Структура и свойства нанокомпозитных комбинированных покрытий с высокой твердостью, которые используются в электронной технике

Размещено на http://www.allbest.ru/

Структура и свойства нанокомпозитных комбинированных покрытий с высокой твердостью, которые используются в электронной технике

Реферат

поверхность нанокомпозит гетероструктурный

Объектом исследования является электронная структура, стабильность, механизмы распада и сдвиг поверхности в сверхтвердых нанокомпозитах и гетероструктурах, также изучение диаграммы зонной структуры включающую зонную обработку и ионное травление.

Предметом исследования - являются вычисления силы декогезии и смещения нескольких ГЦК-TiN/1монослой-SiN/TiN поверхностей, механизмы распада и смещения структуры в атомарных масштабах для укрепление поверхности.

Цель работы - изучить условия проведенения эксперимента по увеличению прочности в гетероструктурных и сверхтвердых нанокомпозитах.

Из анализа литературных данных по наноструктурным покрытиям представлены результаты исследований механизмов распада и изменения структуры в атомарных масштабах укрепления поверхности. Были проанализированы отчеты об экспериментах по увеличению прочности в гетероструктурах и сверхтвердых нанокомпозитах. Используя метод теории функциональной плоскости «ab initio» были вычислены силы декогезии и смещения плоскости нескольких ГЦК-TiN/1монослой-SiN/TiN поверхностей. Было расширено понятие диаграммы зонной структуры.

ВВЕДЕНИЕ

Сверхтвердые нанокомпозиты, состоящие из кристаллов нитрида [TiN, VN, (Ti_1-xAl_x)N, (Cr_1-xAl_x)N...] тугоплавкого металла (Tm), размером 3-4 нм "склеенные" вместе примерно до толщины одного монослоя ковалентного нитрида (например, Si₃N₄) с твердостью в пределах от 45 до > 100 ГПa, разработанные в последние десятилетия [1-3], привлекают большое внимание научного сообщества и находят применение как защитные покрытия на инструментах для механической обработки (сверление, преобразование, размалывание, штамповка, и др.) [4]. Их наноструктура позволяет им увеличивать твердость до факторов 3 - >5 по сравнению с твердостью отдельных фаз. Нанокомпозиты nc-TiN/a-Si₃N₄ (значение символов см. [5]) уже подробно изучены и, поэтому, представляют систему "опытного образца". Поэтому в данной работе мы сфокусируемся на этом материале. Поскольку экспериментально полученное повышение твердости и других свойств всех nc-TmN/a-Si₃N₄ сверхтвердых нанокомпозитов, которые были подготовлены согласно «generic design principle» [1,3], имеют большое сходство, результаты данной работы должны иметь общую природу и также быть применимы к этим системам.

Мы используем теорию вычисления функциональной плотности «ab initio», чтобы обеспечить подробное исследование электронной структуры ГЦК (NaCl)-TiN/1 ML-SiNx/TiN [6] покрытия и механизма распада и смещения плоскостей под действием приложенной силы. Экспериментальные исследования, показавшие вредное влияние кислородных примесей на механические свойства, уже были описаны в недавних обзорах и статьях [3,7,8], к которым мы обратимся за дальнейшими деталями.

Вычислив, на основе измеренных кривых углубления, что разрывное напряжение, которое сверхтвердые nc-TiN/a-Si₃N₄/TiSi₂ нанокомпозиты выдерживают, достигает значений > 40 ГПa, было выяснено, что прочность этих нанокомпозитов приближается к идеальной твердости прочного, бездефектного материала [9-11]. Таким образом, покрытие Si₃N₄ толщиной приблизительно 1 монослой между нанокристаллами TiN [3], должно быть абсолютно без дефектов. Это значит, что оно должно иметь почти идеальное сцепление между кремнием и атомами азота, давая то же самое химическое изменение сигнала от Si2p в спектрах рентгеновского излучения, как в стехиометрическом Si₃N₄, но с некоторым смещением из-за несоответствия размеров Si и атомов Ti (см. рис. 12b в [3]). Покрытие SiN_x толщиной 1 монослой в нанокомпозитах с беспорядочно ориентированными нанокристаллами TiN оказывается аморфным при рентгеновской дифракции (XRD) [1-3], и в выборочной области электронной дифракции.

Покрытие ГЦК (NaCl) - SiN толщиной 1-3 монослоя, псевдоморфически стабилизировано между слоями TiN толщиной в несколько нм в TiN/SiN/TiN гетероструктуре, осажденной методом реактивного напыления [13-16], и выбрано в качестве поверхности раздела в “Ti-Si-N нанокомпозите” [17]. Однако, множество различных (hkl) поверхностей (возможно также многогранных), должны сосуществовать в сверхтвердом нанокомпозите, осажденном при достаточно высоком давлении азота и высокой температуре. Они, должны иметь случайно ориентированные TiN нанокристаллы, полностью изолированные, устойчивые Si₃N₄-подобные поверхности и быть полностью устойчивыми вплоть до > 1100°C без какого-либо внутреннего трения [3,18]. Поскольку поверхности, описанные в [17], были осаждены при гораздо более низкой температуре [17,19], чем описанные в данной работе, [1-3 20] у них была явная волокнистая структура и сильная преимущественная ориентация относительно больших (> 10 нм) кристаллов TiN, как показано на Рис.1 и 3 в [17]. Это является существенным различием при сравнивании с совершенной изотропической структурой с нанокристаллами со случайной ориентацией размером 3-4 нм в нанокомпозитах, осажденных плазменным химическим напылением при 550°C [3,12,20] или реактивным распылением в чистом азоте при 600°C [21]. Кроме того, ни Kong и др., ни Sоderberg и др. не исследовали, остаются ли их “нанокомпозиты” и гетероструктуры устойчивыми после отжига в азоте до > 1100°C, как это было показано для нанокомпозитов, подготовленных согласно generic design principle [1-3,18,20,22].

Необходимо обратить внимание на то, что ГЦК (NaCl)-ГЦК(NaCl)-подобный-SiN может существовать только как псевдоморфически стабилизированный слой толщиной 1-3 монослой в гетероструктуре. Она распадается и становится аморфной при большей толщине [13-15]. Это происходит из-за свойственной неустойчивости этого материала как показано с помощью вычислений ТФП «ab initio» [23] и более новыми вычислениями кривых [24] фононной дисперсии. Кроме того, термодинамические исследования [25-27] показали, что свободная энергия Гиббса реакции 3SiN+0.5N₂ = Si₃N₄, которая соответствует достаточно большой работе азота, составляет -168 кДж/моль атом [28]. Это большая термодинамическая сила, которая направляет систему к стехиометрическим несмешивающимся TiN и Si₃N₄, при использовании достаточно высокого давления азота во время осаждения, и подерживается достаточно высокая температура, чтобы позволить системе завершать разделение фазы путем диффузии [1-3,25].

