Формирование, фокусировка и транспортировка высокоинтенсивных пучков ионов металлов низкой энергии | Изв. вузов. Физика. 2020. № 10. DOI: 10.17223/00213411/63/10/54

Формирование, фокусировка и транспортировка высокоинтенсивных пучков ионов металлов низкой энергии

Высокоинтенсивная имплантация низкоэнергетических ионов в различные материалы демонстрирует возможность образования протяженных, легированных ионами слоев толщиной десятки и даже сотни микрометров. Глубокое проникновение легирующей примеси достигается, в первую очередь, за счет усиленной радиационно-стимулированной диффузии ионов при сверхвысоких плотностях тока и флюенсах облучения до 1020- 1022 ион/см2, когда коэффициент диффузии может на несколько порядков превышать классический, выведенный из теории Аррениуса. Однако генерация низкоэнергетических ионов со средней энергией в доли и единицы килоэлектронвольт при высоких плотностях тока, достигающих нескольких сотен мА/см2, и их эффективная транспортировка являются нетривиальными задачами. Исследовано формирование баллистически сфокусированных высокоинтенсивных импульсных ионных пучков при ускоряющих напряжениях до 2 кВ, длительности импульсов до 800 мкс и коэффициентах заполнения импульсов, достигающих 0.8, и их распространение через предварительно инжектированную фоновую плазму низкой плотности.

High-intensity, low-ion energy, convergent beam propagation through low-density background plasma.pdf Введение Ионные пучки широко используются как в научно-технических задачах, так и в исследованиях базовой структуры материи [1-3] и термоядерном синтезе [4, 5], наноинженерии [6-9] и даже в пищевой промышленности [10]. Одно из важнейших технологических применений ионов связано с возможностью их имплантации в твердые тела. Воздействие ионного пучка может привести к значительному изменению элементного и фазового состава, образованию неравновесных структур и, как следствие, к радикальному изменению исходных свойств материала [11-13]. На сегодняшний день разработано несколько основных подходов к ионной имплантации, отличающихся принципами формирования и ускорения ионного потока [14, 15]. Традиционный метод ионной имплантации связан с формированием ионных пучков в ускорителях с многоапертурными сеточными системами и обычно называется лучевой ионной имплантацией [16-19]. К преимуществам метода можно отнести возможность формирования ионных пучков с высокими энергиями, обеспечивающими значительные проективные пробеги в веществе. Одновременно при облучении в режиме имплантации ионов основные трудности связаны с необходимостью разработки сложной системы движущихся и вращающихся образцов для обеспечения их однородного легирования. В последние десятилетия активно разрабатывается альтернативный подход к формированию ускоренных ионных потоков, называемый плазменно-иммерсионной ионной имплантацией [20-24]. Подход основан на принципе ускорения ионов в высоковольтном слое разделения зарядов, который образуется при приложении отрицательного потенциала к мишени, погруженной в плазму. Тот факт, что ускорение ионов от плазменно-эмиссионной границы происходит по нормали в каждой точке поверхности, привел к развитию плазменно-иммерсионной ионной имплантации, которая используется при обработке трехмерных (3D) изделий и, например, в полупроводниках для современных Финфет-структур [25]. На сегодняшний день как лучевые, так и плазменно-иммер¬сионные методы имплантации широко используются в полупроводниковой промышленности и имеют свои специфические области применения. Однако развитие метода ионной имплантации для модификации неполупроводниковых материалов привело к необходимости существенного увеличения флюенсов ионного облучения. На основании теоретических и некоторых экспериментальных прогнозов о возможности значительного увеличения глубины модификации металлов и сплавов с использованием сильноточных ионных пучков с плотностью ионного тока в единицы мА/см2 [26-28] был предложен и реализован новый подход, связанный с использованием низкоэнергетических ионных пучков (на уровне единиц килоэлектронвольт), но при плотностях ионного тока, достигающих десятков и даже сотен мА/см2 [29, 30]. Проведенные эксперименты подтвердили высокую эффективность предложенного метода в условиях глубокой модификации металлических мишеней, включая образование интерметаллидных фаз и твердых растворов на глубинах, во много раз превышающих проективный пробег иона заданной энергии [31-33]. Поскольку основным механизмом массопереноса при воздействии таких пучков является усиленная радиационно-стимулированная диффузия, которая приводит к миграции ионов на глубину, достигающую десятков микрометров после часа облучения, то энергия ионов, в отличие от традиционной ионно-лучевой и плазменно-иммерсионной имплантации, не является критически важным параметром. Пороговая энергия в случае высокоинтенсивной имплантации определяется главным образом поверхностным потенциальным барьером, а также необходимостью распыления поверхностных оксидных и карбидных загрязнений, препятствующих массопереносу в объем образца. Получение сильноточных сфокусированных пучков ионов металлов, особенно низкой энергии, само по себе является нетривиальной научной задачей. Первые экспериментальные результаты были опубликованы авторами в [29, 30]. Для транспортировки ионных пучков со значительными первеансом и эмиттансом необходимо обеспечить условия для нейтрализации их пространственного заряда. Это