CC BY
53
МАТЕРИАЛОВЕДЕНИЕ ИЗДЕЛИЙ СЕРВИСА
УДК 533.5
МОДЕЛИРОВАНИЕ РАЗЛЕТА И ОСАЖДЕНИЯ ИМПУЛЬСНЫХ АТОМАРНЫХ ПУЧКОВ ПРИ ФОРМИРОВАНИИ НАНОПОКРЫТИЙ В РАЗРЕЖЕННЫХ ГАЗОВЫХ СРЕДАХ
Денисов Сергей Владимирович, кандидат технических наук, доцент, 3d27330@rambler.ru, ФГОУВПО «Российский государственный университет туризма и сервиса», г. Москва, Костычев Игорь Васильевич, кандидат технических наук, старший научный сотрудник, директор государственного инженерингового центра, МГТУ «Станкин»,
Саморуков Игорь Иванович, кандидат технических наук, доцент,
ФГОУВПО «Российский государственный университет туризма и сервиса», г. Москва, Фоминский Вячеслав Юрьевич, доктор физико-математических наук, профессор, ведущий научный сотрудник МИФИ
The authors present the results of computational experiments on the free expansion and expansion «of the barrier» high-speed streams of atoms of different chemical elements in an inert gas atmosphere of reduced pressure (1—100 Pa). The computer model allows the analysis of the dynamics of pulsed atomic beams and processes of their deposition in a given composition and pressure conditions. The article shows that the inert gas environment has a significant influence on the parameters of flying through her stream of atoms — the energy spectrum, the angular diagram, the distribution over the substrate surface, which play an important role in forming the structure and chemical composition of the nanocomposite coatings with qualitatively new properties.
Представлены результаты расчетных экспериментов по свободному разлету и разлету «за преграду» высокоскоростных потоков атомов различных химических элементов в инертной газовой среде пониженного давления (1—100 Па). Разработанная компьютерная модель позволяет проводить анализ динамики импульсных атомарных пучков и процессов их осаждения в заданных по составу и давлению газа условиях. Показано, что инертная газовая среда оказывает существенное влияние на параметры пролетающего через нее потока атомов — энергетический спектр, угловые диаграммы, распределение по поверхности подложки, играющие важную роль в формировании структуры и химического состава нанокомпозитных покрытий с качественно новыми свойствами.
Key words: coatings, laser, gas environment
Ключевые слова: покрытия, лазер, газовая среда
Высокоскоростные импульсные пучки атомов и ионов широко используются в вакуумной технологии нанесения нанопокрытий с уникальными структурно-фазовыми характеристиками и свойствами. Плазменно-паровые пучки создаются специальными методами, предполагающими высокоэнергетическое импульсное воздействие на материал (мишень, электрод), используемый для формирования покрытия. В частности, может использоваться световая энергия лазерного импульса, при концентрации которой в не-
большой точке мишени удается нагревать, испарять и ионизовать самые различные поглощающие излучение материалы [1]. Наиболее распространенным и действенным способом управления химическим составом, структурой и свойствами таких покрытий является изменение интенсивности лазерного облучения мишени. При нанесении покрытий на основе химических соединений, таких как оксиды и нитриды металлов, в камеру осаждения напускается газ, реакционная способность которого обеспечивает насыщение осаждаемого
17
МАТЕРИАЛОВЕДЕНИЕ ИЗДЕЛИИ СЕРВИСА
слоя молекулами газа. Требуемый химический состав покрытия достигается варьированием давления газа, температуры подложки во время осаждения и режимами постобработки (отжига) в реакционной среде. Изменение динамики плазменно-парового потока при разлете в реактивном газе, как правило, не подвергается глубокому исследованию.
