畢業(yè)論文-磁控濺射中濺射原子輸運過程的蒙特卡諾模擬【精校排版】

1、<p>　　本科畢業(yè)設(shè)計（論文）</p><p><b>　　（20 屆）</b></p><p>　　磁控濺射中濺射原子輸運過程的蒙特卡諾模擬</p><p><b>　　目 錄</b></p><p><b>　　摘 要III</b></p>&

2、lt;p>　　AbstractIV</p><p><b>　　第一章 緒論1</b></p><p>　　1.1 課題研究現(xiàn)狀1</p><p>　　1.1.1 磁控濺射鍍膜的基本原理2</p><p>　　1.1.2 磁控濺射理論研究及實驗所面臨的困難2</p><p>　　1

3、.1.3 引入計算機的必要性3</p><p>　　1.1.4 蒙特卡諾的應(yīng)用3</p><p>　　1.2 課題研究的目標(biāo)和意義4</p><p>　　1.2.1 蒙特卡諾的模擬環(huán)境4</p><p>　　1.2.2 磁控濺射的應(yīng)用與意義4</p><p>　　1.2.3 課題研究的意義5</p&g

4、t;<p>　　1.3 課題研究主要內(nèi)容5</p><p>　　第二章 蒙特卡諾模擬的原理6</p><p>　　2.1 蒙特卡諾簡介6</p><p>　　2.2 蒙特卡諾模兩個基本問題6</p><p>　　2.2.1 隨機數(shù)的產(chǎn)生6</p><p>　　2.2.2 隨機變量的抽樣問題8&

5、lt;/p><p>　　2.3 正態(tài)總體統(tǒng)計量計算機隨機數(shù)的生成方法9</p><p>　　2.3.1 均勻分布隨機數(shù)生成方法9</p><p>　　2.3.2 正態(tài)分布隨機數(shù)發(fā)生器的基本原理11</p><p>　　第三章 靶材濺射的模擬13</p><p>　　3.1 SRIM軟件簡介13</p>

6、<p>　　3.2.1 濺射的計算機模擬原理14</p><p>　　3.2.2 入射離子與靶原子間的相互作用16</p><p>　　3.2.3 靶材的濺射過程16</p><p>　　3.3 模擬結(jié)果17</p><p>　　第四章 濺射原子的輸運模擬21</p><p>　　4.1 模擬模

7、型及原理21</p><p>　　4.1.1 建立模擬模型的假設(shè)21</p><p>　　4.1.2 模型建立與模擬軟件的編制21</p><p>　　4.2濺射原子的碰撞及碰撞參數(shù)23</p><p><b>　　參考文獻(xiàn)28</b></p><p><b>　　致 謝29

8、</b></p><p>　　磁控濺射中濺射原子輸運過程的蒙特卡諾模擬</p><p><b>　　摘 要</b></p><p>　　磁控濺射鍍膜技術(shù)具有低溫、高速兩大顯著的特點，且膜基結(jié)合好，致密度高，能制備包括絕緣材料、磁性材料及硬質(zhì)材料在內(nèi)的任意薄膜。由于具有以上特點，磁控濺射技術(shù)被廣泛用于各種材料薄膜的制備。隨著磁控濺射技

9、術(shù)工業(yè)化應(yīng)用的普及，有關(guān)磁控濺射各個過程的物理機制研究也顯得越來越重要。靶材原子從靶面到襯底的輸運是磁控濺射一個重要的物理過程。輸運特性對磁控濺射的影響主要表現(xiàn)在：1.原子在襯底的沉積位置影響薄膜的均勻性；2.原子沉積到襯底時的能量和角度影響薄膜的微觀生長過程；3.輸運效率能直接反映相應(yīng)工作條件下磁控濺射的濺射效率。本文基于蒙特卡羅方法，編制程序跟蹤模擬了粒子的輸運過程，并討論了不同工作參數(shù)對粒子輸運特性的影響。</p>

10、<p><b>　　模擬結(jié)果表明：</b></p><p>　　粒子沉積到靶材的位置近似服從正態(tài)分布，正態(tài)分布的方差與工作氣壓p和靶基距離d有關(guān)，p和d越大，正態(tài)分布的方差越大，說明p和d越大，原子沉積到基片上時分布就越均勻；</p><p>　　原子沉積到基面時，其入射方向與基面的法線夾角的余弦主要分布在-0.5以下。沉積到基面的原子能量主要分布在15eV

11、以下，但有兩個分布峰值。一個分布峰值在1eV以下，另一個分布峰值在5eV左右。兩個原子能量分布峰值對應(yīng)著快慢兩種不同狀態(tài)粒子的沉積；</p><p>　　當(dāng)工作氣壓p在0.5Pa以下時，輸運效率隨氣壓的增加急劇減小。隨著靶基距離d的增大，輸運效率近似線性的減小。</p><p>　　關(guān)鍵詞：磁控濺射；濺射原子；蒙特卡諾方法；輸運過程</p><p>　　Magnet

12、ron Sputtering Atoms In The Conveyance Process Monte Carlo Simulation</p><p><b>　　Abstract</b></p><p>　　Magnetron sputtering coating technology has a low temperature, high speed two

13、remarkable characteristics, and membrane-based combined with good, send density high, can preparation including insulating material, magnetic materials and hard material any film,. Due to the above characteristics, magne

14、tron sputtering technology has been widely used in the preparation of various material film. Along with the magnetron sputtering industrialization widely applied, relevant magnetron sputtering the physi</p><p&

15、gt;　　Simulation results show that:</p><p>　　1. Particle deposition to the position of target material approximately normal distribution, the variance of the normal distribution with work pressure p and targe

16、t base distance d relevant, p and d is larger, the variance of the normal distribution, the greater the, the greater the that p and d to the substrate atomic deposition when more evenly distributed; </p><p>

17、　　2. Atomic deposition to the incident direction surface, the Angle and the surface normals - 0.5 mainly distributed in the cosine of the following. The sedimentary to the 15eV atomic energy is mainly distributed in the

18、following, but two distribution peak. A distribution in 1eV below the peak, another distribution in about 5eV peak. Two atomic energy distribution peak corresponds to speed two different particle deposition; state </p

19、><p>　　3. When work pressure p in 0.5 Pa the following, transport efficiency decreases sharply with the increase of pressure. Along with the increase of target base distance d, transport efficiency the decrease

20、 of the approximate linear.</p><p>　　Keywords：Magnetron Sputtering,Sputtering Atoms,Monte Carlo Method,Transport Process </p><p><b>　　第一章 緒論</b></p><p>　　科學(xué)家Grove 1852年

21、第一次較為系統(tǒng)的描述了磁控濺射這一技術(shù)，在上世紀(jì)40年代這一技術(shù)作為一種新的鍍膜方法開始得到應(yīng)用和發(fā)展。60年代后隨著半導(dǎo)體工業(yè)的迅速崛起，這種技術(shù)在集成電路生產(chǎn)工藝中，更是得以普及和廣泛的應(yīng)用。特別是在8O年代后被用于制作CD的反射層，使得這一技術(shù)的應(yīng)用領(lǐng)域得到極大地擴展，逐步成為制造工業(yè)中的一種常用方法，在最近十幾年，發(fā)展了一系列新的濺射技術(shù)。微觀粒子的研究直接關(guān)系到信息技術(shù)、微電子技術(shù)、計算機科學(xué)等領(lǐng)域的發(fā)展方向和進(jìn)程。新型材料的