может быть достигнуто, например, путем предварительной инжекции плазмы вакуумной дуги в дрейфовое пространство. Полученные результаты показывают, что для эффективной транспортировки высокоинтенсивных пучков в предложенной схеме должно выполняться следующее условие: (1) где f - частота следования импульсов; τ - длительность импульса; - направленная скорость вакуумной дуговой плазмы; L - длина транспортировки высокоинтенсивного ионного пучка. Таким образом, расстояние, пройденное плазмой во время паузы между импульсами ускоряющего напряжения, должно быть больше или равно длине транспортировки пучка в эквипотенциальном дрейфовом пространстве. Так, при фиксированной частоте следования импульсов 105 имп./с и ограниченном времени предварительной инжекции плазмы была достигнута стабильная транспортировка сильноточных пучков ионов титана и алюминия с длительностью импульса не более 6 мкс. Дальнейшее увеличение длительности импульса привело к повышению потенциала пучка вплоть до образования виртуального анода внутри дрейфового пространства. Настоящая работа посвящена исследованию возможности формирования конвергентных высокоинтенсивных импульсных ионных пучков со значительно большей длительностью импульсов, достигающей 800 мкс, и высокими коэффициентами заполнения до 0.8, особенностей их распространения через предварительно инжектированную фоновую плазму низкой плотности, а также динамики нейтрализации пространственного заряда и эффективности фокусировки пучка. Экспериментальная установка и методика исследования Все эксперименты по формированию высокоинтенсивного ионного пучка проводились на экспериментальной установке, схема которой приведена на рис. 1. Остаточное давление газа в рабочей камере было равно 10-3 Па. Откачка осуществлялась с помощью турбомолекулярного насоса Turbo-V 1001 Navigator («Agilent», США) производительностью 1000 л/с. В качестве источника плотной металлической плазмы использовался аксиально-симметричный вакуумно-дуговой плазменный генератор с двумя внешними магнитными катушками и водоохлаждаемым катодом. Вакуумно-дуговой испаритель был установлен на боковом фланце вакуумной камеры. Постоянный ток вакуумно-дугового разряда в зависимости от задач исследования изменялся в диапазоне 70- 170 А. Вакуумно-дуговой генератор обеспечивал формирование непрерывных потоков плазмы алюминия, титана и молибдена. Эксперименты проводились при ионных токах насыщения из плазмы в пределах 3-7 мА/см2 в зависимости от тока вакуумного дугового разряда. Однако, если не указано иное, в большинстве экспериментов плотность ионного тока была равна 5 мА/см2 при разрядном токе 120 А. Рис. 1. Схема экспериментальной установки Система формирования пучка расположена соосно с генератором плазмы примерно в 40 см от катода и погружена в вакуумную дуговую плазму, причем ее открытая сторона обращена навстречу плазменному потоку, как показано на рисунке, и в основном состоит из сетки и цилиндрических электродов. Формирование пучка основано на принципе плазменно-иммерсионной экстракции и ускорения ионов. Формирование пучка начинается с подачи отрицательного импульса напряжения. Вблизи сеточного экстрактора образуется высоковольтный слой разделения зарядов, в котором и происходит ускорение ионов. Новизна подхода по формированию высокоинтенсивных пучков ионов металлов низкой энергии включает несколько компонент. Во-первых, используется плазменно-иммерсионная экстракция ионов с помощью сеточного потенциального электрода, погруженного в плазму. Фокусирующая геометрия сеточного электрода позволяет получать пучки с плотностью тока на несколько порядков большей, чем в традиционных конфигурациях. Начальная фокусировка пучка происходит при определенной геометрии сеточного экстрактора, выполненного в форме полусферы (в экспериментах использовался сеточный электрод в виде части сферы радиусом 7.5 см). Во-вторых, для обеспечения условий транспортировки высокоинтенсивного сходящегося пучка ионов в целях нейтрализации его пространственного заряда используется предварительная инжекция плазмы вакуумно-дугового разряда в пространство дрейфа в промежутках между импульсами потенциала отрицательного смещения. В-третьих, применяется эффект «солнечного затмения» для исключения попадания микрокапель вакуумно-дугового разряда в область ионного пучка в фокальной плоскости системы фокусировки [29]. Для исследования распределений плотности тока ионного пучка была разработана оригинальная многоканальная измерительная система, схема которой представлена на рис. 2. Поскольку в плазменно-иммерсионной системе формирования ионного пучка коллекторы для измерения ионного тока находятся под отрицательным потенциалом, потребовалась гальваническая развязка. Для гальванической развязки от высокого напряжения была использована оптико-электронная система управления в коллекторной цепи. В качестве фотоприемника использовался кремниевый контактный фотодиод SFH203-FA («Osram», Германия) с очень коротким временем переключения. Диоды имеют максимальную спектральную чувствительность на длине волны 900 нм с общим спектральным диапазоном от 750 до 1100 нм. В качестве источника света был выбран ИК-передатчик L-34SF7C («Kinbrightelectronic», Тайвань) с максимумом спектрального распределения на длине волны 850 нм и спектральным диапазоном излучения от 800 до 900 нм. Рис. 2. Схема измерения распределения плотности ионного тока по сечению пучка с использованием оптоэлектронной гальванической