В ряде случаев, в частности, при получении антифрикционных покрытий на основе дихалькогенидов переходных металлов, возникает проблема конгруэнтного переноса химического состава мишеней на достаточно большую площадь подложки. Всесторонние исследования, проводимые у нас в стране и за рубежом [2—4], показали, что при вакуумном осаждении формируются покрытия с существенным дефицитом атомов халькогена. Причина нарушения химического состава заключается в селективном «самораспылении» покрытия падающими высокоскоростными атомами. В [2, 5] было предложено понизить энергию осаждаемых атомов за счет столкновений с молекулами инертного газа, в частности, аргона, которым наполнялась камера для нанесения покрытий. В результате повышения давления газа в камере до 2 Па состав покрытий, осаждаемых при повышенных плотностях лазерной энергии, был приближен к стехиометрическому, а антифрикционные свойства заметно улучшались. Однако дальнейшее повышение давления газа вызывало ухудшение трибологических свойств, хотя химический состав покрытий оставался близким к стехиометрическому. Изменение трибологических свойств покрытий при осаждении в инертном газе может быть обусловлено особенностями структурообразования покрытий на наноуровне (изменением текстуры, плотности и рельефа поверхности).
Инертный газ оказывается также необходимым при проведении процесса импульсного лазерного осаждения с капельной заслонкой. Капельная заслонка защищает подложку от осаждения капельной фракции лазерного эрозионного факела [6]. Частицы микронных и субмикронных размеров могут оказывать существенное негативное влияние на свойства наноструктурированных покрытий. В теневую область за заслонку в основном залетают те атомы, которые изменили траекторию движения в результате столкновений с молекулами инертного газа.
Для выяснения физической картины процессов, а также оптимизации технологических условий получения композитных покрытий с заданными свойствами в представленной работе использовалась компьютерная модель разлета высокоскоростного импульсного потока атомов в инертном газе заданного состава и давления. В качестве объекта исследования выбраны атомарные потоки, инициируемые лазерным воздействием на такие мишени, как легированный никелем диселенид молибдена и углерод. Модель позволила также исследовать особенности разлета и осаждения лазерного факела в случае установки на пути его разлета противокапельной дисковой заслонки. В результате моделирования устанавливались количественные характеристики потока атомов Mo, Se, Ni, C на стадии осаждения на подложку. Значения параметров осаждаемого потока атомов имеют большое значение для прогнозирования химического состава и структурообразования антифрикционного нанокомпозитного покрытия Mo-Se-Ni-C, а также для перехода к следующему этапу — моделированию роста покрытий на атомном уровне.
Моделирование движения частиц испаренного лазером вещества (атомарного потока) в инертном газе проводилось при помощи методики случайных траекторий Монте-Карло СТМК (RTMC — Random Trajectory Monte Carlo). Поскольку температура инертного газа (Г и 300 K) существенно ниже температуры лазерно-инициированного пара (T > 104 K), тепловое движение молекул газа не учитывалось, и они считались неподвижными. Движение частиц потока отслеживалось до тех пор, пока они не достигали подложки или не покидали область моделирования. Расчеты прекращались, как только число частиц оказывалось меньше некоторого определенного заранее минимального значения (~10% от исходного количества).
Благодаря осевой симметрии разлета лазерного факела, задача рассматривалась в постановке 2D3V, т. е. для каждой частицы запоминались две пространственные координаты и три компоненты скорости. В расчетах моделировалось движение ~106 частиц каждого сорта, использовалась пространственная сетка 100x100 ячеек при геометрическом размере 5x5 см2 области моделирования между мишенью и подложкой.
18 научный журнал ВЕСТНИК АССОЦИАЦИИ ВУЗОВ ТУРИЗМА И СЕРВИСА 2010 / № 4
Моделирование разлета и осаждения импульсных атомарных пучков...
Область моделирования считается равномерно заполненной молекулами инертного газа с заданной температурой и плотностью. Начальное распределение частиц испаренного вещества в пространстве и по скоростям соответствует его разлету из некоторой точки на поверхности мишени (пятна фокусировки лазерного излучения) вдоль оси г в течение времени t0~0,1 мкс. Входящие в функции распределения по скоростям параметры (плотность N, температура T, массовая скорость и) берутся из экспериментальных измерений. Случайные выборки частиц с массой m проводятся для «смещенных» максвелловских функций распределения по скоростям вида:
/ = N
р/2
m I 2nkT J
exp
m (v -u)2
2kT
= N
p/2 m I
2nkT J
exp
m (v2x + v,2 + V -u)2) 2kT
Выборки проводятся методом статистического отклонения (Acceptance-Rejection method).