В нескольких системах сверхпрочных нанокомпозитов nc-TmN/a-Si₃N₄ было обнаружено, что, когда размер кристаллита достигает минимальнго значения (приблизительно 3 нм), прочность достигает максимума, [20,29]. Поэтому, появилось предположение, что существует некоторое укрепление, следующее из поверхности Si₃N₄ приблизительно 1 монослой, потому что минимальный размер кристаллита означает максимальную поверхностную область на единицу обьема. Это предположение об укреплении было недавно подтверждено вычислениями ТФП «ab initio» Нao и др. для ГЦК-TiN-(111)/Si₃N₄-(1010) покрытия [30,31] и Zhang и др. для нескольких TiN/1 монослой-SiN/TiN покрытий, в обеих структурах ГЦК-TiN-подобных с октогональной структурой Si к N и в структуре в-Si₃N₄-подобной с тетраедральной связью Si [23,32]. Подобное укрепление, недавно отметил также Liu и др. для атомов Si, вставленных как межузельно, так и путем замены в TiN с самой сильной конфигурацией, являющейся атомом Si тетраедрально скоординированным к четырем N и четырем атомам Ti с Si-N связями, являющимися значительно короче, чем расстояния Si- Ti [33].

Нao и др. показали, что поверхность Si₃N₄ размером в 1 монослой - самая прочная конфигурация с силой распада, большей чем у слоя Si₃N₄ кристаллов. Подобное укрепление с фактором 4-10 по сравнению со слоем ГЦК (NaCl) - SiN было обнаружено для поверхности SiN размером в 1 монослой (Zhang и др.), как для распада (который относится к хрупкому излому), так и для смещения (который относится к пластической деформации) в нескольких существенных кристаллографических направлениях и скользящих системах.

В обоих случаях, укрепление было приписано увеличенной плотности валентного заряда (ПВЗ) в этой поверхности. Однако, Hao и др. предполагали, что TiN_х - поверхность-носитель заряда, при фиксации относительного положения Ti и N атомов в верхних и нижних слоях моделируемых “плит”. Zhang и др. не исследовал подробный электронный и атомный механизм распада и смещения. Ввиду слабой механической природы термодинамически неустойчивого ГЦК(NaCl)-SiN (см.23), можно было бы интуитивно предположить, что 1 монослой псевдоморфического SiN является также самой слабой связью в гетероструктурах и нанокомпозитах, особенно учитывая недавнюю работу Alling и др., в которой показано, что слой ГЦК(NaCl)-SiN является неразрывным, динамически неустойчивым [24].

В этой работе представлены ТФП «ab initio» исследования электронной структуры и подробный электронный и атомарный механизм распада и смещения плоскости ГЦК (NaCl)-SiN-подобных поверхностей. Будет показано, что частичная передача валентного заряда этой поверхности фактически увеличивает ее прочность, но также и вызывает колебания (ПВЗ) между Ti-N плоскостями, прилегающими к ней, которые затухают с увеличением расстояния. Эти колебания являются причиной того, что распад и смещение плоскости не происходят в пределах поверхности SiN, но происходят между Ti-N плоскостями, смежными с ней.

1. ЭЛЕКТРОННАЯ СТРУКТУРА, СТАБИЛЬНОСТЬ, И МЕХАНИЗМЫ РАСПАДА И СДВИГ ПОВЕРХНОСТИ В СВЕРХТВЕРДЫХ НАНОКОМПОЗИТАХ И ГЕТЕРОСТРУКТУРАХ

Электронная структура покрытий, их стабильность и механизмы распада под напряжением изучались посредством теории функциональной плотности (ТФП) «ab initio» для гетероструктур fcc(NaCl)-TiN, состоящих из слоев в несколько нм толщиной из одного монослоя SiN псевдоморфного покрытия.

Известно, что поверхность SiN заключенная между ГЦК(001)-TiN слоями нестабильна в ее симметричной ГЦК структуре. Но она уравновешивается искажением связей SiN, которые ухудшают симметрию. Существенное укрепление поверхности Si-N происходит из-за частичной передачи валентного заряда к Si, который находится в поверхности, что вызывает затухающие колебания плотности валентного заряда поверхности, распространяющиеся в TiN слой. Вследствие этих колебаний, распад и смещение плоскостей в покрытии SiN не происходит, но происходит в слоях TiN между Ti-N плоскостями, параллельными этому покрытию. Мы проводим подробные исследования механизма распада и смещения плоскостей в атомарных масштабах. Были проведены эксперименты по увеличению прочности в гетероструктурах и сверхтвердых нанокомпозитах.

1.1 Стабильность релаксированных поверхностей

Как было упомянуто выше, субстехиометрический ГЦК(NaCl)-SiN термодинамически неустойчив, относительно гексагональная плотноупакованная кристаллическая решетка (ГПК) (в)-Si₃N₄, и решетка псевдоморфически стабилизированной поверхности в гетероструктурах TiN/SiN/TiN разрушается, когда ее толщина превышает несколько монослоев. Кроме того, некоторые из кривых напряжения, рассчитанных посредством ТФП «ab initio», в [23,32], имели вогнутую форму при маленьких напряжениях, что указывает на то, что должен быть (локальный) максимум полной энергии при нулевом напряжении, то есть, связанные покрытия должны быть в основном нестабильными. Поэтому, в данной статье, сначала изучалась (локальная) стабильность соответствующих псевдоморфических поверхностей следующим образом: используя ТФП «ab initio» вычисления, мы сначала полностью релаксировали "входную" ячейку (то есть, TiN, в котором центральный слой Ti был заменен на Si) до минимальной полной энергии безо всякого приложенного напряжения. Поскольку код VASP удерживает постоянной данную симметрию ячейки во время релаксации, эта “минимальная полная энергия” не устанавливает локальный минимум системы относительно конечных смещений. Поэтому, мы, как следующий шаг, вычислили изменения полной энергии, налагая маленькие, конечные смещения кремниевым атомам в x и у напрвлениях, в пределах плоскости Si, и направлении z, перпендикулярного к ней. Результаты показаны в Таблице 1 для смещения 3%, которое было выбрано как начальный критерий стабильности. Полагая, что в нашем примечании, чем более отрицательная полная энергия, тем более устойчива конфигурация, можно увидеть, что (001) покрытие нестабильно относительно смещения в x, y, и xy, то есть, [110], [10], и [100] направлениях, соответственно, но устойчива против смещения в z направлении. Однако, (111) и (110) покрытия (в местном масштабе) устойчивы.