22、開發(fā)取決于人們對先進(jìn)的科學(xué)研究的力度[1]。</p><p>　　目前，磁控濺射技術(shù)已應(yīng)用在各種薄膜沉積技術(shù)中，磁控濺射技術(shù)由于能制備高熔點材料、復(fù)合材料薄膜以及沉積速率快、可控性好等優(yōu)點得到了日益廣泛的應(yīng)用。目前，磁控濺射鍍膜已經(jīng)成為工業(yè)鍍膜生產(chǎn)中最主要的技術(shù)之一。但是有一點就是靶材的利用率一般較低。為了提高靶材的利用率，國內(nèi)外許多研究者提出了大量改進(jìn)方法，如在靶材后面放置可移動的磁鐵，以達(dá)到改變靶材表面磁場分

23、布的不均勻化?！胺至髟O(shè)計”，法是通過在靶和磁極之間放置一定形狀的鐵磁體，使得靶面附近的磁場分布均勻，濺射過程中的參量也比較穩(wěn)定。但是這種設(shè)計的缺點就是降低了磁通的利用率和靶面的磁場強度，濺射速率也有所下降。國內(nèi)外的研究人員還提出很多關(guān)于優(yōu)化靶的結(jié)構(gòu)設(shè)計方案，其中比較先進(jìn)的是‘非平衡磁控陰極結(jié)構(gòu)’，它通過有目的的增強或減少磁場某一個方向上的分量，從而產(chǎn)生不平衡的磁場，這樣就可以提高基片附近的等離子體濃度，從而改變膜層的質(zhì)量。目前，對微觀物

24、理學(xué)的研究已經(jīng)進(jìn)入了全新，高層次，多種類的高速階段。</p><p>　　1.1 課題研究現(xiàn)狀</p><p>　　目前，原子濺射技術(shù)和原子輸運在理論和實驗上都已被深入研究。1969 年西格蒙德應(yīng)用級聯(lián)碰撞理論得出了濺射產(chǎn)額公式[2]，現(xiàn)在對濺射過程已有了不少計算機模擬，并已編為軟件，如 SRIM、MARLOWE、MORLAY等。原子輸運也被廣泛研究，對玻耳茲曼方程求解是研究輸運過程最基

25、本的方法之一。目前用計算機模擬輸運過程主要有流體模型、蒙特卡羅法等。本文主要介紹蒙特卡羅方法法模擬濺射中靶材濺射及濺射原子輸運的過程。用SRIM 軟件加以模擬，模擬結(jié)果作為濺射粒子輸運模擬的輸入?yún)?shù)。濺射粒子輸運用蒙特卡羅法模擬，模擬結(jié)果包括濺射粒子輸運到襯底時的能量、入射角度和入射位置。</p><p>　　1.1.1 磁控濺射鍍膜的基本原理</p><p>　　磁控濺射就是在輝光放電

26、兩極之間引入電磁場，電子受電場加速作用的同時受到磁場的束縛作用，運動不再是近似直線地穿過放電區(qū)域，軌跡呈擺線[3]。于是運動路徑被大大延長，提高了離化速率，輝光放電區(qū)域內(nèi)的電子濃度和惰性氣體離子的數(shù)目也得到大大增加，使得到達(dá)靶材表面并與之碰撞的離子數(shù)目增多，于是濺射速率很高。工作原理如圖1.1所示:</p><p>　　圖1.1 磁控濺射的工作原理</p><p>　　電子在電場的作用下

27、，在飛向襯底的過程中與惰性氣體原子發(fā)生碰撞，使之電離出Ar+ 和一個新的電子，電子飛向襯底，Ar+ 在電場作用下加速飛向陰極靶，并以高能量轟擊靶材，使靶材發(fā)生濺射。在濺射粒子中，中性的靶原子或分子沉積在基片上形成薄膜。</p><p>　　磁控濺射具兩大特點:低溫和高速。在電磁場的加速和旋轉(zhuǎn)作用下電子被限制在靶表面的等離子體區(qū)域內(nèi)，在該區(qū)電離出大量的惰性氣體離子，用以轟擊靶材，所以濺射速率和沉積速率比較大；低溫指

28、基片溫升慢，濺射過程中能夠保持較低的溫度，隨著碰撞次數(shù)的增加，電子的能量逐漸減小，最終在電場作用下落在基片上，但是這個時候電子能量已經(jīng)很低，傳遞給基片的能量很小，故基片溫升很低。</p><p>　　綜上所述，磁控濺射的基本原理就是以磁場來改變電子的運動方向，并束縛和延長電子的運動軌跡，從而提高電子對工作氣體的電離幾率和有效的利用電子的能量，因此使正離子對靶材轟擊所引起的靶材濺射更有效。</p>&

29、lt;p>　　1.1.2 磁控濺射理論研究及實驗所面臨的困難</p><p>　　磁控技術(shù)在現(xiàn)代科技領(lǐng)域中有著廣泛的應(yīng)用。人們通過理論和試驗對薄膜的生長過程和機理進(jìn)行了一系列的研究，但由于當(dāng)代微觀測試技術(shù)的局限性，難以得到具體的數(shù)據(jù)。從而使得計算機仿真薄膜生長成為非常重要和有效的方法。由于薄膜的生長過程是一個隨機過程，所以蒙特卡羅方法便很自然地被應(yīng)用于計算機仿真薄膜生長這一過程。</p>&

30、lt;p>　　1.1.3 引入計算機的必要性</p><p>　　計算機模擬比傳統(tǒng)的方法更適合研究復(fù)雜問題。同時計算機模擬方法允許對模型和試驗數(shù)據(jù)進(jìn)行比較，從而提供了一個評估模型正確與否的手段。</p><p>　　用計算機做實驗可以解決建設(shè)周期長、投資巨大、耗力、耗時間等問題。</p><p>　　用計算機模擬比傳統(tǒng)實驗有更大的自由度和靈活性，它不存在實驗

31、中的測量誤差和系統(tǒng)誤差，可以自由選取工作參數(shù)。</p><p>　　在傳統(tǒng)實驗難以進(jìn)行甚至不能進(jìn)行的場合，就可以進(jìn)行計算機模擬[4]。計算機模擬方法現(xiàn)在已經(jīng)成為許多學(xué)科中重要的工具，計算機模擬方法還有另外一個優(yōu)點：它可以驗證理論和實驗。某些量或行為無法或很難在試驗中測量時，可用計算機模擬的方法將這個量計算出來。計算機模擬和理論、實驗現(xiàn)在已經(jīng)成為三大獨立而又緊密聯(lián)系的研究手段，可以用來驗證理論，可以指導(dǎo)實驗，也可作

32、為實驗和理論的補充，它們的關(guān)系如圖1.2所示。</p><p>　　圖1.2 計算機模擬原理</p><p>　　1.1.4 蒙特卡洛的應(yīng)用</p><p>　　主要介紹蒙特卡洛方法在磁控濺射模擬中濺射原子輸運過程的應(yīng)用以及蒙特卡洛的兩大基本問題：產(chǎn)生隨機數(shù)的新方法和隨機變量的抽樣問題。</p><p>　　蒙特卡羅(Monte Carl

33、o)方法，就是用計算機模擬隨機現(xiàn)象，通過仿真試驗得到實驗數(shù)據(jù)，再進(jìn)行分析推斷，得到某些現(xiàn)象的規(guī)律，某些問題的求解。例如在許多工程和通訊技術(shù)問題中，在研究的過程中往往不可避免地伴有隨機因素，若要理論很好地揭示實際規(guī)律，必須把這些因素考慮進(jìn)去。理想化的方法是在相同條件下將試驗大量重復(fù)進(jìn)行，采集到試驗數(shù)據(jù)，再對數(shù)據(jù)進(jìn)行統(tǒng)計分析，得出其規(guī)律性。但是這樣需要耗費大量的人力、物力、財力。尤其當(dāng)一個試驗周期很長，或是一個試驗是破壞性的試驗時，通過試驗