Для описания вероятности столкновения атомов высокоскоростного потока с молекулами газа использовалась зависимость
Pvg = 1- exp(-Ng Ove As).
Здесь avg — сечение упругого столкновения, Ng — плотность инертного газа, As = vAt — путь, пройденный атомом за время At, индексы v и g обозначают пар и газ.
При описании столкновений разлетающегося атомарного потока с молекулами газа рассматривались две модели: модель твердых сфер (ТС) и модель изменяемых твердых сфер ИТС (VHS — Variable Hard Sphere) [7]. Модель ИТС описывает изотропное рассеяние атомарного потока с учетом кинетической энергии E атома перед соударением. При этом сечение столкновения изменяется как
avs =aref
E
E,
v
-ef
где aref — сечение столкновений при некоторой заданной энергии Eef. В расчетах использовалось значение показателя w = 0,24.
задавалось по результатам
Значение
ref
расчета сечения столкновения твердых сфер, используя табличные значения атомных радиусов выбранных элементов. В модели ИТС за-
висимость сечения рассеяния от энергии сталкивающихся атомов применялась для описания столкновения атомов с энергиями более
1 эВ (Eref= 1 эВ). В модели молекул твердых сфер сечения столкновений приравнивались к значению aref, и они не зависели от энергии сталкивающихся атомов. При моделировании использовались следующие значения сечений столкновений а. .. = 0,26 нм2, а. „ = 0,22 нм2, а. = 0,24 нм2, а. = 0,16 нм2. Плотность факела через 1 мкс после лазерного воздействия оценивалась величиной ~1014 см-3.
В ходе выполнения программы выводились данные о пространственном распределении плотности атомов в высокоскоростном потоке N (r, z), потоках осаждаемого вещества на поверхность подложки, энергетическом F(E) и угловом F(0) распределениях падающих атомов. Плотность определялась путем подсчета числа частиц в ячейках пространственной сетки, а потоки атомов и распределение атомов по энергиям и углам столкновений — путем подсчета удовлетворяющих определенным требованиям частиц, пересекающих заданный участок поверхности подложки на каждом временном шаге.
Для апробации компьютерной модели проводилось моделирование ряда процессов, реализованных в реальных физических экспериментах по формированию нанокомпозитных покрытий. Рассмотрены особенности разлета атомарного потока из мишени MoSe2 в вакууме и аргоне при давлениях газа 2 и 5 Па, а также потока атомов углерода в аргоне при давлении
2 Па. В ряде модельных экспериментов на пути разлета факела устанавливалась дисковая преграда. Расстояние от мишени до подложки составляло 5,5 см. Дисковая заслонка диаметром 0,8 см устанавливалась на расстоянии 2 см от лазерной мишени. Моделирование разлета углеродного факела проводилось без использования заслонки в аргоне давлением 2 Па. Применение газа и дисковой заслонки может оказывать влияние не только на разлет основных компонентов мишени MoSe2, но и атомов легирующих веществ. Для улучшения трибологических свойств диселенида молибдена часто добавляется небольшое количество никеля (до 10 ат. %).