Табл I

Атомы Si с шестью соседними атомами азота "сверхскоординированы" в ГЦК(NaCl)-SiN, потому что её "естественная" координация, полученная от четырехвалентных электронов на 2s и 2p орбиталях, равна четырем. Гексагональная координация известна только у некоторых нитридосиликатов, таких как C₁₆Si₁₅O₆N₃₂ (см.46) или у фаз высокого давления, таких как фаза Stishovit кварца и фаза элементов типа шпинель четвертой группы, таких как г-Si₃N₄, г-Ge₃N₄, г-(Si1-xGex)₃N₄ и г-Sn₃N₄.[47,48]. Структура шпинели состоит из 8 f.u. из в общей сложности 56 атомов, в которых восемь катионов (Si, Ge, Sn) находятся в тетраэдральном (четырехкратный, скоординированный к N) и 16 в октоэдральном (шестикратный, скоординированный к N) участках, тогда как азот четырехкратный скоординированный к катионам.

В прошлом более высокое координационное число кремния в некоторых органокремниевых составляющих было приписано наличию 3d-oрбиталей в соединении с 2s и 2p [49], но позже это мнение было подвергнуто сомнению несколькими авторами (см.50). Очевидно, нет никакого устойчивого состава, где все атомы кремния были бы гексагональными скоординированными только к азоту, как в ГЦК (NaCl) - SiN.

Поэтому мы заключаем, что с точки зрения химии, слой ГЦК (NaCl) - SiN - по сути нестабильная структура, согласно недавних исследований фононной дисперсии Alling и других [24], а также поверхности толщиной 1 монослой “ГЦК (NaCl) - SiN” (001) с полной ГЦК симметрией также нестабильны.

Однако, можно проверить, может ли покрытие SiN (001) толщиной 1 монослой быть стабилизировано, путем уменьшения его симметрии, потому что есть много примеров где очень симметричные конфигурации в молекулах и кристаллах (особенно с высоким координационным числом), уменьшали их энергию, при уменьшении симметрии (например, искажение Jahn-Teller, искривление симметрии в сторону нецентральной пространственной группы в сегнетоэлектриках при темпереатуре ниже температуры Кюри; или раскалывающий междоузельный эффект в ГЦК металлах; инертный эффект пары, и подобное [51]).

Рисунок. 1.-Зависимость полной энергии (eV/суперячейка) от смещения атомов Si в пределах (001) поверхности, как обозначено во вставке.

Чтобы ответить на вопрос относительно возможной неустойчивости покрытия (001) толщиной 1 монослой, мы вычислили зависимость полной энергии ячейки на конечном смещении атомов Si в x, у [110] и xy [100] направлениях в покрытии. Рис.1 показывает, что есть местный минимум энергии в смещении на 6 % для смещения в xy направлении, и в смещении на ± 12 % для x или у смещений. Поскольку минимум в x или у направлении более глубок, чем в xy, последние - точки седла относительно минимума в x или у направлении. Ячейка, после полной релаксации и после смещения атомов Si в локальный минимум полной энергии, показана на Рис. 2(a) и 2(b), соответственно. Рис. 2(c) и 2(d) являются соответствующими видами сверху, и Рис. 2(e) и 2(f) показывают соответствующее расположение атомов Si с соседними атомами N. Очевидно, расположение одного монослоя Si после релаксации ячейки соответствует тетрагональной симметрии, которая ниже чем в ГЦК. Однако, после x или у смещения атомов Si на 12 % в более глубокий локальный минимум полной энергии (рис. 1), симметрия значительно снижается, как показано на Рис.2(d) и 2(f). Расстояние Si-N 0.2522 нм до атомов слева на рис. 2(f) является слишком большим, чтобы влиять на ковалентную связь (обратите внимание, что длина связи в объеме: нестабильный ГЦК (NaCl) - кристалл SiN составляет 0.2131 нм и в стабильном, стехиометрическом, ГПК(3)-Si₃N₄ - 0.1764 нм). Очевидно, кремниевые атомы пытаются внедриться в, своего рода, тетрагональную координацию к двум атомам N справа, на вершине и в основании.

Рисунок 2. Покрытия (001) после полной релаксации (a) с атомами Si расположенными в октоэдральной симметрии и (b) после смещения атомов Si в минимум полной энергии для x или у смещения, показанного на рис.1.

Цифрами указаны межатомные расстояния. Рис. 2(c) и 2(d) это, соотв., виды сверху, кот. показывают укороченные и удлиненные связи Si-N, и рис. 2(e) и 2(f) показывают соотв. расположения атомов Si и первых соседних ат. N. Вид сверху на рис. 2(d) обозн. плоскость I, которая cодержит атомы Si в пределах поверхности и плоскость II, кот. cодержит только ат. Ti и N. Темные (синие) атомы - это Si, маленькие светлые (голубые) атомы - это N, и более крупные светлые (голубые) атомы - это Ti.

Можно заметить, что смещение атомов кремния заметно только если рассматривать в плоскости [10] (перпендикуляр к плоскости рис. 2(b)), но не когда рассматривается в плоскости [110] (то есть, слева направо на этом рисунке). Из-за этого и ввиду относительно маленького значения смещения, трудно определить это даже на высококачественных микрографиях электронной передачи с высокой разрешающей способностью (HRTEM), представленных в работе [13,14]. Таким образом, мы заключаем, что покрытия (001), которые по сути нестабильны в своей симметрической, восьмигранно-подобной структуре, уменьшают свою энергию до локального (метастабильного) минимума, значительно уменьшая симметрию, формируя конфигурацию, показанную на рис. 2(f).

Подробное рассмотрение рис. 2(b) показывает, что есть колебания межплоскостных расстояний, амплитуда которых уменьшается с увеличением расстояния от поверхности. Они происходят из-за колебаний ПВЗ, впервые так названного Фриделем [52-54], которые мы обсудим в следующем разделе. Колебания Фриделя происходят, например, в поверхностях раздела между кристаллом и вакуумом, жидкостью и телом, в полупроводниках и металлах как результаты заряженных примесей, и они также наблюдаются во множестве других явлений в наноматериалах [52-54]. В этом разделе сначала завершим рассмотрение структуры релаксированных (111) и (110) поверхностей, которые находятся в (локальных) минимумах энергии (табл. I). На Рис.3 показаны (111) и (110) ячейки с толщиной покрытия Si в 1 монослой. Заметно, что также в этом случае ГЦК симметрия уменьшена искажением межатомных расстояний. Интересно, что сокращение симметрии, по сравнению с неискаженной ячейкой, меньше в этих случаях, чем в (001) поверхности, и эти релаксированные конфигурации (в локальном масштабе) устойчивы (табл.I).