34、采集數(shù)據(jù)幾乎無法進(jìn)行，此時用計算機隨機模擬的方法，即蒙特卡羅(Monte Carlo)方法，就顯得最簡單、經(jīng)濟、實用了。</p><p>　　1.2 課題研究的目標(biāo)和意義</p><p>　　科學(xué)技術(shù)的不斷進(jìn)步，特別是微電子產(chǎn)業(yè)的不斷發(fā)展，給人們的生活帶來了翻天覆地的變化，計算機、移動通訊設(shè)備、互聯(lián)網(wǎng)……，人們盡情享受著高科技成果的同時，逐漸地認(rèn)識到一些不和諧現(xiàn)象的存在；一般的濺射沉積方

35、法具有兩個缺點。第一，濺射方法沉積薄膜的沉積速度較低；第二，濺射所需的工作氣壓較高，否則電子的平均自由程太長，放電不容易維持。這兩個缺點的綜合效果是氣體分子對薄膜產(chǎn)生污染的可能性較高。因而，磁控濺射技術(shù)作為一種沉積速度較高，工作氣體壓力較低的濺射技術(shù)具有獨特的優(yōu)越性。磁控濺射技術(shù)的主要優(yōu)缺點如下：</p><p>　　首先：沉積的速率大。磁控濺射可以得到很大的離子流，很大程度地提高了濺射速率和沉積速率。與其它濺射

36、方式相比，磁控濺射生產(chǎn)能力高，因此廣泛應(yīng)用于工業(yè)生產(chǎn)中。其次：功率、效率高。再次：濺射能量低。磁控靶施加的電壓低，等離子體被磁場約束在陰極附近，這樣可抑制能量較高的帶電粒子入射到基片上。最后：基片溫度低。隨著電子碰撞次數(shù)的增加，其能量消耗殆盡，并逐步遠(yuǎn)離靶面，并在電場作用下最終沉積在基片上。由于該電子的能量很低，傳給基片的能量很小，致使基片溫升較低。</p><p>　　1.2.1 蒙特卡羅的模擬環(huán)境</

37、p><p>　　熟悉蒙特卡羅模擬方法在物理學(xué)方面的應(yīng)用并在軟件（如MATLAB）環(huán)境下模擬磁控濺射中濺射粒子的輸運過程是這個課題主要的研究方向。</p><p>　　1.2.2 磁控濺射的應(yīng)用與意義</p><p>　　在各種濺射技術(shù)中，磁控濺射技術(shù)是最重要的技術(shù)之一，它在等離子體產(chǎn)生、維持以及效率方面與其他技術(shù)相比都有了很大的改進(jìn)，容易獲得較高的沉積速率，致密性與結(jié)

38、合力更好的薄膜。因此；在機械，光學(xué)和電子行業(yè)得到了廣泛的應(yīng)用。近些年來，關(guān)于磁控放電的理論得到廣泛的研究，主要包括磁場結(jié)構(gòu)的分析和物理機制討論在磁場放電區(qū)域，電子被限制在磁力線平行于陰極表面的位置，從而產(chǎn)生出高電離化的背景氣體。 在這個區(qū)域產(chǎn)生的離子被加速運動的過程中，又會受到電子和離子的碰撞同時產(chǎn)生出二次電子來維持放電在磁控濺射系統(tǒng)中，由于特殊的磁場結(jié)構(gòu)，靶材表面的磁場分布以及離子分布是不均勻的[5]，從而導(dǎo)致刻蝕的不均勻性，這對于靶

39、的利用率是一個極大的限制，因此針對于靶面粒子分布以及刻蝕形貌的研究具有很重要的指導(dǎo)意義，而最有效的方法就是通過計算機，建立模型仿真，在雖然國內(nèi)其他研究者已經(jīng)做了大量這方面的工作但是研究出來的成果和國外的先進(jìn)水平還有很大的差距，所以還有很大的提升空間，所以引入了計算機模擬的方法。</p><p>　　1.2.3 課題研究的意義</p><p>　　微觀粒子模擬能深入了解磁控濺射的微觀過程，

40、利用蒙特卡羅算法為理論研究和實驗研究提供參考數(shù)據(jù)；可以更精確的優(yōu)化濺射參數(shù)，提高濺射效率，降低生產(chǎn)成本。</p><p>　　1.3 課題研究主要內(nèi)容</p><p>　　課題主要研究的是如何用蒙特卡羅模方法在計算機上模擬磁控濺射中濺射原子的運動軌跡和分布情況，以及蒙特卡羅兩個基本問題。磁控濺射是指具有一定能量的粒子在磁場環(huán)境下轟擊固體表面，使得固體分子或原子離開固體，從表面射出的現(xiàn)象。

41、在電磁場中濺射出來的粒子運動發(fā)生偏轉(zhuǎn)，被束縛在靶附近的區(qū)域，與作為放電載體的惰性氣體 (Ar+)碰撞，產(chǎn)生輝光放電的過程。而整個濺射過程都是建立在輝光放電的基礎(chǔ)上，濺射的速率很高磁控濺射具有低溫和高速兩大特點，濺射速率和沉積速率比較大，低溫是指基片溫升慢，濺射過程中保持較低的溫度，隨著碰撞次數(shù)的增加，電子的能量逐漸減小，最終在電場作用下落在基片上，但是這個時候電子能量已經(jīng)很低，傳遞給基片的能量很小，故基片溫升很低。</p>

42、<p>　　綜上所述，如何利用磁控濺射的基本原理改變電子的運動方向，并束縛和延長電子的運動軌跡，從而便于工業(yè)控制。蒙特卡羅是本章的另一個重點問題。在計算機模擬中獨具優(yōu)勢，現(xiàn)在的很多模擬仿真問題都要用到這種統(tǒng)計方法。主要就是要研究蒙特卡羅模擬中的兩個基本問題；隨機數(shù)的產(chǎn)生;概率分布的隨機抽樣方法。</p><p>　　第二章 蒙特卡諾模擬的原理</p><p>　　2.1 蒙

43、特卡諾簡介</p><p>　　第一次世界大戰(zhàn)美國研制原子彈的“曼哈頓計劃”中蒙特卡諾方法數(shù)學(xué)家馮·諾伊曼第一次得到了科學(xué)的應(yīng)用[6]。但是Monte Carlo 方法的基本思想很早以前就被人們所發(fā)現(xiàn)和利用了。早在17世紀(jì)人們就知道用事件發(fā)生的“頻率”來決定事件發(fā)生的“概率”了。到了19世紀(jì)人們用投針試驗的方法來決定圓周率。上世紀(jì)40年代電子計算機的出現(xiàn)特別是近年來高速電子計算機的出現(xiàn) ,使得用數(shù)學(xué)方法

44、在計算機上大量、快速地模擬這樣的試驗成為可能。Monte Carlo 方法一般解決兩種類型：一種是問題本身就是隨機的；另一種本身屬于確定性問題, 但可以建立它的解與特定隨機變量或隨機過程的數(shù)字特征或分布函數(shù)之間的聯(lián)系, 因而也可用隨機模擬方法解決。如計算多重積分、求解積分方程、微分方程、求矩陣的逆等問題。蒙特卡羅方法的關(guān)鍵是要用計算機產(chǎn)生隨機數(shù)，在統(tǒng)計學(xué)中常見的是一維分布隨機數(shù), 如均勻分布、指數(shù)分布、正態(tài)分布等。實際中也常會遇到任意分