развязки Экспериментальные результаты Транспортировка длинноимпульсных баллистически фокусируемых пучков ионов низкой энергии через предварительно инжектированную в пространство дрейфа плазму Рис. 3. Осциллограммы ионного тока с коллектора при амплитудах потенциала смещения 0.6, 1, 1.5 и 2 кВ (частота - 10 кГц, коэффициент заполнения импульса - 80 %) Экспериментальные результаты по плазменно-иммерсионному формированию высокоинтенсивных пучков ионов металлов указывают на ряд закономерностей и особенностей, сопровождающих их транспортировку. На рис. 3 показаны осциллограммы тока ионов алюминия на коллекторе в системе формирования пучка при амплитудах потенциала смещения в диапазоне от 0.6 до 2 кВ, частоте следования 10 кГц и коэффициенте заполнения импульса 80 %. Анализ представленных на рис. 3 данных позволяет сделать несколько основных выводов о формировании и транспортировке длинноимпульсных ионных пучков. Во-первых, при всех амплитудах потенциала смещения ток на сеточном экстракторе и системы формирования пучка в целом регистрируется практически одновременно с приложением импульса потенциала смещения. Максимальная амплитуда ионного тока имеет место на переднем фронте импульса тока, что характерно для плазменно-иммерсионного формирования пучка и обусловлено динамикой расширения слоя разделения заряда (т.е. движением плазменно-эмиссионной границы [34]). В то же время осциллограммы импульса ионного тока на коллекторе указывают как на задержку относительно ускоряющего потенциала смещения, связанную со временем пролета иона через пространство дрейфа, так и на конечное время нарастания переднего фронта импульса, достигающее нескольких мкс. Длительность переднего фронта импульса уменьшается с увеличением амплитуды ускоряющего напряжения. Во вторых, наблюдается нестабильность транспортировки пучка высокой интенсивности. Вероятность неустойчивости пучка существенно зависит от амплитуды отрицательного смещения. При амплитуде смещения 0.6 кВ ионный пучок с током 0.5 А транспортируется устойчиво до коллектора в течение первых 15-20 мкс. Дальнейшее увеличение длительности импульса смещения приводит к нестабильности транспортировки ионного пучка. Однако, хотя амплитуда ионного тока значительно уменьшается, транспортировка ионного пучка полностью не прекращается и предельный ток на уровне 0.04 А регистрируется на коллекторе. Одновременно с уменьшением тока на коллекторе наблюдается пропорциональное увеличение амплитуды ионного тока на системе формирования пучка, что свидетельствует о перераспределении ионного потока в пределах дрейфового пространства. Важно отметить, что импульс смещения в этих условиях стабилен и этот эффект не связан с пробоями или дуговыми разрядами в системе. Увеличение амплитуды потенциала смещения до 1 и 1.5 кВ приводит не только к росту регистрируемого ионного тока до 0.6 и 0.7 А соответственно, но и к уменьшению вероятности возникновения неустойчивостей. Интересно, что даже в случае обрыва эффективной транспортировки ионного пучка через некоторое время транспортировка пучка возобновляется. Можно отметить, что при ускоряющем напряжении 2 кВ на коллектор стабильно транспортируется высокоинтенсивный пучок низкоэнергетических ионов алюминия с током до 0.8 А. Данные рис. 4, полученные усреднением осциллограмм по 1000 имп., подтверждают, что срыв транспортировки пучка, как и ее восстановление, носит вероятностный характер и во многом определяется амплитудой ускоряющего напряжения. Рис. 4. Усредненные по 1000 имп. осциллограммы ионного тока на коллекторе при амплитудах потенциала смещения 0.6, 1, 1.5 и 2 кВ (частота - 10 кГц, коэффициент заполнения импульса - 80 %) Рис. 5. Усредненные по 1000 имп. осциллограммы ионного тока на коллекторе при амплитудах потенциала смещения 0.6, 1, 1.5 и 2 кВ (частота - 1 кГц, коэффициент заполнения импульса - 80 %) Этот эффект также можно подтвердить данными, полученными в том же диапазоне ускоряющих напряжений при частоте следования импульсов 1 кГц и коэффициенте заполнения импульсов 80 %, когда длительность импульса ионного тока достигала 800 мкс (рис. 5). Как следует из данных рисунка, при большой длительности импульса потенциала смещения и ионного тока вероятность срыва транспортировки пучка с последующим восстановлением существует даже при малых ускоряющих напряжениях. Этот процесс характеризуется определенной периодичностью и время восстановления высокоинтенсивного пучка ионов низкой энергии после срыва отличается для различных ускоряющих напряжений. Так, при амплитуде 0.6 кВ полное время восстановления эффективной транспортировки ионного пучка составляет около 40-50 мкс, в то время как основное кратное увеличение амплитуды ионного тока приходится как раз на последние 5 мкс. Увеличение амплитуды импульса потенциала смещения до 1 кВ сокращает время восстановления импульса ионного тока примерно до 30 мкс. При дальнейшем увеличении амплитуды до 1.5 кВ наблюдаются только единичные обрывы, при этом восстановление пучка занимает всего около 15 мкс, а при амплитуде ускоряющего напряжения 2 кВ пучок ионов алюминия стабильно транспортируется до коллектора на протяжении всей длительности импульса. Некоторая нестабильность амплитуды ионного тока в течение длительности импульса связана с флуктуацией ионного тока насыщения из плазмы вследствие известной нестационарности взрыво-эмиссионных процессов в катодном пятне вакуумного дугового разряда [35, 36]. Рис. 6. Осциллограммы тока пучка ионов