Файл: Сухвало, С. В. Структура и свойства магнитных пленок железо-никель-кобальтовых сплавов.pdf

чению давления остаточных газов. Указывая на важность уче­ та оптимального соотношения плотностей потоков пара и остаточных газов, отметим, что при низкой плотности потока пара резкое нарушение химического равновесия при кристал­ лизации пленок может наблюдаться даже в вакууме 10-7— 10-5 мм рт. ст. Весьма характерны в этом отношении данные работы [54], которые показывают, что пленки сурьмы, напы­ ленные при давлении 10_6 мм рт. ст. со скоростью меньше 100 А/сек, неоднородны и состоят из аморфных островков, по­ груженных в кристаллическую матрицу. При более высоких скоростях напыления образуются однородные кристалличе­ ские пленки. Кондас и Вутен [55] установили, что в сверхвы­ соком вакууме (10-9 мм рт. ст.) однородные кристаллические пленки сурьмы образуются и при самых низких скоростях на­ пыления (0,1—1,0 А/сек). Обнаруженные эффекты объяснены изменением фазового состава пленок сурьмы в результате хи­ мического взаимодействия с кислородом и парами воды, со­ держащимися в остаточных газах.

Мы уже обращали внимание на примеры необоснованного отождествления скорости роста и скорости испарения, в ре­ зультате чего скорость роста пленки принимается в качестве исходного технологического параметра. На самом деле ско­ рость роста пленки в неравновесных условиях есть функция общего термодинамического пересыщения и, как будет пока­ зано далее, зависит не только от скорости испарения, но и от других технологических факторов. Скорость испарения может влиять на скорость роста в основном в результате изменения плотности потока пара, т. е. пересыщения шаровой фазы. Отсюда очевиден основной вклад скорости испарения в вели­ чину термодинамического пересыщения, который можно оце­ нить, например, по уравнению (1.3). Напомним, что плотность потока пара зависит также от расстояния между испарителем и подложкой. Вследствие этого указанный фактор должен учитываться в числе важнейших технологических параметров, определяющих пересыщение паровой фазы у фронта кристал­ лизации.

Угол наклона пучка пара к поверхности подложки. Эффект влияния ориентации молекулярного пучка по отношению к нормали на свойства тонких напыленных пленок известен дав­ но [56—61], однако до сих пор до конца не объяснен.

Поскольку экспериментально установлено, что указанный эффект существенно зависит от технологических параметров напыления пленок, то его природа должна объясняться термо­ динамическими или кинетическими условиями кристаллиза­ ции пленок. Мы считаем, что особенности кристаллизации пле­ нок при наклонном падении молекулярного пучка следует опи­ сывать с помощью пространственного распределения молекул,

29

испускаемых поверхностью испарителя, и характером их вза­ имодействия с адсорбирующей поверхностью подложки.

испарителя; /„ — плотность потока пара на расстоянии г от источника, если нормаль к поверхности совпадает с направле­ нием пучка пара; dA — элемент поверхности источника.

Соотношение (1.26) является математическим выражением так называемого закона косинуса. Этот закон может быть вы­ веден из элементарной кинетической теории газов [63]. По сути он эквивалентен закону Ламберта в оптике.

Заметим, что чаще всего наклонное падение пара осущест­ вляют путем наклона поверхности подложки к направлению потока пара. В этом случае закон косинуса в отношении испа­ ряемых частиц не влияет на изменение потока пара у поверх­ ности подложки, так как в направлении нормали поток всегда максимален. Однако отражаемые от поверхности подложки частицы пара подчиняются закону косинуса и с увеличением угла падения существенно увеличивается возможность отра­ жения падающих частиц [2].

Иногда наклонное падение атомов пара достигается парал­ лельным смещением поверхности подложки относительно ис­ паряющей поверхности на угол 0 от направления потока пара [64]. В подобных условиях количество атомов, конденсирую­ щихся на подложке, определяется суммарным действием зако­ на косинуса при испарении и при отражении от подложки.

Отражение может быть зеркальным, если угол падения 0 f равен углу отражения 0 П, а направления падения и отраже­ ния лежат в одной плоскости, нормальной к поверхности под­ ложки. Диффузное отражение обычно имеет место при нали­ чии рассеяния, связанного с шероховатостью поверхности под­ ложки или значительной аккомодацией момента отдельных частиц при их взаимодействии с поверхностью подложки. При диффузном рассеянии закон косинуса соблюдается в каждой отдельной точке отражения поверхностью.

Для рассеяния на шероховатых поверхностях должно вы­ полняться условие [2]

hi cos 0/ > X/ ,

где %i — длина волны де Бройля для атомов или. молекул па­

дающего пучка; hi — средняя высота шероховато­ стей; М — масса молекулы или атома; Т — температура.