45、布的隨機數(shù)問題,下面主要介紹蒙特卡羅方法對任意分布隨機數(shù)的產(chǎn)生原理及方法。</p><p>　　2.2 蒙特卡諾模兩個基本問題</p><p>　　現(xiàn)代蒙特卡羅方法的研究和應(yīng)用已經(jīng)有60多年的歷史了。在60多年的發(fā)展過程中, 蒙特卡羅方法不光是在核工程、核技術(shù)、核安全等核物理領(lǐng)域中得到廣泛深入的應(yīng)用，另一方面也被拓展到物理以外的許多科學(xué)領(lǐng)域。蒙特卡羅方法是由數(shù)學(xué)、概率統(tǒng)計和計算技術(shù)交叉結(jié)

46、合形成的新型計算方法, 在此基礎(chǔ)上逐漸形成了一套成熟有效的研究和應(yīng)用體系。任何一個體系一旦形成且相對成熟,它的體系基礎(chǔ)就會由于完整而失去進(jìn)一步發(fā)展的空間,而與體系的外部發(fā)展、與對體系的需求發(fā)展相脫節(jié)。基于這樣的考慮 ,我們需要適時地重新審視和不斷地發(fā)展蒙特卡羅方法的體系基礎(chǔ),才能及時吸收最新思想和最新成果，以適應(yīng)新的需求。隨機數(shù)產(chǎn)生方法和隨機抽樣方法是蒙特卡羅體系中的兩個最基礎(chǔ)、最重要的問題,但又同時是幾十年來發(fā)展最不明顯的部分。本文將

47、分析、研究目前常規(guī)的隨機數(shù)產(chǎn)生方法和隨機抽樣方法。</p><p>　　2.2.1 隨機數(shù)的產(chǎn)生</p><p>　　在蒙特卡羅方法中為實現(xiàn)對隨機對象的模擬, 需要利用隨機數(shù)(0 , 1)中均勻分布的隨機變量來構(gòu)造模型所需分布的隨機變量[7]。所以說隨機數(shù)產(chǎn)生方法的優(yōu)劣將直接影響蒙特卡羅模擬研究的成敗。 從原理上看, 我們在蒙特卡羅方法中所應(yīng)用到的是一個完全沒有記憶、完全不可壓縮的、在(

48、0 ,1)中各處幾率相同的數(shù)的隨機數(shù)。然而, 這樣的隨機數(shù)在產(chǎn)生、保存和使用上存在許多問題, 我們必須要降低對隨機數(shù)的要求, 尤其是在幾十年前蒙特卡羅方法產(chǎn)生的初期尤其重要。</p><p>　　已有的方法：是隨機數(shù)的產(chǎn)生可以采用抽簽、擲骰子、抽牌、搖號或者從攪亂的罐子中取帶數(shù)字的球等方法，許多彩票的發(fā)行至今仍然采用這種傳統(tǒng)的方法。但是這些方法的隨機性不是很好。</p><p>　　新的方

49、法：這是一種利用馬爾可夫鏈來生成隨機數(shù)的方法。首先，一個轉(zhuǎn)移概率矩陣 Pnm 是可以隨機生成的。我們知道,轉(zhuǎn)移概率矩陣的每一行的元素之和為1，且每一個元素都是 0與1之間的數(shù)。</p><p>　　“真” 隨機數(shù) ：人們會使用擲骰子和擲硬幣的方式來產(chǎn)生隨機數(shù)，這幾乎是一種本能。隨著科學(xué)技術(shù)的發(fā)展, 噪聲和放射性衰變也被利用作為產(chǎn)生隨機數(shù)的新方法。然而由于蒙特卡羅方法所需要的隨機數(shù)的數(shù)目是非常巨大的, 這就帶來一些

50、新的問題。如產(chǎn)生成本、保存隨機數(shù)對存在介質(zhì)的需求等。這些問題在60年前是非常嚴(yán)重的本質(zhì)性問題, 是蒙特卡羅方法可行性的問題。為了解決這一系列問題, 人們提出了偽隨機數(shù)的概念, 回避了上述問題, 使蒙特卡羅方法得以發(fā)揮巨大作用。</p><p>　　偽隨機數(shù)及其存在的問題：這是一種利用確定的遞推公式得到的偽隨機數(shù)列，在一定程度上體現(xiàn)了數(shù)列的隨機性。 由于偽隨機數(shù)與我們希望的隨機數(shù)之間存在本質(zhì)的區(qū)別, 引入偽隨機數(shù)會

51、給蒙特卡羅方法帶來一系列的問題, 如均勻性、獨立性和周期性等經(jīng)典問題。 隨著對并行計算要求的擴展, 偽隨機數(shù)的并行問題日益突出。上述問題從總體上講是數(shù)學(xué)問題。而Landau 給出的是從物理上對偽隨機數(shù)的批判,“好”的隨機數(shù)產(chǎn)生差的物理結(jié)果。這迫使人們又回到60年前幾乎同樣的水平來看待蒙特卡羅方法的可行性問題, 所不同的是與60年前相比, 現(xiàn)在可以依賴的技術(shù)發(fā)生了巨大的變化, 人們的處境就變得不是那么尷尬了。</p><

52、;p>　　對“真”隨機數(shù)的回歸：隨著科學(xué)技術(shù)的發(fā)展，有了更多有效且廉價的產(chǎn)生隨機數(shù)的方法, 有了非常廉價的計算機存儲介質(zhì)。這使得人們在一個高的起點上更好地解決60年前的問題,從而徹底解決了困擾人們60年之久的偽隨機數(shù)的均勻性、獨立性和周期性的問題、日益突出的可并行等問題,最重要的是解決了計算的可靠性問題。而現(xiàn)在需要做的只是購買更大的存儲空間和下載隨機數(shù)就可以了。</p><p>　　2.2.2 隨機變量的

53、抽樣問題</p><p>　　隨機變量的抽樣就是由確定的分布函數(shù)產(chǎn)生隨機數(shù)的方法，它是在假設(shè)[0，1]上均勻分布的隨機數(shù)已知的情況下進(jìn)行的。主要是對一些分布類和分布設(shè)計有更好的抽樣方法[8]。下面也給出幾種常用的方法：</p><p>　　第一種：直接抽樣法。</p><p>　　對于任意給定的分布函數(shù)F(x)，直接抽樣的一般形式如下：Xn=infF(t)≥rnt，

54、n=1,2,…，其中N為r1…rN的隨機數(shù)序列，Xn為隨機變量。這是通用的一種簡單算法，直接的抽樣法對樣本的基本特性體現(xiàn)不夠完善。</p><p>　　第二種：反函數(shù)變換法。</p><p>　　設(shè)隨機變量x的分布函數(shù)是 F(a)，且F是連續(xù)的。那么r=F(x)是隨機變量，其分布在[0,1]上是均勻分布。于是，就有了產(chǎn)生具有給定分布函數(shù)F(a)的非均勻隨機變數(shù)x的算法：x=F-1，r~U[

55、0,1]這里U[0,1]是[0,1]上的均勻分布，F(xiàn)-1是 F 的反函數(shù), 該方法的缺點是：只對連續(xù)函數(shù)適用，所以并不是任何分布函數(shù)都有快速算法，且對常見分布，如正態(tài)分布，等分布函數(shù)僅可以數(shù)值計算，沒有解析表達(dá)式。</p><p><b>　　第三種：舍選法。</b></p><p>　　設(shè)f（a）是隨機變量x的密度函數(shù)，如何生成有密度函數(shù)f(a)的隨機數(shù)是隨機數(shù)生成