молибдена при различных амплитудах потенциала смещения (частота - 1 кГц, коэффициент заполнения импульсов - 80 %) Экспериментальные исследования показали, что помимо амплитуды ускоряющего напряжения, сорт ионов также влияет на процессы транспортировки высокоинтенсивных пучков большой длительности. Данные рис. 6 демонстрируют результаты исследования транспортировки пучков ионов молибдена при частоте следования импульсов 1 кГц, их коэффициенте заполнения 80 % и разной амплитуде потенциала смещения. Рис. 7. Осциллограммы тока ионов титана при токах дугового разряда 70, 120 и 170 A (частота - 1 кГц, коэффициент заполнения импульсов - 80 %, ускоряющее напряжение - 1 кВ) Согласно рис. 6, при напряжениях 0.6 и 1 кВ существенной разницы транспортировки пучков ионов молибдена и алюминия не наблюдалось (рис. 5). Увеличение напряжения до 1.5 кВ приводит к существенным различиям в условиях транспортировки. В случае низкоэнергетического пучка ионов алюминия наблюдались только одиночные обрывы пучка при длительности импульса ионного тока 800 мкс. В случае молибденовой плазмы транспортировка ионного пучка в течение всей длительности импульса сопровождается периодическими срывами и восстановлениями условий эффективной транспортировки, причем время восстановления достигает 20-25 мкс. Даже при увеличении ускоряющего напряжения до 2 кВ в случае высокоинтенсивного пучка ионов молибдена не удается добиться полной его стабилизации, и его транспортировка сопровождается неустойчивостями. Как показали экспериментальные исследования, ток вакуумного дугового разряда также влияет на процесс транспортировки высокоинтенсивных пучков ионов металлов низкой энергии. На рис. 7 представлены результаты формирования и транспортировки высокоинтенсивных пучков ионов титана при различных токах вакуумного дугового разряда, фиксированной частоте 1 кГц, коэффициенте заполнения импульсов 80 % и амплитуде потенциала смещения 1 кВ. Как следует из данных рис. 7, увеличение тока дугового разряда приводит к почти пропорциональному увеличению амплитуды ионного тока, измеряемого на коллекторе. При увеличении тока дуги с 70 до 170 А импульсный ионный ток увеличивается примерно с 0.35 до 0.8 А. По мере увеличения амплитуды ионного тока изменяются и условия транспортировки пучка. Увеличение тока дугового разряда приводит к увеличению времени восстановления высокоинтенсивного низкоэнергетического пучка ионов титана. Так, при токе дуги 70 А в случае срыва транспортировки ионного пучка с суммарным током 0.35 А время восстановления условий его транспортировки (при ускоряющем напряжении 1 кВ) может достигать 100 мкс, а при токе вакуумного дугового разряда 170 А и токе ионного пучка титана 0.8 А это время увеличивается до 150 мкс. Эффективность фокусировки высокоинтенсивных пучков ионов металлов Рис. 8. Распределение плотности тока по сечению высокоинтенсивного пучка ионов титана в различные моменты длительности импульса тока при потенциале смешения амплитудой 2 кВ и общей длительностью импульса 10 мкс Исследование фокусировки длинноимпульсных пучков ионов металлов проводилось с использованием титановой плазмы вакуумного дугового разряда с применением многоколлекторной фотодиодной системы (см. рис. 2). Экспериментальные исследования показали, что высокоинтенсивный ионный пучок низкой энергии имеет сложную динамику фокусировки. Изменение распределения ионного тока по поперечному сечению пучка при фиксированной амплитуде импульса потенциала смещения 2 кВ в зависимости от длительности импульса в диапазоне от 1 до 10 мкс показано на рис. 8. Рис. 9. Влияние амплитуды отрицательного потенциала смещения на распределение плотности ионного тока в пучке При длительности импульса 1 мкс формирование баллистически сфокусированного ионного пучка не происходит. Распределение пучка по поперечному сечению крайне неравномерно, что свидетельствует как о формировании пучка с высокой угловой расходимостью, так и об отклонении траекторий ионов от баллистической. Увеличение длительности импульса до 2 мкс приводит к явному изменению формы распределения ионного тока. Видно, что, несмотря на все еще высокую неоднородность тока пучка по сечению, максимум плотности ионного тока начинает формироваться в центральной области, но его амплитуда пока не превышает 130 мА/см2. Увеличение длительности импульса потенциала смещения до 4 мкс сопровождается как увеличением максимальной плотности ионного тока до 300 мА/см2, так и уменьшением его ширины на полувысоте до 1.5 см. Дальнейшее увеличение длительности импульса до 10 мкс практически не изменяет распределения плотности ионного тока по поперечному сечению высокоинтенсивного пучка ионов титана низкой энергии. Экспериментальные результаты показали, что ускоряющее напряжение влияет не только на эффективность транспортировки длинноимпульсных пучков ионов низкой энергии, но и на условия их фокусировки. На рис. 9 показано изменение распределения плотности тока в стационарном режиме (например, через 4 мкс длительности импульса) в зависимости от амплитуды потенциала смещения. При потенциале смещения 0.6 кВ максимальная плотность ионного тока не превышает 40 мА/см2 при полной ширине пучка на полувысоте, достигающей 2.4 см. Увеличение напряжения до 1 кВ приводит к резкому изменению условий фокусировки пучков высокой интенсивности. Максимальная плотность ионного тока в фокальной области системы возрастает до 140 мА/см2, а ширина пучка уменьшается до 1.7 см. Увеличение