30

По-видимому, можно ожидать наибольшей доли диффузно­ го рассеяния для тяжелых атомов. Для направленного молекулярного пучка, за исключением легчайших частиц, благодаря рассеянию на шероховатостях поверхности ин­ тенсивное зеркальное отражение по закону косинуса наиболее резко выражено при больших углах падения и низких темпе­ ратурах [2].

Сведения об отражении частиц потока газов от поверхно­ сти подложки при его наклонном падении достаточно обшир­ ны [65—70], однако не обобщены и никогда не использова­ лись при анализе условий наклонного напыления пленок. В настоящее время имеются лишь экспериментальные доказа­ тельства [66, 68—70] того, что степень выполнения закона косинуса при отражении газов зависит от поверхностных ше­ роховатостей кристаллической структуры, температуры и чис­ тоты поверхности подложки, угла падения и энергии частиц.

Из сказанного следует, что при увеличении угла наклона пучка пара количество конденсированных на поверхности под­ ложки атомов существенно убывает вследствие их зеркаль­ ного или диффузного отражения по закону косинуса. Это зна­ чит, что при наклонном напылении нарушается равенство ас=1. При этом соотношение количеств частиц пара и моле­ кул остаточных газов на подложке изменяется в пользу по­ следних, так как плотность потока остаточных газов неизмен­ на при увеличении угла падения пара. В результате при боль­ ших углах падения и в условиях химически активной остаточной среды может наступить резкое изменение состава пленок. Данная ситуация аналогична уже рассмотренным ус­ ловиям, когда либо плотность потока поступающего пара очень мала, либо кристаллизация ведется при высоком давле­ нии остаточных газов и высокой температуре.

Таким образом, специфика кристаллизации пленок при наклонном падении пучка пара состоит в уменьшении количе­ ства атомов, перешедших из паровой фазы в конденсирован­ ную, что в общем эквивалентно кажущемуся уменьшению плотности потока пара, иди степени пересыщения паровой фазы. Следовательно, изменение термодинамического пересы­ щения при увеличении угла падения пара на подложку обус­ ловливается уменьшением эффективной плотности потока пара и изменением в связи с этим химического состава пленок. Последнее при больших углах падения может быть весьма ощутимым вплоть до высокого вакуума. Следует учитывать также, что из-за разного расстояния от испарителя до различ­ ных участков наклоненной подложки будет наблюдаться не­ которая вариация плотности потока у отдельных точек по­ верхности. В соответствии с этим возникает неоднородность условий кристаллизации на различных участках подложки.

31

К уже сказанному добавим, что эффект самозатенения, с по­ мощью которого объясняют процесс кристаллизации при на­ клонном напылении [71—73], безусловно, существует, однако во многом он порожден косинусным отражением падающих атомов.

Необходимо иметь в виду, что при наклонном напылении пленок сплавов, вообще говоря, может наблюдаться разная степень отражения атомов различного сорта от подложки. Вследствие этого для сплавов, у которых атомы компонентов существенно различаются по параметрам, при больших углах наклона пучка пара следует ожидать заметного изменения хи­ мического состава косонапыленной пленки по сравнению с нормальным напылением. Очевидно, такого рода эффект мо­ жет наблюдаться и при напылении в сверхвысоком вакууме.

Напряженность магнитного и электрического полей. Изме­ нение пересыщения при изотермическом и изобарическом из­ менениях напряженности магнитного поля Я выражается соот­ ношением, аналогичным уравнению для давления. В общем случае термодинамическое пересыщение пропорционально разности напряженности магнитных полей: данного Н и рав­ новесного или стандартного Не. Коэффициентом пропорцио­ нальности служит разность магнитных индукций исходной Bi и конечной В2 фаз в точке перехода. Следовательно,

При более точном расчете должен приниматься во внима­ ние второй член в степенном ряду, учитывающий разность плотностей магнитных энергий и разность магнитных прони­ цаемостей фаз, считая их постоянными величинами [42]:

Изменение термодинамического пересыщения при откло­ нении напряженности электрического поля Е от равновесного Ее определяется подобным выражением:

AZE = ~ l n (Dl— Do) (Е — Ее) — (е1 — е2) Р ~ , (1.29)

где Di и D2 — электрическая индукция фаз 1 и 2; ei и ег — их диэлектрические проницаемости.

Изменение температуры плавления и, следовательно, отно­ сительного переохлаждения под влиянием магнитного поля можно оценить с помощью соотношения, аналогичного урав­ нению Клаузиуса—Клапейрона для давления [74]:

32