Детальное исследование причин данной находки, хотя и интересно, но вне области данной работы. Мы только подчеркиваем, что, как замечено на двух первых рис. (a) и (b) рис. 3, колебания Фриделя происходят также и в этих ячейках. Также нужно отметить, что в работе [30,31] представлены подобные колебания длин связей в вычислениях TiN-Si₃N₄ системы, используя различные коды DFT.

Тогда Hao и др. заинтересовались укреплением Si₃N₄-подобного покрытия (см. ниже), и не понимали значение этих колебаний. Поэтому, эти исследователи не изучали эффект колебаний Фриделя более подробно.

Рисунок. 3. (a) (111) и (b) (110) поверхности после поной релаксации, цифры - межатомные расстояния. Рис. 3(c) и 3(d) - это соотв. виды сверху, которые показывают длины связи Si-N, и рис. 3(e) и 3(f) показывает плоскости (001)-I, (001)-II, (110)-I, и (110)-II, которые позже будут описаны.

1.2 Различие плотности валентного заряда и колебания Фриделя

Подробное рассмотрение Рис. 2 и 3 показывает, что Si-N связи, направленные от покрытия Si на 1 монослой, короче, чем в объеме ГЦК (NaCl) - SiN кристалла (0.2131 нм), и самые короткие связи в сильно деформированной (001) поверхности 0.1797 нм, являются сопоставимыми с теми, что в стабильном стехиометрическом объеме ГПК(в)-Si₃N₄ (0.1764 нм). Это признак укрепления покрытия, как было показано в нашей предыдущей статье [32] и также у Hao и др. для полукогерентной TiN-(111)/1 монослой-Si₃N₄-(1010) поверхности [30,31]. Длина связи Ti-N в слое рядом с покрытием SiN, является самой большой в 0.2373 нм для (в местном масштабе) устойчивой (001) поверхности, 0.2324 нм для (111), и 0.2336 нм для (110) поверхности. Эти значения больше, чем вычисленные для ГЦК(NaCl) - TiN в 0.21285 нм. С увеличением расстояния от поверхности SiN, длины связи Ti-N проявляют затухающие колебания, приближающиеся к значению равновесия. Колебания Фриделя ПВЗ, как видно также при переменной длине связи, отражают колебательную природу ПВЗ в TiN около поверхности SiN, из-за большей электроотрицательности Si (1.8) по сравнению с Ti (1.5) (см.55) и из-за формирования сильных ковалентных связей Si-N. Поверхность отрицательно заряжена.

Рисунок 4. (a) различие плотности валентного заряда поверхности TiN(111)/1 ML-SiN/TiN(111) поверхность, и соотв. общий вид, полученный с разных направлений, обозначенных стрелками: (b) слева и (c) сверху, и (d) горизонтальный вид. Цвет изменяется от -0.055 голубого снизу до 0.035 electrons/Bohr³ красного сверху. Меленькими черными цифрами обозначены значения ПВЗ.

Происхождение затухающих колебаний длин связей - это колебания ПВЗ, которые будут использоваться для подробного изучения декогезии, и смещения через межплоскостные промежутки около поверхности. Однако, более наглядными и очевидными являются колебания разницы плотности валентного заряда (РПВЗ), определенные как разница между расчетным ПВЗ системы и нейтральных атомов в заданной позиции. Пример РПВЗ для (111) поверхностей показан на рис.4. Положительное значение (красные и более толстые сплошные контуры) означают увеличение отрицательного заряда, в то время как отрицательное значение (синий цвет и более тонкие пунктирные контуры) означают уменьшение, по сравнению с нейтральными атомами.

Таким образом, положительные и отрицательные значения РПВЗ отражают более сильные и более слабые межатомные связи соответственно. Карты РПВЗ, показанные на рис.4, обеспечивают наглядную картину укрепления поверхности SiN, ослабления Ti-N слоя около поверхности раздела, и колебаний Фриделя. Мы не показываем здесь (001) и (110) поверхности, потому что они не отображают новой физической картины.

Ideal tensile decohesion, так же как силы разрывов, увеличены с фактором > 4 сравнительно с объемом ГЦК(NaCl) - SiN, который является слабым, неустойчивым нитиридом [32]. Однако, все эти значения идеальных сил были ниже чем из объема TiN. Это происходит, очевидно, из-за ослабления Ti-N слоя рядом с поверхностью раздела SiN. Hao и др.[30,31] также сообщили о повышении декогезионной силы покрытия ГЦК-TiN-(111)/Si₃N₄-(1010) по сравнению с объемом Si₃N₄. Эти исследователи не видели ослабления межплоскостных связей Ti-N рядом с поверхностью раздела SiN, потому что они выполняли вычислительный декогезионный "эксперимент", устанавливая относительные положения ат. Ti и ат. N в верхних и нижних ТiN слоях. Таким способом они могли определить декогезионную силу поверхности Si₃N₄, но не соседних ТiN связей. Однако, они также наблюдали колебания длин связи [30,31,56], отражающих присутствие колебаний Фриделя. Liu и др. также наблюдали сокращение связи Si-N и удлинение связи Тi-N [33], что предполагает присутствие колебаний Фриделя также и в их случае. Поэтому эффекты колебаний Фриделя на механизме декогезии и смещения (111) поверхности, которые были описаны в нашей предыдущей статье, [57] и на (001) и (110) поверхностях, имеют возможно общую природу для других поверхностей в TiN/SiN_x, и в других нанокомпозитах TmN/SiN_x и гетероструктурах.

Поскольку (111) поверхность содержит только атомы Si, и все атомные слои, параллельные ему, содержат только один вид атомов (или N или Ti), мы отмечаем, что колебания Фриделя, в смысле смещений вдоль соседних атомных плоскостей, перпендикулярных к поверхности раздела, “в фазе” вокруг этой поверхности [57]. Однако, в ячейках с поверхностями SiN, параллельными (001) к плоскостям (110) TiN, поверхность SiN и плоскости, параллельные всегда этим поверхностям, содержат два вида атомов (Si и N в поверхности раздела, и Ti и N в TiN слоях в пределах TiN далеко от обеих сторон поверхности).