амплитуды потенциала смещения до 1.5 кВ сопровождается дальнейшим улучшением фокусировки ионного пучка. Плотность тока достигает 250 мА/см2, а диаметр пучка на полувысоте уменьшается до 1.6 см. Можно отметить, что увеличение плотности ионного тока при росте ускоряющего напряжения не пропорционально увеличению транспортируемого ионного тока в этих режимах. Так, при напряжении 0.6 кВ на коллекторе регистрируется ионный ток с амплитудой до 0.5 А. Увеличение амплитуды потенциала смещения до 2 кВ приводит к почти двукратному увеличению амплитуды тока высокоинтенсивного пучка ионов титана низкой энергии. При тех же условиях плотность ионного тока в фокусе возрастает более чем в 7 раз. Обсуждение результатов Плазменно-иммерсионное формирование ионных пучков Исследование закономерностей накопления и пространственного распределения имплантируемой примеси в нержавеющей стали, стали 40Х, титане и алюминии при высоких температурах, вплоть до режимов, определяющих формирование поверхностного жидкофазного слоя, проводилось как с использованием пучков ионов азота, так и ионов металлов (алюминия и титана). Анализ экспериментальных результатов следует начинать с формирования ионных потоков в рассматриваемой системе. Поскольку метод основан на плазменно-иммерсионном подходе, формирование высокоинтенсивных ионных пучков осуществляется при приложении отрицательного потенциала к сеточной экстрагирующей системе, погруженной в плазму. При подаче отрицательного потенциала смещения вблизи сеточного экстрагирующего электрода формируется так называемый высоковольтный слой разделения зарядов в плазме, в котором происходит извлечение и последующее ускорение ионов с границы эмиссии плазмы. Важная особенность системы связана с использованием извлекающего сеточного электрода с малыми размерами ячеек. Если ширина слоя разделения заряда меньше или сравнима с характерным размером ячеек сетки, то сеточная структура будет оказывать существенное влияние на форму ионно-эмиссионной границы плазмы, приводя ее к искривлению и, как следствие, формированию ионных потоков с высокой угловой расходимостью и эмиттансом. Генерация таких потоков не только ухудшает фокусировку ионного пучка, но и существенно увеличивает потери ионного потока на элементах сеточной структуры. Ширина слоя разделения зарядов s в случае полусферического сетчатого электрода может быть определена из закона Чайлда - Ленгмюра в сферической геометрии [37]: , (2) где - функция Ленгмюра [37]; Z - среднее зарядовое состояние ионов; m - масса ионов; e - элементарный заряд; - диэлектрическая постоянная; U - ускоряющее напряжение; - плотность ионного тока насыщения из плазмы вблизи сеточного электрода. Оценки показывают, что в рассматриваемом диапазоне плотностей ионного тока и ускоряющих напряжений → 0. В этом случае справедлив переход от сферической геометрии к закону Чайлда - Ленгмюра в приближении плоского диода: . (3) Так, при плотности ионного тока насыщения из плазмы на уровне 5 мА/см2, соответствующей экспериментальным условиям, при ускоряющем напряжении 0.6 кВ ширина слоя разделения заряда составляет около 2 мм, что сопоставимо с характерным размером ячейки сетки (1.8 мм), а при 1.5 кВ вдвое больше - 4 мм. Увеличение амплитуды смещения до 2 кВ приводит к дальнейшему увеличению ширины ускоряющего зазора до 5 мм. Как показывают экспериментальные данные по транспортировке высокоинтенсивных пучков ионов алюминия и молибдена (см., например, рис. 3-6), увеличение ускоряющего напряжения в диапазоне от 0.6 до 2 кВ приводит не только к обеспечению устойчивости транпортировки пучка ионов на коллектор, но и к двукратному росту амплитуды транспортируемого ионного тока. Важно отметить, что ток на систему сеточной экстракции ионов, наоборот, уменьшается по мере увеличения ускоряющего напряжения, что, очевидно, связано с уменьшением влияния сеточной структуры на искривление ионно-эмиссионной границы плазмы. Важно отметить, что динамика формирования слоя разделения заряда является сложной. Электроны плазмы, характеризующиеся высокой подвижностью, быстро покидают область отрицательного потенциала за время, обратно пропорциональное электронно-плазменной частоте t ~ 1/е, которая составляет около нескольких наносекунд. В то же время ионы, имеющие значительно большую массу, за это время практически не изменяют своей скорости. Такой высоковольтный слой с равномерной плотностью ионов называют «матричным слоем» [34]. Дальнейшее увеличение длительности импульса отрицательного смещения приводит к ускорению ионов и перераспределению их плотности вдоль зазора. При расширении слоя до стационарного, определяемого из уравнений (2) или (3), формируемый поток ионов имеет значительный разброс по энергии. Общее время стабилизации границы эмиссии плазмы можно определить по следующему выражению [38]: . (4) Как видно, динамика формирования слоя разделения заряда существенно зависит как от параметров плазмы, так и от характеристик импульса смещения, и при определенных условиях время стабилизации эмиссионной границы может достигать сотен наносекунд. Экспериментальные исследования динамики формирования стационарного слоя проводились в работе [39]. Было показано, что в случае титановой плазмы непрерывной вакуумной дуги общее время установления стационарной границы слоя разделения заряда составляет 300-400 нс при ускоряющем напряжении 2 кВ. Очевидно, что значительное время формирования слоя разделения заряда и наличие в начальный