Для определения начальных условий — основных параметров высокоскоростного потока атомов из мишени MoSe2, легированной никелем, и из графитовой мишени — проводи-
19
МАТЕРИАЛОВЕДЕНИЕ ИЗДЕЛИЙ СЕРВИСА
лись специальные исследования по методике осаждения потока через узкую щель на диск, вращающийся с высокой частотой. Электронно-механическая система синхронизации позволяла управлять временем лазерного воздействия на мишень в зависимости от положения диска. Химический состав осажденных тонких пленок и их толщина (в единицах атом/см2) в различных точках диска измерялись методом обратного резерфордовского рассеяния ионов гелия. По результатам измерения восстанавливался скоростной спектр атомов и рассчитывались его основные характеристики. В лазерно-инициированном потоке атомов Mo, Se и Ni присутствовали в основном две составляющие — высоко- и низкоскоростные атомы. Низкоскоростные атомы имели тепловую природу, а высокоскоростные могли образовываться в результате рекомбинации ионов лазерной плазмы. Массовая скорость высокоскоростных атомов Se составляла —106 см/с, атомов Mo ~0,9x106 см/с, атомов Ni—1,2x106 см/с, углерода —2,5x106 см/с. Температура всех компонентов в этом потоке оценивалась величиной kT—10 эВ. Массовая скорость низкоскоростных атомов Se составляла —2x105 см/с, атомов Mo —1,8x105 см/с, атомов Ni —2,4x105 см/с. Для этой составляющей по-
тока температура всех компонентов оценивалась величиной kT—1 эВ.
На рис. 1 представлены характерные результаты моделирования динамики высокоскоростного атомарного пучка из мишени MoSe2 при различных условиях разлета. Модельный поток вылетает из мишени (точка с координатами г = 0, z =0) и разлетается в направлении плоской подложки, расположенной перпендикулярно направлению разлета в точке z = 5,5 см. На каждом кадре рис. 1 оттенки серого цвета подобраны таким образом, что максимальной плотности атомов в указанный момент соответствует белый цвет, а минимальной — черный. Хотя значение максимальной плотности атомов в результате разлета потока уменьшается от 1014 до 1011 атомов/см3 видно, что при свободном разлете в газе скорость движения потока замедляется по сравнению со случаем разлета в вакууме, а сам поток заметно уширяется в направлении перпендикулярном направлению разлета. Заметная часть потока выходит за пределы области моделирования. Атомы, обладающие высокой скоростью движения, практически не залетают за преграду, так как не испытывают столкновений с молекулами газа. Более медленные атомы рассеиваются в теневую область, однако
Рис. 1. Динамика высокоскоростного потока, содержащего атомы Mo и Se, при разлете от мишени (z = 0) до подложки (z = 5,5см) в вакууме (а), в аргоне при давлении 2 Па (б) и в аргоне при давлении 2 Па в случае установки небольшой дисковой преграды в точке z = 2 см (в)
20 научный журнал ВЕСТНИК АССОЦИАЦИИ ВУЗОВ ТУРИЗМА И СЕРВИСА 2010 / № 4
Моделирование разлета и осаждения импульсных атомарных пучков...
с
S
я
о
"о
с
10
8
6
4
2
/ 1
ч *• 4', \ \ \\ • Ч\
чЧ 4 ч •, ч • ч
ч ч •• ч Тлтщц ■
0
1
5 г, см
с
S
S
сч
's
о
"о
к
20
15
10
0
ч 1 ч -.3 ’ * ч *• \ \ \
\\ *•. ч> Чч ' ч*» \ ч\
ч Чт* ч ••
1
г, см
Рис. 2. Поверхностная плотность падающих атомов п молибдена (а) и селена (б) на расстоянии г от центра подложки:
1 — осаждение в вакууме, 2 — осаждение в аргоне при 2 Па, модель ИТС, 3 — осаждение в аргоне при 2 Па, модель
ТС, 4 — осаждение в аргоне при 5 Па, модель ИТС
скорость осаждения в теневой области существенно зависит от расположения подложки за преградой.
Результаты расчета пространственного распределения по поверхности подложки осажденных атомов молибдена и селена при варьировании давления аргона и различных механизмах рассеяния показаны на рис. 2. Повышение давления аргона должно вызывать снижение скорости осаждения по всей поверхности подложки и некоторое изменение химического состава слоев MoSex. В модели ИТС скорость осаждения спадает не так резко с ростом давления, как в модели ТС. При этом в модели ИТС концентрация селена в пленке может немного возрастать до х = 2,02 при давлении аргона 5 Па, а в модели ТС концентрация селена падает до х = 1,93 при более низком давлении аргона равном 2 Па.