56、中最重要的和最基本的的問題。普遍應(yīng)用的方法就是舍選法，方法如下：(a)存在于函數(shù) M(a)，滿足以下條件：f(x)≤M(x)+∞-∞、M(x)dx=C<∞,m(x)= M(x)CM(a)也是密度函數(shù)，而且密度為M(a)的隨機變量y容易生成。</p><p>　　生成隨機變量y~M(a)和隨機數(shù)r~U[0,1];若M(y)r<f(y)，則x=y，否則轉(zhuǎn)到(b);輸出x,x的密度是f(a)。滿足函數(shù)M(a

57、)的叫做函數(shù)的優(yōu)函數(shù)。而不附加任何條件的優(yōu)函數(shù)是容易找到的。</p><p>　　正態(tài)隨機數(shù)的Box-Muller 算法：</p><p>　　正態(tài)隨機變量在統(tǒng)計學(xué)中的重要性是不言而喻。如何生成正態(tài)隨機數(shù)是人們所關(guān)心的問題。生成正態(tài)隨機數(shù)的算法是很多的。Box-Muller 算法是最有名的一種，它充分利用了正態(tài)分布的特性。</p><p>　　Box-Muller

58、算法：</p><p>　　生成獨立均勻的隨機數(shù):</p><p><b>　　令 ；輸出；</b></p><p>　　則X1,X2 服從N(0,1)分布，且相互獨立。就是說我們用兩個獨立的U(0,1)隨機數(shù)得到了兩個獨立的N(0,1)隨機數(shù)。Box-Muller 算法方便，公式簡潔。缺點就是要計算三角函數(shù)，這就極大地影響了隨機數(shù)的生成速度。

59、后來Bray在1964年提出了一種改進(jìn)算法，避免使用三角函數(shù)，從而提高了生成速度。</p><p>　　2.3 正態(tài)總體統(tǒng)計量計算機隨機數(shù)的生成方法</p><p>　　一直以來隨機數(shù)發(fā)生器在計算機軟件設(shè)計和系統(tǒng)模擬中有十分廣泛的應(yīng)用。首先介紹了一種，基于(0, 1)均勻分布隨機變量變換、產(chǎn)生正態(tài)分布隨機數(shù)的Box2 Muller方法, 進(jìn)而闡述了三大統(tǒng)計量X2分布、t分布和F分布的偽隨

60、機數(shù)生成方法。將三大分布隨機數(shù)的直方圖與其概率密度曲線比較, 結(jié)果表明本文提供的方法是最有效的[9]。</p><p>　　2.3.1 均勻分布隨機數(shù)生成方法</p><p>　　在計算機軟件設(shè)計和系統(tǒng)模擬時, 所處理的對象都不可避免地具有一些不確定性,其中所涉及的許多變量都是隨機變量, 許多模型是隨機模型。在對隨機模型進(jìn)行模擬時,需要產(chǎn)生服從某種分布的一系列隨機數(shù), 即是服從某種分布的

61、一系列樣本值。 現(xiàn)實情況中所要模擬的隨機變量常常需要對樣本進(jìn)行“加工”, 也就是說需要對一些統(tǒng)計量進(jìn)行處理, 而來自正態(tài)總體的統(tǒng)計量是最容易遇到的。因此, 就要尋求一種簡便、經(jīng)濟、可靠, 并能在計算機上進(jìn)行產(chǎn)生隨機數(shù)的方法。 實際應(yīng)用中所采用的隨機數(shù)通常是通過一定的數(shù)學(xué)方法計算來產(chǎn)生偽隨機數(shù)。本文將介紹一種基于隨機變量函數(shù)變換的正態(tài)分布偽隨機數(shù)的產(chǎn)生方法，然后討論來自正態(tài)總體的三大統(tǒng)計量X2分布、t分布和 F分布的偽隨機數(shù)生成方法, 并

62、通過編制的程序得以實現(xiàn)計算機的模擬。</p><p>　　在隨機實驗演示的程序設(shè)計中, 所用到的隨機數(shù)不可能是真隨機數(shù), 因為真隨機數(shù)只能通過某些隨機物理過程來產(chǎn)生的。實際應(yīng)用中所采用的隨機數(shù)通常是通過一定的數(shù)學(xué)方法計算而產(chǎn)生的偽隨機數(shù)。線性同余方法：</p><p>　　隨機過程模擬和具有任意分布的隨機數(shù)都是由(0, 1)區(qū)間上的均勻分布隨機數(shù)來實現(xiàn)的。(0, 1)區(qū)間上的均勻分布偽隨機

63、數(shù)產(chǎn)生的方法多種多樣, 有線性同余法、平方取中法、混沌法、反饋移位寄存器等。其中最常用的是線性同余發(fā)生器, 它通過如下的線性同余遞推關(guān)系式來產(chǎn)生數(shù)列。</p><p><b>　?。?-1）</b></p><p><b>　?。?-2）</b></p><p>　　其中, a, c, x0 , m均為正整數(shù), x0為種子

64、。使用時需要仔細(xì)地挑選模數(shù)m和乘子a,要使得產(chǎn)生出的偽隨機數(shù)的循環(huán)周期盡可能長。ξn 為 (0, 1) 區(qū)間上的隨機數(shù)。在 VB中使用( )函數(shù)能夠返還一個( 0, 1)區(qū)間上的隨機數(shù), 它的生成原理就是線性同余方法, 本文利用( )函數(shù)來生成初始隨機數(shù), 然后再對這些隨機數(shù)進(jìn)行改善。隨機數(shù)相關(guān)性的改善：線性同余法的優(yōu)點是計算量少, 速度快, 缺點是在逐次調(diào)用中產(chǎn)生的隨機數(shù)是序列相關(guān)的。這里采用混洗過程來破壞這種序列相關(guān)性, 其方法如下

65、：設(shè) v 1 , v 2 , 是由線性同余法產(chǎn)生的n個隨機數(shù), 現(xiàn)隨機地取一正整數(shù) j(1 ≤ j≤n), 取為一要求的隨機數(shù), 而再由重新生成的另一隨機數(shù)替換, 替換后再由 V1 , V 2 , K,Vn中隨機地取一個為下一次要求的隨機數(shù), 依此重復(fù)過程。</p><p><b>　　如下圖2.1所示。</b></p><p>　　圖2.1　 混洗過程的實現(xiàn)方法&l

66、t;/p><p>　　2.3.2 正態(tài)分布隨機數(shù)發(fā)生器的基本原理</p><p>　　正態(tài)分布又稱高斯分布, 是最重要、最常見、應(yīng)用最廣泛的一種連續(xù)型隨機分布。一般來說,具有任意分布的隨機數(shù)都是由(0, 1)區(qū)間上的均勻分布隨機數(shù)來實現(xiàn)的。 因此, 首先要生成(0, 1)區(qū)間上的均勻分布隨機數(shù), 然后再利用隨機變量函數(shù)變換的方法來產(chǎn)生正態(tài)分布隨機數(shù)。正態(tài)分布隨機數(shù)生成方法：</p>

67、;<p><b>　?。?-3）</b></p><p>　　其中為常數(shù), 記為特別的, 當(dāng)μ = 0, 時, X是服從標(biāo)準(zhǔn)正態(tài)分布的，即為X ～N (0, 1) , 密度函數(shù)為一般的正態(tài)分布的概率問題都可以轉(zhuǎn)化為標(biāo)準(zhǔn)的正態(tài)分布，所以本文將討論一種基于隨機變量函數(shù)變換的方法，以及這種方法產(chǎn)生標(biāo)準(zhǔn)正態(tài)分布的隨機數(shù)的生成器。</p><p>　　正態(tài)分布偽