период существенного энергетического разброса ионного потока будут влиять на форму переднего фронта импульса тока и динамику фокусировки пучка. Это обстоятельство свидетельствует о преимуществе формирования длинноимпульсных ионных пучков, рассматриваемых в данной статье, по сравнению с короткоимпульсными (в диапазоне единиц микросекунд) при сравнимых коэффициентах заполнения импульсов. Транспортировка и фокусировка высокоинтенсивных длинноимпульсных пучков ионов низкой энергии в эквипотенциальном дрейфовом пространстве После ускорения в высоковольтном слое разделения заряда ионы попадают в эквипотенциальное пространство дрейфа, ограниченное сеточным сферическим и цилиндрическим электродами, и формируют ионный пучок, транспортируемый к коллектору в условиях баллистической фокусировки. Одним из возможных механизмов нейтрализации пространственного заряда пучка является инжекция вакуумной дуговой плазмы в дрейфовое пространство. Реализация этого механизма в системе осуществляется за счет применения импульсного или импульсно-периодического потенциала смещения, что обеспечивает возможность предварительной инжекции плазмы в исходно эквипотенциальное пространство дрейфа в паузах между высоковольтными импульсами смещения. Наличие холодных электронов в плазме приводит к тому, что при флуктуации потенциала в ионном пучке подвижные электроны быстро заполняют образовавшуюся потенциальную яму, стабилизируя пучок и значительно увеличивая его предельный ток. Экспериментальные данные подтверждают эффективность предложенной схемы нейтрализации пространственного заряда ионного пучка путем предварительной инжекции вакуумно-дуговой плазмы в пространство дрейфа. Как видно, например, из данных рис. 3, первоначально во всем диапазоне ускоряющих напряжений формируется высокоинтенсивный пучок ионов алюминия. Можно заметить ряд особенностей, связанных с его транспортировкой в условиях баллистической фокусировки. Во-первых, ток коллектора регистрируется с задержкой относительно потенциала смещения. Эта задержка обусловлена как конечным временем формирования слоя разделения заряда, так и временем пролета ионов через пространство дрейфа. Во-вторых, форма переднего фронта импульса указывает на то, что нейтрализация пространственного заряда высокоинтенсивного ионного пучка в плазме происходит не мгновенно. Для эффективной нейтрализации пространственного заряда необходимо удалить плазменные ионы из области ионного пучка. Удаление ионов осуществляется за счет электрического поля, формируемого ионным пучком в пространстве дрейфа. Рис. 8 подтверждает динамический характер фокусировки ионного пучка. Плотность ионного тока постепенно увеличивается в течение первых 3-4 мкс, достигая максимума 300 мА/см2. Полученные экспериментальные результаты согласуются с результатами численного моделирования, демонстрирующего постепенный уход ионов плазмы из объема пучка и улучшение эффективности его фокусировки в течение нескольких мкс [40]. Эволюцию радиуса сфокусированного высокоинтенсивного низкоэнергетического ионного пучка вдоль длины пространства дрейфа в стационарном режиме можно определить, решив уравнение огибающей пучка [41]: , (5) где - первеанс; f - степень зарядовой нейтрализации; - эмиттанс. Как отмечено в работе [42], в случае высокоинтенсивных пучков со значительным первеансом значением эмиттанса можно пренебречь, так как динамика таких пучков определяется прежде всего их пространственным зарядом, и первеанс сильноточного низкоэнергетического пучка существенно превосходит эмиттанс. Оценки показывают, что для эффективной фокусировки таких пучков требуется очень высокая степень нейтрализации пространственного заряда. Таким образом, в случае пучка ионов титана с током 0.8 А, средним зарядовым состоянием 2.1 [43] и ускоряющим напряжением 2 кВ для получения пучка ионов с радиусом около 1 см (соответствующего экспериментальным данным) необходимая степень нейтрализации должна составлять не менее ~ 97 %. Даже с учетом градиента продольной концентрации, возрастающего в процессе баллистической фокусировки, и того факта, что плотность ускоренных ионов в пучке в фокальной области во много раз превышает плотность предварительно инжектированной плазмы, такая степень нейтрализации в объеме вакуумно-дуговой плазмы достижима. Важный результат этой работы связан с демонстрацией возможности получения высокоинтенсивных пучков ионов металлов с длительностью импульсов, достигающей десятков и даже сотен микросекунд, при частотах следования импульсов на уровне единиц - десятков кГц. Уменьшение частоты следования импульсов на порядок и более обеспечивало возможность пропорционального увеличения времени предварительной инжекции плазмы в пространство дрейфа (до десятков и сотен микросекунд) при сопоставимых коэффициентах заполнения импульсов до 0.8. Данные рис. 5 демонстрируют принципиальную возможность формирования и транспортировки высокоинтенсивного пучка ионов алюминия с током до 0.8 А при длительности импульса около 800 мкс и потенциале смещении 2 кВ. В целом же результаты экспериментальных исследований указывают на конечную вероятность срыва транспортировки ионного пучка при длительностях импульсов более 10-15 мкс. Вероятность нестабильности возрастает с увеличением длительности импульса ионного пучка. Можно предположить, что с увеличением длительности импульса потенциала смещения нарушаются условия нейтрализации пространственного заряда ионного пучка. Нарушение квазинейтральности