Экспериментальные исследования скорости роста слоев MoSex при импульсном лазерном осаждении в аргоне показали [5], что повышение давления аргона до 2 Па не вызывало столь заметного снижения скорости осаждения, которое предсказывается моделированием в условиях рассеяния на молекулах — твердых сферах. Результаты моделирования в условиях рассеяния на молекулах аргона с изменяющимся сечением рассеяния (модель ИТС) достаточно хорошо совпадали с результатами экспериментальных исследований при давлении аргона равном 5 Па. В [5] установлено, что повышение давления аргона до 5 Па вызывало снижение скорости осаждения селена в центре зоны осаждения примерно в 1,5 раз. Точность измерения скорости осаждения не превышала 10%. По расчетам в рам-
ках модели ИТС скорость осаждения в точке г = 0 в таких же условиях снижалась в 1,7 раза. Некоторое различие результатов физического и расчетного эксперимента могло быть обусловлено рядом факторов: более резким падением сечения рассеяния при росте энергии частиц, отличием реального скоростного спектра атомов лазерного факела от модельного. В результате проведенного сравнительного анализа было сделано предположение, что модель молекул ИТС более адекватно описывает столкновительные процессы, чем модель ТС.
Моделирование динамики факела в случае установки на пути его разлета дисковой заслонки показали, что при заданном давлении газа скорости осаждения атомов в теневой области зависит от скоростного спектра атомов и могут различаться для атомов Mo, Se, Ni (рис. 3). В случае разлета высокоскоростных атомов они не достаточно эффективно рассеиваются в теневую область. В результате за заслонкой формируется заметный градиент толщины покрытия по поверхности подложки. При этом концентрация Se в центре зоны осаждения (х = 2,17) может превышать концентрацию селена в мишени (х = 2).
При моделировании факела, содержащего атомы Mo и Ni в равных количествах, установлено, что в открытой области подложки отношение Ni/Mo может уменьшиться до 0,8. При этом в центре подложки в теневой зоне концентрация атомов Ni превышает концентрацию атомов Mo в 1,15 раз.
Моделирование низкоскоростных потоков атомов Mo и Se показало, что рассеяние этих потоков на молекулах аргона при давлении 2 Па вызывает вылет атомов из области мо-
21
МАТЕРИАЛОВЕДЕНИЕ ИЗДЕЛИЙ СЕРВИСА
Рис. 3. Поверхностная плотность падающих атомов n селена (1, 3), молибдена (2, 4) на расстоянии r от центра подложки при разлете за преграду потока атомов из мишени MoSey (1, 2) высокоскоростная и (3, 4) низкоскоростная компоненты лазерно-инициированного потока.
Кривая 5 иллюстрирует распределение никеля в случае осаждение потока, содержащего высокоскоростные атомы Mo и Ni
делирования и, как следствие, существенное снижение потока осаждаемых на подложку атомов (рис. 3). Стехиометрический состав покрытия в открытой области (х = 2,01) и в теневой области (х = 2,05) практически совпадали с составом мишени (х = 2,0). Отличительная особенность осаждения этого потока атомов заключается в том, что в теневой области может формироваться достаточно однородное распределение элементов по поверхности подложки радиусом до 2 см.
Таким образом, при разлете многокомпонентного потока атомов в инертной газовой среде пониженного давления концентрация элементов на различных участках поверхности подложки может отличаться от случая осаждения в вакуумных условиях по причине влияния газа на динамику разлета атомов, отличающихся по массе и размерам. При использовании дисковой заслонки данный фактор оказывает существенное влияние на эффективность рассеяния атомарных потоков в теневую область. В результате при моделировании процессов осаждения тонкопленочного покрытия на основе Mo-Se-Ni высокоскоростным потоком атомов в теневой области отмечается как заметный градиент толщины покрытия, так и изменения концентрации элементов в покрытии при удалении от центра подложки. Атомы Se несколько эффективнее рассеивались и осаждались в теневой зоне, чем атомы Mo. Более существенные отклонения от конгруэнтности переноса состава из многоэлементной мишени в покрытие можно ожидать применительно к осаждению легирующего элемента — никеля.