Это приводит к своего рода, “изменению фазы” колебаний Фриделя между соседними атомными плоскостями, перпендикулярными к поверхности раздела, которая содержит только Si или N в пределах этой поверхности. Это четко видно на (001) поверхности, показанной на рис.2(b): длина связи Si-N, перпендикулярная к поверхности (001) явно короче, чем N-Ti, выходящие из поверхности SiN, и эта особенность, как замечается, распространяется также в последующих слоях, параллельных этой поверхности.

Рисунок 5. Pасчитанные кривые напряжения деформации для стабильного покрытия TiN(001)/1 ML-SiN/TiN(001) (см. рис. 2(b)) и состояний деформации. Стрелками обозначены точки перед и после сост. нестаб. В случае напряжения-растяжения и нагрузки, приложенных по нормали [001] к плоскости [001]. См. ccылки в [58].

Мы убедимся, что эти фазовые сдвиги колебаний Фриделя существенно влияют на последовательности разрывов связей в заключительных реакциях декогезии, вращении, и перестановках в смещениях.

По этим причинам мы представим в следующих разделах детальное исследование деформации и разрушения TiN/1 монослой-SiN/TiN для поверхностей (001) и (110) под различными нагрузками. Для краткости мы ограничим свое обсуждение только несколькими иллюстративными примерами декогезии, и смещения, которые имеют существенные особенности.

1.3 Плотность валенитного заряда во время декогезии и смещения плоскости

1. Поверхность (001)

На рис. 5 показаны расчетные кривые напряжения деформации для покрытия TiN(001)/1 монослой-SiN/TiN(001) [Рис.2(b)], при перпендикулярных к поверхности линиях напряжения, и в разрезах для трех основных систем скольжения. Сравнение кривых напряжения для (001) [110] и (001) [100] систем скольжения в релаксированной ячейке, (показанной на рис. 2(a) (см. рис. 6 в 32)) с кривыми напряжения из устойчивой поверхности (в локальном масштабе) на рис. 2(b) (см. рис. 5), показывает, что у последней поверхности несколько более низкая прочность смещения. На следующих рисунках мы покажем ПВЗ как раз перед и после состояния неустойчивости. Эти две точки обозначены стрелками на рис.5 для напряжения деформации, приложенного в направлении [001]. Во всех других случаях точки можно увидеть на кривых напряжения деформации на рис.5 согласно значению напряжения, обозначенного на картинках, полученных с помощью ПВЗ.

Из-за “сдвигов фазы” колебаний Фриделя, описанных выше, мы должны различить плоскости, перпендикулярные к поверхностям, которые содержат, в пределах поверхности SiN, только атомы Si, от тех, которые содержат только N атомы. Они показаны на рис. 2(d) как плоскость I и II. Можно заметить, что самые длинные связи N-Ti в плоскости I - те, где азот разделен между Si и Ti, тогда как в плоскости II самая длинная связь, это - связь N-Ti, непосредственно относящаяся к азоту в пределах плоскости SiN. Таким образом, колебания длин связи в плоскостях I и II являются “фазой сдвига” относительно друг друга.

ПВЗ, во время приложенного напряжения деформации вдоль [001] по нормали к (001) поверхности SiN, показана на рис. 6 как раз до [рис. 6(a)] и после [рис. 6(b)] неустойчивости кривой напряжения деформации на рис.5. Можно заметить, что тогда как расстояние SiN из поверхности отличается только очень немного от него же в равновесии 0.1857 нм [Рис. 2 (b)], межплоскостная связь N-Ti в соседнем с SiN слое, несет почти все напряжение деформации, приложенное к целой ячейке. Кроме того, декогезия начинается в пределах плоскости I, которая содержит атомы Si в поверхности, уже перед неустойчивостью кривой напряжение деформации (см. рис.5), тогда как в плоскости II, которая содержит только N атомы в пределах плоскости SiN, декогезия происходит только после неустойчивости. Причина этого явления - сдвиги фазы колебаний Фриделя.

Рисунок 6. Изменения плотности валентного заряда стальной поверхности TiN(001)/1 ML-SiN/(001)TiN под приложенным напряжением деформации к искривленной поверхности (001) [см. рис. 2(b)] по нормали [001] к поверхности: (a) перед (растяжение e = 0.1487) и (b) после (e = 0.1717) состояния нестабильности. Меленькими черными цифрами обозначен рельеф ПВЗ.

Очевидно, есть электронное взаимодействие между “более похожей на ковалентную” плоскость I и “более похожей на металлическую” плоскость II, из-за которого и появляется довольно гладкая форма кривой декогезии после неустойчивости, где процессы в одной плоскости тянут за собой другие и где напряжение уменьшается непрерывно до нуля с увеличивающимся напряжением в результате. Напротив, кривая напряжение деформации для декогезии поверхности (111), где колебания Фриделя находятся в фазе, проявляет резкое уменьшение только после неустойчивости (см. рис. 2 в 57). Позже мы увидим, что декогезия поверхности (110) еще более сложная. Заметьте также, что расстояние Si-N в 0.1825 нм после неустойчивости короче, чем 0.1857 нм в состоянии равновесия при нулевом напряжении [см. Рис. 2(b)].

Рисунок 7. Изменения плотности заряда стабильной поверхности TiN(001)/1 ML-SiN/(001)TiN во время смещения перед (раст. y=0.1487) и после (y=0.1717) состоянием нестабильности кривых напряжение деформации (см. рис. 5), показанных на рис. 7(a) и 7(b) в плоскости I, и 7(c) и 7(d) на плоскости II для искривленных, стабильных поверхностей (001) при смещении, приложенном в направлении [110]. Белыми стрелками показан перескок связи Ti-N от атома N(1) к N(2) из-за смещения. Меленькими черными цифрами обозначен рельеф ПВЗ.

На Рис.7 показано поведение ПВЗ на напряжении при смещении, приложенное через поверхность (001) в направлении [110], которое является самым слабым (см. рис.5). Белая стрелка показывает перескок Ti-N связи от атома Ti (1) к Ti (2) из-за перемещения смещения. Можно увидеть, что в плоскости I перескок происходит между Ti и N, который связан с Si, тогда как в плоскости II это происходит между Ti, связанным с N в пределах поверхности SiN. Таким образом, смещение в плоскостях I и II проявляют “фазы смещения” похожие на декогезию. Уменьшение ПВЗ в пределах “скользящей поверхности Ti-N” в плоскости I больше чем в плоскости II, потому что первая содержит атомы Si в пределах поверхности SiN, которые сильно притягивают валентный заряд от атомов N, соседних со “скользящей поверхностью Ti-N.