68、隨機數(shù)的有效性驗證</p><p>　　根據(jù)標(biāo)準(zhǔn)正態(tài)分布偽隨機數(shù)的生成原理,編制相應(yīng)的 VB程序。通過產(chǎn)生不同數(shù)量的偽隨機數(shù)序列,可以驗證：隨著生成隨機數(shù)的增多, 隨機數(shù)樣本的直方圖越來越趨近于標(biāo)準(zhǔn)正態(tài)分布的概率密度曲線。因此, 標(biāo)準(zhǔn)正態(tài)分布發(fā)生器是有效的。圖2.2給出了當(dāng)產(chǎn)生 10000個隨機數(shù)時, 隨機數(shù)序列的直方圖與標(biāo)準(zhǔn)正態(tài)分布概率密度曲線的圖形界面。</p><p>　　圖2.2

69、直方圖與概率密度曲線</p><p><b>　　2.4 結(jié) 論</b></p><p>　　在正態(tài)分布隨機數(shù)產(chǎn)生方法的基礎(chǔ)上給出了來自正態(tài)總體的三大統(tǒng)計量，X 2分布、t分布和 F分布的計算機隨機數(shù)的生成方法, 通過將三大分布隨機數(shù)的直方圖（2.2）與其概率密度曲線比較，表明本文提供的X2分布、t分布和 F分布的隨機數(shù)生成方法是有效的。這種計算機隨機數(shù)在統(tǒng)計分析、

70、計算機軟件開發(fā)和計算機系統(tǒng)模擬仿真中具有很好的實用性。</p><p><b>　　靶材濺射的模擬</b></p><p><b>　　引 言</b></p><p>　　濺射就是指：入射離子和靶材原子之間的相互作用，二者間進(jìn)行能量交換，從而使靶材原子脫離靶表面的一種物理現(xiàn)象。濺射是遠(yuǎn)離熱平衡狀態(tài)的一種物理過程。濺射產(chǎn)額、

71、濺射臨界值等物理量是描述濺射現(xiàn)象的重要參數(shù)，無論是從實驗還是從理論方面都被廣泛的研究[10]。對濺射的認(rèn)識最早是從理論研究中得到了突破，它是低能核物理與固體物理結(jié)合的交叉學(xué)科，離子在固體中的運動及其能量損失是濺射過程的關(guān)鍵，濺射過程大多是用計算機模擬的方法進(jìn)行研究的，已有現(xiàn)成的模擬軟件可以使用。本文用SRIM軟件對靶材的濺射進(jìn)行了模擬。濺射原子從靶材表面被激發(fā)出來時的出射能量、出射角度是研究濺射現(xiàn)象關(guān)鍵的物理量，也是濺射原子輸運時的初始

72、狀態(tài)。</p><p>　　3.1 SRIM軟件簡介</p><p>　　SRIM是用來計算粒子(10eV～2GeV)在固體中受到的阻止和射程分布的計算機模擬軟件。它運用級聯(lián)碰撞理論建立模擬模型, 把靶看作是無序結(jié)構(gòu)的，離子和靶原子的碰撞采用和兩體碰撞近似，離子在兩次碰撞之間進(jìn)行隨機跳躍, 跳躍距離由其平均自由程決定；離子與原子之間的相互作用后其勢能采用屏蔽庫侖勢；離子在固體中的電荷狀態(tài)

73、采用和有效電荷近似。SRIM 包括幾個部分：</p><p>　　第一：不同能量、入射角和位置的離子在固體中的級聯(lián)碰撞過程。第二：級聯(lián)碰撞中固體損傷的詳細(xì)計算。第三：離子在固體中的分布和固體損傷的計算。第四：多層化合物中的級聯(lián)碰撞。第五：中子、電子及光子的級聯(lián)碰撞。第六：靶材表面原子濺射的計算。</p><p>　　其中第六部分只能計算同一種能量、入射角和入射位置的入射離子在固體中的級聯(lián)碰

74、撞過程及對固體的濺射；而第一部分可以模擬不同能量、入射角和入射位置的入射離子在固體中的級聯(lián)碰撞過程及對固體的濺射，模擬時需要利用文件“TRIM.TXT"輸入入射離子的能量、入射角和位置，模擬結(jié)果存儲在文件“SPUTTER.TXT”中。圖3.1和3.2是SRIM軟件的模擬界面。</p><p>　　圖3.1 SRIM的啟動界面</p><p>　　圖3.2 SRIM 模擬離子在

75、固體中級聯(lián)碰撞的界面</p><p>　　圖3.2中，下拉列表的深色選項可以模擬不同能量、角度和位置的入射離子在固體中的級聯(lián)過程及對固體表面的濺射。</p><p>　　濺射的計算機模擬原理</p><p>　　用蒙特卡羅方法模擬時，粒子的運動過程不是通過其運動方程來求解的，而是根據(jù)級聯(lián)碰撞理論，認(rèn)為粒子在固體中運動時要經(jīng)過一系列的碰撞，粒子在碰撞以后的能量和運動方

76、向就發(fā)生了變化。計算機模擬的流程如下圖3.3所示：</p><p>　　圖3.3 離子輸運過程程序流程圖</p><p>　　在相鄰的兩次碰撞間粒子是自由運動地，運動軌跡根據(jù)粒子的自由程來決定。粒子間發(fā)生碰撞時的作用勢能是碰撞中關(guān)鍵的物理量，對于低能離子來說一般用屏蔽的庫侖勢，對于高能粒子來說也可以用庫侖勢。在線性級聯(lián)碰撞中，把兩次碰撞常看著近似，就是認(rèn)為反沖粒子每次只與一個靜止的靶原子

77、相碰撞。在原子濺射過程中，其中原子核阻止是引起反沖粒子能量損失的主要因素，電子阻止的能量損失一般是被忽略的。當(dāng)靜止的靶原子與反沖粒子碰撞后將獲得一部分能量，如果其能量大于固體的束縛能量，靶原子就會離開原來的位置進(jìn)行反沖運動，這個原子就會被程序跟蹤；如果其能量小于固體的束縛能，它就會在原來的位置振動，得到的能量最終就以聲子的形式釋放，這個原子將被放棄跟蹤。反沖運動的靶原子如果到達(dá)了靶表面且能量大于靶的表面束縛能具有靶面法向動量，這個原子就

78、會被濺射出去。靶的表面束縛能對于濺射來說非常重要，物質(zhì)的濺射產(chǎn)額對靶材的束縛能非常敏感，但大多數(shù)單質(zhì)的表面束縛能都不被知道，一般情況下用物質(zhì)的升華熱來近似代替其表面束縛能。</p><p>　　3.2.2 入射離子與靶原子間的相互作用</p><p>　　電子阻止：靶原子激發(fā)或電離后，電子獲得了粒子的能量，激發(fā)或電離的能量叫做電子能量損失或非彈性勢能損失。這是高速入射粒子能量損失的主要原

79、因。</p><p>　　原子核阻止：入射粒子通過彈性碰撞把能量傳給靶原子核，靶原子就會發(fā)生振動或反沖運動，其中粒子損失的能量叫做彈性勢能損失。這是低速入射粒子能量損失的主要原因。</p><p>　　韌致輻射：在相對論中，由于入射粒子在靶中的動量發(fā)生變化而發(fā)射光子。</p><p>　　核反應(yīng)：當(dāng)入射粒子和靶原子核滿足核反應(yīng)的組合規(guī)則且達(dá)到了反應(yīng)能量的臨界值時就會