Для прогнозирования процессов селективного распыления атомов халькогена необходимо проводить расчет энергетического спектра падающих атомов. Применение разработанной модели показало, что после пролета газовой среды — аргона — уже при давлении 2 Па энергетический спектр падающих атомов может существенно изменяться. На рис. 4 представлены расчеты энергетических спектров высокоскоростных атомов Mo. Изменения энергетических распределений атомов Se при разлете в газе во многом повторяют изменения, характерные для атомов Mo. При свободном разлете в аргоне доля атомов, падающих с энергиями более 100 эВ, практически не изменяется. Доля атомов с энергиями от 40 до 100 эВ уменьшается примерно вдвое. Заметно возрастает доля атомов, осаждающихся с энергиями менее 40 эВ.
Расчеты коэффициентов распыления ди-халькогенидов по программе SRIM [8] показали, что селективное распыление атомов халькогена наиболее заметно в случае, когда при осаждении атомы халькогена образуют химические связи между собой, а атомы металла между собой. При этом заметно доминирует процесс распыления атомов халькогена падающими атомами халькогена. На рис. 5 показана расчетная зависимость коэффициента распыления селена fsp от энергии атомов Se при бомбардировке покрытия MoSe2.
На рис. 6 представлены данные, характеризующие изменение эффективности распыления селена из покрытия MoSe2 при изменении условий разлета лазерного факела.
22 научный журнал ВЕСТНИК АССОЦИАЦИИ ВУЗОВ ТУРИЗМА И СЕРВИСА 2010 / № 4
Моделирование разлета и осаждения импульсных атомарных пучков...
Рис. 4. Относительное содержание Fатомов молибдена с определенной энергией E при осаждении высокоскоростного потока атомов из мишени MoSeу 1 — разлет в вакууме, 2 — свободный разлет в аргоне при давлении 2 Па,
3 — разлет в аргоне при давлении 2 Па за преграду
Рис. 5. Зависимость коэффициента распыления селена f из покрытия MoSe2 от энергии Е бомбардирующих атомов селена
Рис. 6. Зависимость эффективности распыления селена Fp из покрытия MoSe2 атомами с различной энергией Е при осаждении высокоскоростного потока: 1 — разлет в вакууме, 2 — свободный разлет в аргоне при давлении 2 Па, 3 — разлет в аргоне при давлении 2 Па за преграду
23
МАТЕРИАЛОВЕДЕНИЕ ИЗДЕЛИЙ СЕРВИСА
Для этого значения f умножались на относительное содержание атомов с определенной энергией в падающем потоке F (E). Интегрирование площади под графиками на рис. 6 позволяет оценить долю распыленных атомов при варьировании режимов осаждения (среднее значение коэффициента распыления). При осаждении в вакуумных условиях высокоскоростного потока атомов среднее значение коэффициента распыления селена может достигать 0,2, а при осаждении в аргоне при давлении 2 Па этот параметр уменьшается до 0,1, а в теневой области — до 0,03. Если в лазерном факеле высокоскоростная компонента оказывается доминирующей, то при осаждении покрытий MoSex в вакууме снижение концентрации селена в покрытии может достигать 5 ат. %. При осаждении в аргоне при давлении 2 Па потери селена в процессах распыления могут снижаться до 2,5 ат. %.
Еще одним важным фактором, оказывающим сильное влияние на свойства покрытий, является совершенство их структуры — плотность формирующегося слоя и качество поверхности (гладкий рельеф). Эти характеристики во многом зависят от угловой диаграммы падающих на поверхность покрытия атомов. На рис. 7 представлены угловые диаграммы атомов Mo, Se и Ni, бомбардирующих поверхность покрытия в различных условиях в центре подложки. В случае отсутствия заслонки большая часть атомов падает по нормали к поверхности. Эти атомы обладают наибольшей энергией и не сталкиваются
с молекулами газа. Угловое распределение рассеянных атомов простирается примерно до 400. За заслонку залетают только те атомы факела, которые испытали столкновения с молекулами газа, поэтому бомбардировка покрытия в этой зоне высокоскоростными атомами, налетающими по нормали к поверхности, отсутствует. Наибольшее число атомов падает под углом ~200 к поверхности. В целом угловое распределение простирается до ~800. Наиболее широкие угловые распределения отмечены у атомов никеля, наименьшие — у атомов молибдена.