может быть обусловлено конечной вероятностью ухода электронов из объема пучка под действием электрического поля слоя разделения заряда, проникающего в пространство дрейфа через ячейки сетки. Снижение количества электронов в пространстве дрейфа приводит к уменьшению степени нейтрализации ионного пучка и соответствующему увеличению его первеанса. В этих условиях возможно развитие неустойчивости пучка под действием некомпенсированного пространственного заряда ионного пучка. Тем не менее важно отметить, что через некоторое время ток ионного пучка восстанавливается. Анализ экспериментальных данных свидетельствует о постепенном увеличении амплитуды ионного тока в течение длительного времени восстановления транспортировки ионного пучка. Это время сокращается по мере уменьшения пространственного заряда пучка при увеличении энергии ионов (ускоряющего напряжения). И, наоборот, как показывают экспериментальные исследования (рис. 7), увеличение тока пучка приводит к росту времени восстановления эффективной транспортировки ионов. Продолжительность восстановления и общая стабильность пучка зависят и от сорта ионов. Наиболее эффективно транспортируются пучки ионов алюминия. Пучки ионов титана более подвержены нестабильности, чем пучки ионов молибдена. Возможно, это связано со средним зарядовым состоянием ионов в плазме вакуумно-дугового разряда. Поскольку система формирования находится в течение всей длительности импульса смещения под отрицательным потенциалом, проникновение плазмы, содержащей холодные электроны, в пространство дрейфа невозможно. В этой связи можно предположить, что электроны генерируются непосредственно в пространстве дрейфа и накапливаются в положительной потенциальной яме ионного пучка, что приводит к постепенной компенсации его пространственного заряда. Один из механизмов компенсации пространственного заряда высокоинтенсивного низкоэнергетического ионного пучка может быть основан на автокомпенсации, возникающей при прохождении ионного пучка через дрейфовое пространство. Столкновения ионов пучка с атомами остаточного газа приводят к образованию «пучковой плазмы», которая является дополнительным источником электронов, компенсирующих не нейтрализованный пространственный заряд пучка. Время компенсации пространственного заряда в этом случае существенно зависит как от параметров исходного газа, так и от характеристик пучка ионов. Общее время компенсации пространственного заряда пучка, по данным работы [44], можно оценить следующим образом: , (6) где - плотность атомов (молекул) остаточного газа; σ - эффективное сечение ионизации при столкновении иона с атомом. Оценка показывает, что при ускоряющем напряжении 2 кВ ионы молибдена со средним зарядовым состоянием 3 имеют скорость около 106 м/с. По данным [45, 46], при таких скоростях ионов эффективное сечение ионизации составляет σ = 5∙10-12 ионов/м2. При остаточном давлении газа в рабочей камере 10-3 Па, соответствующем начальным условиям эксперимента, плотность газа составляет приблизительно 2.65∙1015 атомов/м3. При таком давлении минимальное время, достаточное для нейтрализации пространственного заряда пучка при его распространении через дрейфовое пространство длиной 7.5 см, составляет = 400 мкс. Согласно рис. 4, восстановление, например, пучка ионов алюминия даже при ускоряющем напряжении 0.6 кВ происходит через 50 мкс, что почти на порядок меньше расчетного времени. Очевидно, что автокомпенсация пучка в данном случае не является основным механизмом наработки электронов. Другой возможный механизм связан со вторичной эмиссией электронов. В диапазоне ускоряющих напряжений (0.6-2 кВ) коэффициент вторичной электронной эмиссии может быть существенным и достигать значения ~ 1 [47]. Даже при образовании виртуального анода в дрейфовом пространстве в случае срыва пучка транспортируется предельный ионный ток, ограничиваемый действием пространственного заряда пучка. Ионы, попадая на коллектор и боковые стенки системы транспортировки, выбивают вторичные электроны. Электроны, выбитые с коллектора или задней торцевой стенки пространства дрейфа, укоряются вдоль ионного пучка полем его пространственного заряда и с большой вероятностью могут сразу покинуть область ионного пучка через сеточный электрод. Значительная расходимость некомпенсированного ионного пучка обеспечивает возможность генерации вторичных электронов с поверхности цилиндрического или конического электрода формирующего пространство дрейфа. Появление таких электронов должно приводить к их ускорению в радиальном направлении с после

Ключевые слова

Авторы

ФИООрганизацияДополнительноE-mail
Рябчиков Александр ИльичНациональный исследовательский Томский политехнический университетд.ф.-м.н., профессор, зав. НЛ ВИИ НИ ТПУralex@tpu.ru
Шевелев Алексей ЭдуардовичНациональный исследовательский Томский политехнический университетк.ф.-м.н., ст. преподаватель ИШФВП НИ ТПУshevelevae@tpu.ru
Сивин Денис ОлеговичНациональный исследовательский Томский политехнический университетк.ф-м.н., ст. науч. сотр. НЛ ВИИ НИ ТПУsivin@tpu.ru
Дектярев Сергей ВалентиновичНациональный исследовательский Томский политехнический университетинженер НЛ ВИИ НИ ТПУdektyarev@tpu.ru
Корнева Ольга СергеевнаНациональный исследовательский Томский политехнический университетинженер НЛ ВИИ НИ ТПУoskar@tpu.ru
Всего: 5

Ссылки

Chekanov S.V. et al. // JINST. - 2018. - V. 13. - P. P05022.
Aschenauer E.C. et al. // Rep. Prog. Phys. - 2019. - V. 82. - P.024301.