80、發(fā)生核反應(yīng)。</p><p>　　離子對固體表面的濺射是粒子和固體相互作用的一種形式，粒子和固體之間的相互作用主要是粒子和固體中的原子之間的相互作用及其所引起的二者之間的能量交換過程，即是粒子在固體中的能量損失過程[11]。粒子在固體中的能量損失原因如上所示，由上假設(shè)可知，在濺射過程中離子的能量損失主要因為電子阻止和原子核阻止。入射離子的能量損失如果是由電子阻止引起的，它的運動速度就必須要大于靶電子，這樣就可把靶

81、電子看作是靜止的。如果入射離子的速度太小，所有的電子都可以調(diào)整運動軌道，以適合入射離子的瞬時位置，那么電子所吸收的能量就會很少，所以當(dāng)離子質(zhì)量大、入射速度低時，電子阻止引起的能量損失是很小的， 能量損失主要是由原子核阻止引起的。 濺射現(xiàn)象主要是由原子核阻止引起的，此時離子與原子之間的相互作用一般用屏蔽的庫侖勢來描述。</p><p>　　3.2.3 靶材的濺射過程</p><p>　　人

82、們對濺射現(xiàn)象作了大量的實驗研究，并且得出了一些經(jīng)驗性的結(jié)論：濺射離子的能量須大于一定的閥值時才會發(fā)生濺射現(xiàn)象；濺射產(chǎn)額隨著入射離子能量的增加而增加，但離子能量增大到一定的值時，濺射產(chǎn)額會因為離子能量的增加反而降低；在相同能量下，大質(zhì)量離子的濺射產(chǎn)額比小質(zhì)量的離子要大，濺射產(chǎn)額與入射角有關(guān)[12]，出射原子的出射角基本服從余弦規(guī)律，但當(dāng)離子能量低時會有所偏離。</p><p>　　級聯(lián)碰撞理論認(rèn)靶材表面的濺射是離子

83、同靶材表面附近的原子產(chǎn)生級聯(lián)碰撞而得的結(jié)果，即入射離子把能量傳遞給靶面表面產(chǎn)生碰撞的原子，只要傳遞的能量大于靶材原子周圍的其它原子對靶原子的束縛能量—體束縛能，靶材原子會脫離它原來的位置并與其他的靶材原子發(fā)生繼續(xù)的碰撞。這樣，離子間的碰撞就會在靶中級聯(lián)發(fā)生，直到反沖原子的能量變得很小，不足以進(jìn)行反沖運動為止；或反沖原子得到指向靶材表面法向的動量，并且其能量大于靶材的表面束縛能量，進(jìn)而被濺射出靶材表面，濺射產(chǎn)生流程如圖3.4所示。<

84、/p><p>　　圖3.4 離子對靶材濺射的級聯(lián)碰撞過程</p><p>　　級聯(lián)碰撞過程可以分為線性級聯(lián)碰撞和非線性級聯(lián)碰撞[13]，在線性級聯(lián)碰撞中，反沖原子的密度很低，運動原子之間的碰撞幾率一般很小，因此；可以只考慮反沖原子和靜止靶原子之間的碰撞，不考慮反沖原子之間的相互影響，此時可以用濺射產(chǎn)額來描述濺射的效率。</p><p>　　在非線性級聯(lián)碰撞中，反沖原子

85、的密度很高，運動原子之間也發(fā)生碰撞，因此需要考慮反沖原子之間的級聯(lián)效應(yīng)對濺射效率的影響。在釘扎情況下，濺射效率將大大提高。目前，這種情況下的能量傳遞及濺射產(chǎn)額的理論研究還不是很成熟。入射離子質(zhì)量大時容易出現(xiàn)釘扎現(xiàn)象。</p><p><b>　　3.3 模擬結(jié)果</b></p><p>　　本論文主要模擬了惰性氣體(Ar+)離子對金屬靶材(Al)的濺射，分別考慮了濺

86、射原子的位置、能量和角度分布對模擬結(jié)果的影響[17]。</p><p>　　就濺射原子的位置分布而言： </p><p>　　圖3.5 輸運到靶面的離子(Ar+)對靶材(Al)濺射的模擬結(jié)果</p><p>　　就濺射原子的能量分布而言：</p><p>　　圖3.6 不同能量離子垂直入射時的濺射原子能量分布</p><

87、;p>　　入射離子能量：A：50eV；B：100eV；C：200 eV；D：500 eV；</p><p>　　實驗表明：入射離子的大部分能量都消耗在級聯(lián)碰撞過程中，能量被參與級聯(lián)碰撞的靶原子分掉，轉(zhuǎn)化為靶材的熱能，還有一部分用來克服靶材的表面束縛能；隨著入射離子能量的增加，濺射原子能量分布偏向于高能量區(qū)域，這與假設(shè)是相符合的。</p><p>　　由實驗可知，濺射原子的能量主要還是

88、集中在較低的能量區(qū)域，分布狀況比較相似。隨著入射角的增大濺射原子的能量有所增高，分布往往就偏向于高能量區(qū)域，用更高能量的離子濺射仍然有相同的效果[14]。這可能是因為當(dāng)增大入射角時靶材中的級聯(lián)碰撞主要在靶表面附近發(fā)生，那么這時入射離子傳遞給靶原子的動能分量就比較少，濺射原子主要就是最初參與級聯(lián)碰撞的原子。</p><p>　　就濺射原子的角度分布而言：圖中橫坐標(biāo)為出射角余弦，Z軸方向與靶面垂直、向里，縱坐標(biāo)為濺射

89、原子分布密度。</p><p>　　圖3.7 Ar+轟擊AI靶時的出射原子角度分布</p><p>　　從圖可知濺射原子的出射角度分布是符合余弦定律的，這一現(xiàn)象叫做熱蒸發(fā)理論，即濺射原子落在單位立體角內(nèi)的概率與cos (a)成比例，這一定理不適合低能入射離子和入射角較大兩種情況，從實驗可見濺射原子大部分是小出射角出射，隨著入射角變大，濺射原子就逐漸偏向大角度出射。可見，濺射原子的出射角與

90、入射離子能量的關(guān)系不太明顯而與入射離子的角度關(guān)系較為密切。</p><p>　　第四章 濺射原子的輸運模擬</p><p><b>　　引 言</b></p><p>　　用SRIM軟件和蒙特卡羅方法綜合模擬濺射原子輸運到襯底的輸運過程和在襯底的分布情況。從理論上講濺射粒子的輸運主要受氣壓和靶基距的影響，兩參數(shù)的乘積愈大輸運到襯底的濺射粒子愈

91、少, 能量愈小。一般情況下濺射粒子到達(dá)襯底時, 能量集中在幾電子伏到十幾電子伏的范圍內(nèi)。角度分布主要集中在垂直方向上, 這與從靶面出射時的分布很相似, 但在垂直方向的分布有所減小；位置分布與從靶面出射時相比, 分布范圍在擴大、趨于均勻化, 但主要在靶的直徑范圍內(nèi)。</p><p>　　4.1 模擬模型及原理</p><p>　　在SRIM軟件環(huán)境下模擬濺射原子的運動情況和分布情況。用蒙特

92、卡羅方法模擬濺射原子的輸運, 模擬時可以跟蹤了每個濺射原子，直至它到達(dá)靶面以后或是超出了模擬空間, 模擬中不考慮濺射原子間的相互碰撞。</p><p>　　4.1.1 建立模擬模型的假設(shè)</p><p>　　濺射原子在真空中除了和背景氣體發(fā)生碰撞外, 是進(jìn)行自由飛行的，不考慮濺射原子間的碰撞[15]。</p><p>　　由于在真空中氣體電離度很低, 而從靶中濺射