Анализ динамики лазерного факела из углеродной мишени показал, что аргон при давлении 2 Па оказывает слабое влияние на энергетические и угловые характеристики осаждаемого потока атомов. В энергетическом спектре осаждаемых атомов практически не изменяется поток атомов с энергиями более 50 эВ, несколько снижается доля атомов с энергиями от 10 до 50 эВ, и появляется низкоэнергетическая составляющая с энергиями атомов менее 10 эВ (рис. 8).
Доля низкоэнергетической компоненты оказывается небольшой, поэтому не следует ожидать существенного изменения характера структурообразования углеродных слоев, в частности, повышения доли графитовых связей между атомами углерода. Основная часть осаждаемого потока углерода падает по нормали к поверхности. Угол падения атомов, испытавших редкие столкновения с аргоном, изменяется в широком интервале значений — от нескольких градусов до 700
Рис. 7. Доля а потока атомов Mo (1), Se (2), Ni (3), осаждающихся в центре подложки под определенным углом 0 в аргоне при давлении 2 Па при свободном разлете высокоскоростного потока (а) и в случае разлета за дисковую преграду (б). Угол отсчитывается от нормали к поверхности.
24 научный журнал ВЕСТНИК АССОЦИАЦИИ ВУЗОВ ТУРИЗМА И СЕРВИСА 2010 / № 4
Моделирование разлета и осаждения импульсных атомарных пучков...
Рис. 8. Относительное содержание F атомов углерода с энергией E, падающих на подложку при свободном разлете высокоскоростного потока в вакууме (1) и в аргоне при давлении 2 Па (2).
(рис. 9). Можно предположить, что условия для формирования алмазоподобных углеродных покрытий при импульсном лазерном осаждении в аргоне при давлении 2 Па в целом сохраняются.
Таким образом, компьютерное моделирование разлета высокоскоростного импульсного потока атомов в разреженной инертной газовой среде позволяет установить важные параметры этого потока на стадии осаждения при формировании тонкопленочных покрытий. Применение созданной модели к анализу процессов формирования многоэлементных композитных покрытий, содержащих атомы Mo, Se, Ni и С, показало, что химический состав покрытий и его распределение по поверхности подложки зависит от особенностей столкновительных процессов при разлете многоэлементного потока, а также энергетических параметров падающих атомов, вызы-
вающих селективное распыление поверхности покрытия. При оптимальных условиях (состав и давление газа) эффективность распылительных процессов в целом снижается, однако сохраняющаяся в потоке падающих атомов высокоэнергетическая компонента может обусловливать формирование плотных и качественных покрытий. При формировании покрытий рассеянным потоком атомов (осаждение за заслонку) удается провести сепарацию потока от капельной фракции, однако покрытие растет в результате осаждения атомов, потерявших часть энергии в процессах столкновения и падающих под достаточно большими углами от нормали к поверхности подложки. В этих условиях не приходится ожидать формирования качественных покрытий. Для улучшения свойств таких покрытий необходимо дополнить процесс осаждения атомарного потока высокоэнергетической
25
МАТЕРИАЛОВЕДЕНИЕ ИЗДЕЛИИ СЕРВИСА
ионной бомбардировкой (например, по мето- | менения, проводя осаждение при повышен-
дике [9]) или инициировать структурные из- | ных температурах подложки.
Литература
1. Быковский Ю. А., Неволин В. Н., Фоминский В. Ю. Ионная и лазерная имплантация металлических материалов. М.: Энергоатомиздат, 1991. 240 с.
2. Fominski V. Yu., MarkeevA. M., Nevolin V. N. Pulsed laser deposition of MoSx films in a buffer gas atmosphere// Thin Solid Films. 1994. V. 248. P. 240-246.
