техника эксперимента. - 2009. - № 4. - С. 166. 113 83. Метель, А.С. Особенности установления квазистационарного состояния сильноточного тлеющего разряда с полым катодом при пониженных давлениях газа / А.С. Метель // ЖТФ. - 1986. - Т. 56. № 12. - С. 2329. 84. Phelps, A.V. Cross Sections and Swarm Coefficients for Nitrogen Ions and Neutrals in N2 and Argon Ions and Neutrals in Ar for Energies from 0.1 eV to 10 keV / A.V. Phelps // J. Phys. Chem. Ref. Data - 1991. - V. 20. - P. 557. 85. Метель, А.С. Несамостоятельный тлеющий разряд с электростатическим удержанием электронов, поддерживаемый пучком быстрых нейтральных молекул / А.С.Метель, Ю.А. Мельник, В.В. Панин // Физика плазмы. - 2011. - Т. 37. № 4. - С. 387. 86. Metel, A. Cutting tools nitriding in plasma produced by a fast neutral molecule beam / A. Metel, S. Grigoriev, Yu. Melnik, V. Panin, V. Prudnikov // Jpn. J. Appl. Phys. - 2011. - V. 50. No 8. - P. 08JG04-1. 87. Гусева, М.Б. Управление процессом формирования и структурой тонких пленок. Ионно-стимулированные процессы / М.Б. Гусева, В.Г. Бабаев, В.В. Хвостов, Н. Ф. Савченко // Нанотехнологии: разработка, применение. - 2010. - Т. 2. № 1. - С. 15 – 28. 88. Cakir, A.F. Arc-PVD Coating of Metallic and Dielectric Substrates Using Neutral Molecular Beam Source Pretreatment / A.F. Cakir, A. Metel, M.Urgen and S. Grigoriev // Galvanotechnik. - 2000. - V. 91. No 3. - P. 768. 89. Болбуков, В.П. Регулировка энергии быстрых молекул газа в смешанном с атомами металла потоке изменением сопротивления резистора между рабочей камерой и эмиссионной сеткой источника / В.П. Болбуков // Вестник МГТУ «СТАНКИН». - 2014. № 3. - С. 54–57. 90. Метель, А.С. Пучки быстрых нейтральных атомов и молекул в плазме газового разряда низкого давления / А.С. Метель // Физика плазмы. - 2012. - Т. 38. № 3. - С. 281. 91. Метель, А.С. Источники широких пучков быстрых молекул с секционированными холодными катодами и эмиссионными сетками / А.С. Метель, С.Н. Гри- 114 горьев, Ю.А. Мельник, В.П. Болбуков // Приборы и техника эксперимента. 2012. - № 1. - С. 130. 92. Болбуков, В.П. Распыление мишени на дне полого катода источника быстрых молекул газа в неоднородном магнитном поле / В.П. Болбуков // Вестник МГТУ «СТАНКИН». 2014. № 2. С. 111–117. 93. Метель, А.С. Исследование газовой среды, образующейся при тлеющем разряде с полым катодом / А.С. Метель, А.И. Настюха // Изв. вузов. Радиофизика. - 1976. - Т. 19. № 12. - С. 1884. 94. Baglin V., Bojko J., Groebner O. et al. // 7th European Particle Accelerator Conference: Proceedings. Vienna, Austria, 2000. P. 217. 95. Глазунов В.Н., Гречаный В.Г., Метель А.С. Тлеющий разряд в поперечном магнитном поле / В.Н. Глазунов, В.Г. Гречаный, А.С. Метель // ЖТФ. - 1982. Т. 52. № 9. - С. 1767. 96. Münz, W.-D. The unbalanced magnetron: current status of development / W.-D. Münz // Surf. Coat. Technol. - 1991. - V. 48. - P. 81. 97. Metel, A. Beam-assisted coating deposition in a mixed flow of metal vapor and fast gas molecules / A. Metel, V. Bolbukov, M. Volosova, S. Grigoriev, Yu. Melnik // Surf. Coat. Technol. - 2013. - V. 225. - P. 34. 98. Sobol’, O.V. Physical characteristics, structure and stress state of vacuum-arc TiN coating, deposition on the substrate when applying high-voltage pulse during the deposition / O.V. Sobol’, A.A. Andreev, S.N. Grigoriev, V.F. Gorban', M.A. Volosova, S.V. Aleshin, V.A. Stolbovoy // Probl. Atomic Sci. Technol. – 2011 - Iss. 4. – P. 174. 99. Christou, C. Ionization of sputtered material in a planar magnetron discharge / C. Christou, Z. H. Barber// J. Vac. Sci. Technol. A, - 18, No. 6. - P. 2897 (2000). 100. Григорьев, С.Н. Осаждение металлических и нитридных покрытий на изделиях сложной геометрической формы / С.Н. Григорьев, М.А. Волосова, А.С. Метель, Ю.А. Мельник, В.П. Болбуков // Упрочняющие технологии и покрытия. - 2012. - № 12. - С. 44–48. 115 101. Болбуков, В.П. Осаждение покрытий в смешанном потоке металлического пара и быстрых молекул газа / В.П. Болбуков // Вестник МГТУ «СТАНКИН». - 2012. - № 4. - С. 51–55. 102. Болбуков, В.П. Упрочнение поверхности изделий сложной геометрической формы в смеси металлического пара и быстрых молекул газа / М.А. Волосова, С.Н. Григорьев, А.С. Метель, Ю.А. Мельник, В.П. Болбуков // Металлофизика и новейшие технологии. 2013. Т. 35. № 11. С. 1551–1566. 116 Приложение