93、出來的原子是很少的, 所以濺射原子在飛行過程中主要和背景氣體原子發(fā)生碰撞。</p><p>　　真空中氣體的溫度一般很低, 氣體分子熱運動速度要比氣體定向流動速度大得多, 所以一般假設(shè)背景氣體分子遵守麥克斯韋分布。</p><p>　　氣體分子在真空中能量較低, 分子間除了彈性碰撞不發(fā)生其他碰撞, 在壓強低時看作兩體碰撞近似。</p><p>　　4.1.2 模型

94、建立與模擬軟件的編制</p><p>　　在考慮輝光放電，假設(shè)入射粒子是均勻產(chǎn)生的，且由于陰極殼層厚度相對于粒子的平均自由程而言較短，粒子在從殼層向靶面的運動過程中，認(rèn)為不與工作氣體發(fā)生碰撞。入射粒子的方向與靶面垂直，粒子能量即為陰極殼層電壓提供給粒子的能量。系統(tǒng)處于動態(tài)平衡下。在一定的工作參數(shù)下靶電流穩(wěn)定，為了模擬方便，假設(shè)電流密度在靶面是均勻分布的。工作氣體是服從麥克斯韋速率分布的。</p>&

95、lt;p>　　在模擬入射粒子與靶材的相互碰撞作用時，我們用SRIM軟件中的TRIM程序來模擬計算。把生成的入射粒子狀態(tài)的參數(shù)作為SRIM初始數(shù)據(jù)，經(jīng)過TRIM的模擬計算后，就可以得出濺射原子的狀態(tài)。</p><p>　　濺射原子輸運模擬軟件的編制?；诿商乜_理論，編制程序模擬了濺射原子從靶面向襯底的輸運過程[7]。用MATLAB隨機生成10000個在半徑為30mm的圓片上均勻分布的粒子，其能量設(shè)置為500

96、eV，入射方向垂直靶平面。以此數(shù)據(jù)編制成DAT文件，作為SRIM軟件的初始數(shù)據(jù)。經(jīng)過TRIM的模擬碰撞后，得到了相應(yīng)的原子狀態(tài)，以此數(shù)據(jù)作為初始數(shù)據(jù)，用編好的程序模擬濺射原子從靶面向襯底的輸運過程。程序可以跟蹤每個粒子從靶面向襯底運動的全過程，最后得到了濺射原子到達(dá)襯底時的狀態(tài)。程序模擬了濺射原子與工作氣體的每次隨機碰撞，并記錄了每次碰撞的位置和碰撞后濺射原子的速度，直至所跟蹤的濺射原子到達(dá)襯底或被腔壁吸收為止，最后可得到濺射原子沉積到

97、襯底時的狀態(tài)。程序設(shè)置了三個可調(diào)的輸入?yún)?shù)（man，p，d），man包含了濺射原子剛從靶面出射時的狀態(tài)和數(shù)量，可通過TRIM計算得到，P和d分別代表工作氣體的壓強和靶面之間的距離。輸入三個參數(shù)后，運行程序，就可以模擬到工作參數(shù)下的濺射原子輸運狀態(tài)[16]。在考慮濺射原子從靶面向基面輸運的過程中，假設(shè)工作氣體服從麥克斯韋速率分布，即：</p><p><b>　?。?-1）</b></p

98、><p>　　假設(shè)濺射原子除了與工作氣體發(fā)生彈性碰撞外其它時間做自由飛行。自由飛行的距離滿足以濺射原子平均自由程為參數(shù)的指數(shù)分布，由于濺射原子數(shù)量遠(yuǎn)小于工作氣體的數(shù)量，一般濺射原子的平均自由程近似認(rèn)為和工作氣體的平均自由程相似，即</p><p>　　, （4-2）</p><p><b

99、>　　（4-3） </b></p><p>　　式中r為濺射原子自由飛行的路程，為平均自由程，為氣體的有效碰撞直徑，取氬氣的范德瓦爾斯直徑，即=3.82 Å，為工作氣體的壓強。濺射原子與氬氣發(fā)生彈性碰撞，每次碰撞的位置由下式確定：</p><p><b>　?。?-4）</b></p><p>　　碰撞后濺射原子的速

100、度由彈性碰撞的公式確定。</p><p><b>　?。?-5）</b></p><p>　　式中：、、 、 為濺射原子第n-1次碰撞后的位置和速度，、、、為濺射原子在第n次碰撞后的位置和速度，r為兩次碰撞之間原子自由程，為濺射原子質(zhì)量，為氬原子質(zhì)量，為氬原子的速度，、、是與坐標(biāo)軸的三個余弦。每次碰撞的r可從滿足分布的隨機數(shù)中抽取。</p><p&

101、gt;<b>　　的選取方法如下：</b></p><p><b>　　（4-6）</b></p><p>　　式中：從滿足分布的隨機數(shù)中抽取，從之間均勻抽取，從之間均勻抽取。</p><p>　　4.2 濺射原子的碰撞及碰撞參數(shù)</p><p>　　首先，確定背景氣體分子的運動速度。根據(jù) 2.1

102、 中的假設(shè)(3)可得一個背景氣體分子取其速度( V x、 V y、)的幾率為：</p><p><b>　?。?-7）</b></p><p>　　式中k為玻爾茲曼常數(shù)，m為原子質(zhì)量，T 為氣體溫度。T要由實驗時具體測定,作為輸入?yún)?shù)。原子速度可由條件密度法中抽取。</p><p>　　確定濺射原子的碰撞參數(shù)及碰撞截面:</p>

103、<p>　　主要計算濺射原子和背景氣體分子間的彈性碰撞截面。下圖4.1為質(zhì)心系中彈性兩體碰撞示意圖, θ為散射角, 可用下式求出：</p><p>　　圖4.1 質(zhì)心系中彈性兩體碰撞示意圖</p><p>　　設(shè)在給定粒子能量的情況下：θ=κb +π,κ是常數(shù)。于是σ可近似為：</p><p>　?。?-8）

104、 </p><p>　　是兩粒子在給定條件下能夠發(fā)生碰撞時的最大值為, 如果給定了一個最小θ,那么舊可以直接通過數(shù)值計算得到結(jié)果，b可從[0 , ]的區(qū)間均勻抽取。如果要確定濺射原子碰撞后的速度。就要先把碰撞前的速度從實驗坐標(biāo)系變換為質(zhì)心系, 再計算出粒子間的碰撞, 然后把碰撞后的速度再變換到實驗坐標(biāo)系。</p><p>　　圖4.1為碰撞前后粒子速度在實驗坐標(biāo)系和質(zhì)心系間的變換, 在質(zhì)

105、心系中, 粒子速度碰撞后只改變方向, 那么只要知道散射角θ和方位角φ，θ可由式(4-8)求得, φ可在[ 0 , 2π]區(qū)間均勻抽取, 則有：</p><p><b>　?。?-9）</b></p><p><b>　?。?-10）</b></p><p>　　是方程φ( r) = 0 的解。式(3)中是粒子a相對于粒子b

106、的相對速度大小, 是折合質(zhì)量，V ( r)是粒子間相互作用的勢能。兩體碰撞中彈性碰撞截面可表示為如下式子。</p><p><b>　?。?-11）</b></p><p>　　式中是微分碰撞截面，可表示為：</p><p>　?。?-12） </p><p><

107、;b>　　則有，</b></p><p><b>　?。?-13） </b></p><p>　　4.2.1 濺射原子和背景氣體分子間的碰撞</p><p>　　濺射原子和背景分子間的碰撞可以近似為兩體碰撞，碰撞過程如圖4.2所示。</p><p>　　圖4.2 濺射原子和背景氣體分子發(fā)生兩體碰撞