3. Fominski V. Yu., Nevolin V. N., Romanov R. I., Smurov I. Ion-assisted deposition of MoSx films from laser-generated plume under pulsed electric field// J. Appl. Phys. 2001. V. 89. P. 1449-1457.
4. Hu J. J., Zabinski J. S., Bultman J. E. Sanders J. H., Voevodin A. A. Structure characterization of pulsed laser deposited MoSx — WSey composite films of tribological interests// Tribology Letters. 2006. V. 24. P. 127-135.
5. Fominski V. Yu., Romanov R.I., Gusarov A. V., Celis J.-P. Pulsed laser deposition of antifriction thin-film MoSex coatings at the different vacuum conditions// Surface and Coatings Technology, 2007. V. 201. P. 7813-7821.
6. Фоминский В. Ю., Романов Р. И., Гнедовец А. Г. Импульсное лазерное осаждение тонкопленочных покрытий с применением капельной заслонки // Упрочняющие технологии и покрытия, 2008. № 12. С. 41-47.
7. Bird G. A. Molecular Gas Dynamics and the Direct Simulation of Gas Flows. Clarendon Press. Oxford, 1994. 458 p.
8. Ziegler J. F., Ziegler M. D., Biersack J. P. SRIM — The Stopping and Range of Ions in Matter. http://www.srim.org/.
9. Денисов С. В., Костычев И. В., Саморуков И. И., Фоминский В. Ю. Математическое моделирование ионной имплантации из импульсного потока плазмы на обрабатываемое изделие в импульсных электрических полях// Вестник ассоциации вузов туризма и сервиса. 2008. № 4. С. 6
УДК 541.18 (076.5): 543.422.3-74
I ИК-СПЕКТРОСКОПИЧЕСКОЕ ИЗУЧЕНИЕ РАСТВОРОВ I ПОВЕРХНОСТНО-АКТИВНЫХ ВЕЩЕСТВ В ПЕРХЛОРЭТИЛЕНЕ
Агеев Андрей Андреевич, доктор технических наук, профессор;
Гуднин Николай Юрьевич, старший преподаватель;
Лаврентьева Елена Юрьевна, студентка, him-nano@yandex.ru,
ФГОУВПО «Российский государственный университет туризма и сервиса», г. Москва
The article proposes a method for infra-red spectrophotometric study of the structure of solutions of surfactants in tetrachloroethylene. The solvent was selected as the most commonly used in dry cleaning technology. Studied solutions catamine AB, Oksifosa B, NeonolAF-9—10, T = 293 Kand different concentrations of surfactant to the critical micelle concentration, and after it. Spectra were recorded on a device «SpectraLum — FT-02» using a liquid cell of KBr thickness 0,1 mm.
В работе предлагается метод ИК-спектрофотометрического изучения строения растворов поверхностно-активных веществ в перхлорэтилене. Растворитель выбран как наиболее часто используемый в технологии химической чистки. Изучены растворы Катамина АБ, Оксифоса Б и Неонола АФ-9—10 при Т = 293К и различных концентрациях ПАВ до критической концентрации мицеллообразования и после нее. Спектры сняты на приборе «SpectraLum — ФТ-02» с использованием жидкостной кюветы из KBr толщиной 0,1 мм.
Keywords: surface-active substances, the structure of non-aqueous solutions, spectroscopy, micelle formation
Ключевые слова: поверхностно-активные вещества, структура неводных растворов, спектроскопия, мицеллообразование
Создание новых материалов с применением технологий молекулярного наслаивания требует контроля за образованием наноструктурных поверхностных слоев [1]. Однако непосредственное изучение свойств слоя веще-
ства максимальной толщиной в несколько десятков нанометров — достаточно сложная экспериментальная задача. При адсорбции из растворов поверхностная фаза равновесна с объемной, поэтому удобнее в первую очередь
26 научный журнал ВЕСТНИК АССОЦИАЦИИ ВУЗОВ ТУРИЗМА И СЕРВИСА 2010 / № 4