Заметьте, что после неустойчивости, система все еще полностью не релаксирована. Отрицательное значение напряжения на рис.5 означает, что система пытается восстановить кристаллическую симметрию к новому равновесию, дополняя смещение плоскости к одноатомному расстоянию. Это является еще более явным для скользящей системы (001) [110] (см. рис.5). Мы отмечаем, что разгрузившиеся части кривых сдвига на рис.5, проходя точку максимального сопротивления, показывают резкое падение, а не ожидаемое гладкое спадание, напоминающее ожидаемую синусоиду [59] Фриделя. Это - ложный дефект упругой разгрузки в верхних и нижних частях кристалла вне фактической зоны смещения, в то время как напряжение смещения увеличивается в интенсивной зоне смещения. Это подчеркнуто представлением среднего напряжения смещения через ячейку, а не только тем, которое появляется в интенсивной зоне смещения (см. также рис. 2.2 на стр. 50 в. 60).

Рисунок 8. - рассчитанные кривые напряжения деформации поверхности TiN(110)/1 ML-SiN/(110)TiN для состояний деформации, как показано. Буквы на кривой декогезии - это значения напряжения, для которых на рис. 11 показан ПВЗ.

Поверхность (110)

На рис. 8 показаны кривые напряжения деформации, вычисленные для покрытия TiN(110)/1 ML-SiN/TiN(110) (см.61). Буквы a, b, c, и d на рис. 8 указывают значения напряжения, при которых изменение ПВЗ будет показано на рис. 11 ниже. Значение силы образца декогезии находится между значениями для (001) и (111) поверхностей, когда сила образца смещения (110) [001] - систем скольжения является самой высокой. Это - прямой результат того, что напряжение образца смещения (110) [001] систем больше (с фактором 2.83), чем системы (111) [110], как видно из структуры типа NaCl в TiN. Это, путем простой модели синусоиды Френкеля смещения плоскости, немедленно учитывается для довольно разных сопротивлений смещений для этих двух систем смещений плоскости. Кроме того, формы этих кривых явно отличаются от форм для (111) (57) и (001) поверхностей, где не было таких соответственно больших различий в смещений плоскости, как следующие:

Кривые смещения показывают максимум напряжения, сопровождаемого его плавным уменьшением перед заключительной неустойчивостью, тогда как для (111) и (001) достигают максимума непосредственно перед тем, как неустойчивость появляется.

Кривая напряжения нагрузки показывает, после неустойчивости, пошаговое изменение с несколькими диапазонами, где нагрузка немного увеличивается с увеличивающимся напряжением.

Рисунок 9. Различие плотности валентного заряда поверхности на плоскости I, которая содержит атомы Si в поверности TiN(110)/1 ML-SiN/ (110)TiN, изображенной на (a) плоскости (110)-I, (b) (001)-I, (c) (110)-II, и (d) плоскости (001)-II, как показано в середине рисунка. Цвет изменяется от -0.055 снизу (голубой) до +0.04 electrons/Bohr³ сверху (красный). Маленькими черными цифрами обозначен рельеф РПВЗ.

Эти явления связаны со сложными изменениями в электронной структуре этого покрытия из-за деформации. Чтобы проиллюстрировать это, на рис.9 более детально представлена структура этого покрытия и четырех атомарных плоскостей, которые будут важны в дальнейшем. Эта структура и значения длин связи соответствуют состоянию после полной релаксации полной энергии к устойчивому (в местном масштабе) состоянию, как описано выше. По аналогии с вышеупомянутым рассмотрением поверхностей (001), плоскости I перпендикулярны к поверхности и содержат атомы Si в пределах поверхности SiN, тогда как плоскости II проходят сквозь цепи атомов N в этой поверхности. Для обеих плоскостей I и II мы разделяем плоскости (110) и (001) как показано на рис.3(d) (вид сверху). Как для (001) поверхности, колебания Фриделя показывают сдвиг фазы, потому что связи Si-N, происходящие от поверхности SiN в плоскостях I, являются самыми короткими [0.1957 нм см рис. 3 (b)] сопровождаемые самыми длинными N-Ti (0.2336 нм), тогда как на плоскостях II связи N-Ti из поверхности SiN с 0.2167 нм [см. рис. 3 (a)] длиннее, чем следующие связи TiN в 0.2079 нм. Эти различия происходят из-за более высокой электроотрицательности Si по сравнению с Ti и формированием сильных связей SiN, которые ослабляют соседние N-Ti.

Рисунок 10. Плотность валентного заряда поверхности TiN(110)/1 ML-SiN/(110)TiN, показанной для четырех основных плоскостей после полной релаксации, при нулевой нагрузке. Маленькими черными цифрами обозначен рельеф РПВЗ.

На рис. 9(a) и 9(b) показаны РПВЗ в плоскостях I (110) и (001) соответственно, как показано в середине рисунка и в следующем, обозначенном как (110)-I и (001)-I. На рис. 9(c) и 9(d) показаны соответствующие плоскости II (110) и (001), которые далее обозначены как (110) - II и (001) - II, соответственно. Снова, эти рисунки соответствуют полностью релаксированному состоянию при нулевом напряжении. Ради описания декогезии и смещения плоскости, мы показываем на рис. 10 карты ПВЗ поверхности TiN(110)/1 ML-SiN/(110)TiN для четырех соответствующих плоскостей после полной релаксации при нулевом напряжении. Можно заметить большие различия в ПВЗ в этих четырех плоскостях, что, как увидим далее, играет роль в атомном механизме декогезии и смещения. Снова, связи N-Ti рядом с поверхностью SiN - самые слабые, особенно в (001)-I плоскости.

Можно заметить очень низкий ПВЗ в пределах межплоскостных связей N-Ti, соединенных с поверхностью SiN в (001)-I плоскости (см. b1 на рис. 10 слева).