Kovalenko A.D. et al. // J. Phys.: Conf. Ser. - 2016. - V. 678. - P. 012023.
Kim T.-S. et al. // Fusion Eng. Des. - 2019. - V. 136B. - P. 1365.
Lifschitz A.F. et al. // Nucl. Fusion. - 2014. - V. 54. - P. 043020.
Kumar R. and Kumar V. // Opt. Mat. - 2019. - V. 88. - P. 320.
Dellasega D. // Appl. Surf. Sci. - 2013.- V. 266. - P. 161.
Langford R.M., Wang T.-X., and Ozkayac D. // Microelectr. Eng. - 2007. - V. 84 (5-8). - P. 784.
Kumar N. // Mat. Chem. Phys. - 2016. - V. 183. - P. 165.
Techarang J. // Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. B. - 2019. - V. 459. - P. 43.
Stephan Mändl et al. // Surf. Coat. Technol. - 2019. - V. 365. - P. 83-93.
Rogov R.M. // Vacuum. - 2019. - V. 166. - P. 84.
Chen T. et al. // Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. B. - 2019. - V. 451. - P. 10.
Surface Modification and Alloying by Laser, Ion, and Electron Beams / eds. by J.M. Poate, G. Foti, and D.C. Jacobson. - Berlin: Springer, 2013.
Ion Implantation and Beam Processing / eds. by J.S. Williams and J.M. Poate. - Orlando: Academic, 1984.
Brown I.G. // Rev. Sci. Instrum. - 1994. - V. 65. - P. 3061.
Бугаев С.П., Окс Е.М., Щанин П.М., Юшков Г.Ю. // Изв. вузов. Физика. - 1994. - Т. 37. - № 3. - С. 53-65.
Ryabchikov A.I. et al. // Rev. Sci. Instrum. - 1998. - V. 69. - P. 810.
Nikolaev A.G. et al. // Rev. Sci. Instrum. - 2012. - V. 83 (2). - P. 02A501 (1-3).
Conrad J.R. et al. // J. Appl. Phys. - 1987. - V. 62. - P. 4591.
Arzubov N.M., Isaev G.P., and Ryabchikov A.I. // Prib. Tekh. Exp. - 1988. - V. 5. - P. 28 (Russia).
Anders A. // Surf. Coat. Technol. - 1997. - V. 93 (2-3). - P. 158.
Adler R.J. and Picraux S.T. // Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. B. - 1985. - V. 6. - P. 123-128.
Anders A. // J. Vac. Sci. Tech. B. - 1994. - V. 12. - P. 815.
Torregrosa F. // 22nd Int. Conf. on Ion Implantation Technology (IIT). - 2018.
Wei R. // Surf. Coat. Technol. - 1996. - V. 83. - P. 218.
Ueda M. // Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. B. - 2005. - V. 240 (1-2). - P. 199.
Gavrilov N.V. and Men’shakov A.I. // Tech. Phys. - 2012. - V. 57. - P. 399.
Ryabchikov A.I. et al. // Vacuum. - 2017. - V. 143. - P. 447.
Ryabchikov A.I. et al. // J. Appl. Phys. - 2018. - V. 123 (23). - P. 233301.
Ryabchikov A.I. et al. // Surf. Coat. Technol. - 2018. - V. 355. - P. 123.
Ryabchikov A.I. et al. // Surf. Coat. Technol. - 2018. - V. 355. - P. 129.
Ryabchikov A.I. et al. // Appl. Surf. Sci. - 2018. - V. 439. - P. 106.
Handbook of plasma immersion implantation and deposition / ed. by A. Anders. - N.Y.: John Wiley & Sons, 2000.
Vacuum Arcs: Theory and Applications / ed. by J.M. Lafferty. - N.Y.: John Wiley & Sons, 1980.
Jüttner B. // J. Phys. D: Appl. Phys. - 2001. - V. 34 R. - P. 103.
Charged Particle Beams / ed. by S. Humphries, Jr. - N.Y.: John Wiley & Sons, 1990.
Lieberman M. // J. Appl. Phys. - 1989. - V. 66 (7). - P. 2926.
Stepanov I.B. et al. // Rev. Sci. Instrum. - 2014. - V. 85(2). - P. 4852219.
Koval T.V. et al. // J. Phys.: Conf. Ser. - 2018. - P. 142762.
Berdanier W. // Phys. Plasmas. - 2015. - V. 22. - P. 013104.
Kaganovich I.D. et al. // Phys. Plasmas. - 2001. - V. 8. - P. 4180.
Yushkov G.Yu. et al. // J. Appl. Phys. - 2000. - V. 88. - P. 5618.
Spädtke P. // Rev. Sci. Instrum. - 2014. - V. 85. - P. 02A744.
Irby V.D. // Phys. Rev. A. - 1989. - V. 39. - P. 54.
Kaganovich I.D. et al. // New J. Phys. - 2006. - V. 8. - P. 278.
Anders A. // J. Appl. Phys. - 1997. - V. 82. - P. 3679.
 Формирование, фокусировка и транспортировка высокоинтенсивных пучков ионов металлов низкой энергии | Изв. вузов. Физика. 2020. № 10. DOI: 10.17223/00213411/63/10/54

Формирование, фокусировка и транспортировка высокоинтенсивных пучков ионов металлов низкой энергии | Изв. вузов. Физика. 2020. № 10. DOI: 10.17223/00213411/63/10/54