На рис. 11 показаны изменения ПВЗ вокруг TiN(110)/1 ML-SiN/(110)TiN поверхности из-за приложенного напряжения деформации вдоль направления [110], которое перпендикулярно к (110) поверхности SiN, для всех четырех соответствующих плоскостей, определенных на рис.3(d). Значения приложенного напряжения, (a) 0.1487 как раз перед состоянием неустойчивости, и (b) 0.1717, (c) 0.1951, и (d) 0.2190 после неустойчивости, обозначены на каждом рисунке и могут быть сравнимы с рис.8. Сравнение Рис.11(a) для напряжения 0.1487 как раз перед декогезионной неустойчивостью (см. рис.8) с рис.10 показывает уменьшение в ПВЗ в области bl плоскости (001)-I, и меньшие изменения в других. После неустойчивости при напряжении 0.1717 [см рис. 11(b)], уменьшение ПВЗ, появляющееся из-за начала декогезии, замечено в областях, обозначенных bl, b2, и b3 в плоскостях (001)-I, (001) - II и (110) - II, соответственно, но намного меньше изменения в плоскости (110)-I. Поскольку области bl, b2, и b3 находятся в различных межплоскостных связях N-Ti, расположенных на разном расстоянии от поверхности SiN, и плоскость (110)-I все еще противостоит декогезия, кривая напряжение деформации (рис.8) несколько "стабилизируется" для следующего шага напряжения до значения 0.1951 [см. b и с рис.8]. Эта "стабилизация" происходит из-за частичной передачи валентного заряда от ослабленных связей соседним на разном расстоянии от поверхности SiN. Перед дальнейшим увеличением нагрузки до значения 0.2190, в ПВЗ можно заметить уменьшение в нагрузке, отмеченное на рис.8 (см. d), и новое начало декогезии, обозначенное b4 и b5, как показано на рис. 11(d). Эти связи расположены дальше от поверхности SiN. Таким образом, случай декогезии не ограничен одним слоем, параллельным поверхности, как показано, например, для (111) пов., где связи N-Ti прилегают непосредственно к разрыву пов. SiN (см. рис.3 в 57), а распространяется дальше в середину слоя TiN. Появление нескольких нарушений последовательности, сопровождаемых временной стабилизацией, которые замечены на кривой декогезии на рис.8, возникает при подобном реструктурировании и делокализации распределения ПВЗ внутрь слоя TiN. Последний - следствие сложных “сдвигов фазы” колебаний Фриделя в пределах атомарных плоскостей, перпендикулярных к поверхности.

Рисунок 11. Изменения плотности валентного заряда поверхности TiN(110)/1 ML-SiN/(110)TiN под приложенным напряжением деформации по направлению [110], кот. перпендикулярно к поверхности (110) SiN, для всех четырех основных плоскостей, определенных на рис. 3(d). Значение приложенного напряжения определены на каждом рисунке и их можно сравнить с рис. 8. Маленькими черными цифрами обозначен рельеф ПВЗ.

Далее мы изучим механизм смещения в пределах скользящих систем, показанных на рис.8. На рис.12 показаны изменения в ПВЗ TiN(110)/l ML-SiN/(110)TiN пов. перед смещением, происходящим в направлении [110] (a) сразу перед (натяжением г=0.1700), и (b) после (натяжение г=0.1934), неустойчивости и в (001)-I и в (001) - II плоскостях. Сравнивая с рис.10, можно заметить небольшое вращение атомов N вокруг ат. Si и ат. Ti в пределах плоскостей (001)-I и (001) - II, соответственно, как показано белыми стрелками как раз перед неустойчивостью при напряжении 0.1700. Из-за этого вращения появл. небольшое уменьшение в нагрузке с увеличивающимся напряжением после максимума нагрузки при напряжении приблизительно 0.15 (см. Рис.8), потому что, хотя атомы Si все еще связаны с четырьмя соседями N в плоскости, расстояние до N-атомов номер 2 и 4 увеличивается, что приводит к "смягчению" поверхности. После неустойчивости линии напряжения деформация изгибаются при напряжении 0.1934 (cм. Рис. 8), этот разрыв связей, формирующий сильные связи с двумя верхними и нижними соседними атомами Si, и атомами N номер 1 и 3, вращается по часовой стрелке как показано на рис. 12(b). В результате, сильные связи SiN в направлении, перпендикулярном к поверхности, сформированы [см. белые линии на рис. 12 (b)] со значительным уменьшением в ПВЗ налево и направо от них, когда нагрузка смещения уменьшается до нуля (см. Рис.8). В (001) - II плоскости, атомы Ti вращаются вокруг атомов N, которые в пределах поверхности SiN приводят также к связям Ti-N-Ti, выстроенным перпендикулярно к пов. и уменьшению ПВЗ влево и вправо [см. Рис. 12 (b) с рис. 10]. Это состояние нулевой нагрузки - метастабильное промежуточное звено, потому что новое равновесие может быть достигнуто только после полного одноатомного смещения, соответствующего напряжению смещения, равному 1.0. Это “вращательное смещение связи”, объясняет естественным способом, почему в скользящей системе (111) [110] неустойчивость происходит при более низкой нагрузке смещения, чем максимальная сила смещения, потому что во всех других скользящих системах смещение происходит при перестановке и разрыве связи, как показано для пов. (111) на рис. 4 [57] и для (110) [001] скользящей системы ниже.

Рисунок 12. Изменения плотности валентного заряда поверхности TiN(110)/l ML-SiN/(110)TiN, при смещении, происходящем в направлении [110] (a) перед (натяж. г=0.1700) и (b) после (г=0.1934) нестабильности. Белыми стрелками показано вращение связей Ti-N и Si-N, кот. происходит из-за смещения. Маленькими черными цифрами обозначен рельеф ПВЗ.

На рис. 13 показаны изменения в распределении ПВЗ TiN(110)/l ML-SiN/(110)TiN поверхности на смещение, прилегающем в направлении [001] (a) сразу перед (натяжение г=0.4242), и (b) после (натяжение г=0.4526) неустойчивостью (см. Рис. 8). Есть только маленькое искажение атомной последовательности как раз перед неустойчивостью при натяжении г = 0.4242 в обеих плоскостях (110)-I и (110) - II (см. рис. 13 (a), слева). После неустойчивости при натяжении г=0.4526 есть явно разрыв связи Ti-N, как отмечено двойными стрелками на рис. 13 (b), тогда как другое соседнее расстояние Ti-N (например, между Ti-атомом 1 и N-атомом 3) уменьшается примерно до 15 % по сравнению с тем же перед неустойчивостью. Можно также видеть уменьшение в ПВЗ в областях длинного Ti-N расстояния так же как в плоскостях, параллельных SiN поверхн. Таким образом, состояние нулевой нагрузки при деформации сдвига <0.5, соответствует метастабильному промежуточному звену, которое смещается легко, чтобы закончить одноатомный шаг смещения.

Рисунок 13. Изменения плотности валентного заряда поверхности TiN(110)/1 ML-SiN/(110)TiN во время смещения, происходящего в направлении [001] (a) перед (г=0.4242) и (b) после (г=0.4526) нестабильности. Маленькими черными цифрами обозначен рельеф ПВЗ.

1.4 Обсуждение

Полученные результаты показывают, что отвердение поверхности SiN между нанокристалами TiN происходит из-за передачи валентного заряда поверхности с формированием сильных связей SiN. Это поведение подобно уже описанному в [30,31] для стехиометрической, полупоследовательной поверхности TiN-(111)/Si₃N₄-(1010). В данной работе, мы показали, что эти колебания заряда приводят к колебаниям Фриделя и ослаблению связей между Ti и атомами N, прилегающими к атомам Si в пределах поверхность-покрытие. В случае с (111) поверхность-покрытие которое содержит только атомы Si, колебания Фриделя “в фазе” таким образом связи TiN, прилегающие непосредственно к SiN “самые слабые связи”, где декогезия и смещение, происходят под приложенной нагрузкой растяж. и смещения (см. 57 для дальнейших деталей).

Поскольку (001) и (110) поверхности SiN содержат и Si и атомы N, колебания Фриделя в перпендикулярных плоскостях, содержащих или только Si или только N атомы в пределах поверхности, являются “фазой смещения” относительно друг друга, приводя к соответствующим изменениям самых слабых TiN связей. В результате детали декогезии и смещения плоскости, намного более сложные. Однако, они доступно объясняют, почему скользящая система (110) [001]- самая сильная, потому что критическое смещение в неустойчивом состоянии включает разрыв связей TiN, которое проникает в объем TiN слоя (или нанокристалла).

Конечно, все полупоследовательное или псевдоморфические, искаженные поверхности SiN, которые рассматривает Hao и др. так же как в данной работе, являются специальными поверхностями и вряд ли появляются исключительно в нанокомпозитах с беспорядочно ориентированными зернами размера 3-4 нм, и где части единственной кристаллической структуры TiN поверхности распространяются не больше, чем на 1-2 нм². Экспериментально найденный факт, что преимущественная (220) ориентация чистых TiN пленок, измененных на случайные после добавления SiN, когда максимальная прочность была достигнута приблизительно в 1 монослой Si₃N₄ [62], указывает, что есть мощная движущая сила, которая минимизирует полную граничную энергию, выбирая самые устойчивые поверхности и те, с которыми наиболее часто сталкиваются, как, например TiN - (111)/Si₃N₄-(1010) [30] или немного псевдоморф. подстехиометрические разновидности SiN_x. Нужно учесть, что нанокристаллы TiN почти правильной формы [12] ограничены множеством возможных плоскостей решетки, которые не доступны для непосредственного наблюдения даже в HRTEM из-за случайной ориентации нанокристаллов. Наконец, так как аморфные ковалентные твердые частицы могут быть подготовлены с очень низкой плотностью дефектов [63], несвязанные поверхности с низкой плотностью дефектов могут также существовать.

Случайная ориентация нанокристаллов в полностью изолированных нанокомпозитах с высокой тепловой стабильностью важна для их более высокой прочности по сравнению с гетероструктурами. Это потому что пластичность решетки следует из обычных кристаллографических процессов скольжения (которым, по сравнению с пластом TiN, несколько препятствует механизму Кехлера) [64], в то время как в поликристаллических нанокомпозитах зерна кристаллов являются слишком маленькими, чтобы исказиться кристаллической пластичностью, и почти все пластическое растяжение происходит путем смещения при беспорядочно ориентированной TiN/1ML-SiNx/TiN поверхности в объеме. В данной работе мы продемонстрировали, что это смещение происходит в растянутых TiN связях около поверхности SiNx в результате модуляции ПВЗ, вызванной колебаниями Фриделя.

Отмечая эти новые особенности, мы можем теперь вспомнить важные явления в более ранней статье [32]. Там, использовали расчетную силу смещения поверхности TiN/1ML-SiNx/TiN. Тогда, рассматривая увеличение этих сопротивлений эффектом давления, происходящего из них сопротивления пластического растяжения через подсчет поликристаллического среднего числа Sachs [65], и наконец рассмотрение известного фактора Тамбурина, связывающего сопротивление пластического растяжения прочности на вдавливание, было продемонстрировано, что эти соображения полностью учитывают измеренные плотности квазитроичного нанокомпозита nc-TiN/a-Si₃N₄/TiSi₂ на уровне свыше 100 GPa. действительность фактора Тамбурина для сверхтвердых нанокомпозитов, у которых есть более высокое отношение прочности к модулю Young чем алмаз, недавно была проверена [66] способом моделирования нелинейного конечного элемента, который составляет повышение давления упругих модулей, и силы нагрузки [67]. Мы возвращаемся здесь также к тому, что необходимые условия для того, чтобы достичь таких высоких прочностей в полностью изолированных наноструктурах требуют очень низкого содержания примесей, меньше чем 100 ppm [3,8], чтобы сформировать поверхность [9,10] SiN_x почти без дефектов.

Открытие в данной работе того, что из-за колебаний Фриделя, TiN связи рядом с укрепленной поверхностью SiNx слабеют, мотивируют поиск других систем TmN/SiNj, где такое ослабление может произойти до меньшей степени, и укрепление поверхности SiN_x, все же сохранено. Однако, может оказаться, что колебания Фриделя со всеми их последствиями могут наложить фундаментальный предел достижимой прочности в нанокомпозитах в диапазоне <150 GPa [32].

2. ДИАГРАММА ЗОННОЙ СТРУКТУРЫ, ВКЛЮЧАЮЩАЯ ПЛАЗМЕННУЮ ОБРАБОТКУ И ИОННОЕ ТРАВЛЕНИЕ

Расширенная схема зонной структуры включает в себя энергетическое осаждение, характеризующееся большим потоком ионов, что характерно для катодно-дугового осаждения и высокую мощность импульса магнетрона распыления. Оси состоят из обобщенной гомологической температуры, нормированного потока кинетической энергии, и эффективной толщины пленки, которая может быть отрицательной из-за ионного травления. Число первичных физических параметров, влияющих на рост намного превышает количество имеющихся осей в такой схеме и поэтому можно схему описать только приблизительными и упрощенными иллюстрациями условий роста структуры связей.

Диаграмма зонной структуры (ДЗС) является удобным способом, иллюстрирующим общие черты относительно толстых (> 100 нм) поликристаллических пленок путем сокращения многих параметров осаждения как можно меньше, и иллюстрирующие их влияние на структуру пленки. Их часто называют моделями структуры зоны, хотя на самом деле они не модели, а чрезмерно упрощенные представления ожидаемых микропленок. Как будет подчеркнуто на протяжении всего этого вклада, предлагается новое представление не меняющее эту достаточно критическую оценку, но говорится о необходимости расширить и усовершенствовать ДЗС в то время как есть четкие указания ее фундаментальных ограничений.

Концепция ДЗС развивались в течение многих лет, как технологии изготовления расширена от испарения для распыления и ионного пучка осаждения.