Файл: Арифов У.А. Угловые закономерности взаимодействия атомных частиц с твердым телом.pdf

В случае бомбардировки Аи появлялись рассеянные первичные ионы с различной кратностью заряда (от Аг+ до Аг7+). Уширение пиков спектра в случае бомбардировки меди, серебра авторы объ­

гетнческих склонах пиков Аг+, рассеянных поверхностями Аи п Ag, и плохое разрешение изотопического эффекта в случае бом­ бардировки поликристаллической Си связано с многократными столкновениями иона с атомами мишени. Отсутствие подобных сту­ пенек на низкоэнергетических склонах пиков Аг+ (пики резко спа­ дали), по мнению авторов, обусловлено уменьшением поперечно­ го сечения рассеяния с увеличением угла рассеяния. При увели­ чении заряда иона наблюдалось уменьшение относительного влия­ ния многократных столкновений на спектры.

Наличие хорошо разрешенных (отдельных) пиков Аг+ на ато­ мах Си63 и Си65 в спектре, полученном при бомбардировке грани (100) Си вдоль направления [ПО], объяснялось экранировкой по­ верхностными атомами всех нижележащих атомов. Поворот кри­ сталла вокруг оси [100] приводил к уширению (сглаживанию) спектра вследствие увеличения вероятности многократных столк­ новений.

В заключение авторы пришли к выводу, что динамическое по­ ведение ионов, эмиттированных и отраженных от поверхности ме­ талла, хорошо описывается на основе парных столкновений между изолированными частицами.

В. А. Молчанов и другие [159, 169] с помощью электростати­ ческого анализатора исследовали влияние кристаллической струк­ туры мишени на энергетические спектры рассеянных ионов. Бом­ бардировалась грань (100) Cu-мишени ионами Аг+ и Ne+ с энер­ гией 30 кэв. Вращение мишеней и анализаторов производилось вокруг оси [ПО], лежащей в плоскости мишени. Рассмотрено изме­ нение энергетических спектров вторичных ионов в зависимости от угла рассеяния (3 ( ~ 5—28°) при трех фиксированных углах сколь­ жения ф (5, 10 и 15°). Как и в [184, 274], спектр состоял из ряда пиков, соответствующих ионам аргона, рассеянным без из1менения заряда, а также испытавшим обдирку. Общий характер измене­ ния спектров при увеличении угла [3 такой же, как и в случае бомбардировки поликристаллической медной мишени [157]. В слу­ чае, когда плоскость среза мишени составляла угол 18° с кристал­ лографической плоскостью (100), пики аргона и неона были не­ сколько уже и на высокоэнергетических склонах их наблюдались ступени, связанные с многократными соударениями иона с атома­ ми мишени.

Уширения пиков (рассеянных ионов и атомов отдачи) и соот­ ветственно плохое разрешение спектра в случае совпадения осей кристалла канализатора авторы объясняли, как и Датци Снук [274], увеличением числа атомов мишени, которые встречает рассеянный

87

ион- (или атом отдачи) на пути от точки, где произошло первое рассеяние, до анализатора.

В монокристаллах это число зависит от кристаллографического

другими, так что в этих направлениях кристалл более прозрачен [274]. Таким образом, энергетические спектры частиц, распростра­ няющихся в направлениях главных осей кристалла, должны не­ сколько отличаться от спектров частиц, распространяющихся в направлениях, в которых кристалл менее прозрачен. В этих спект­ рах пики должны быть более узкими и в них должен быть более

а в области средних энергий в последующих работах В. А. Молча­

Спомощью электростатического анализатора Дал и Мадьяр

[273]исследовали угловую зависимость энергетических спектров

пики атомов отдачи, соответствующие вторичным нонам А12+, А13+,

А1, объяснялось тем, что р = 5 0 °> рПред, а наличие его при р = 25°— однократным рассеянием иона Аг+ на атомах А1.

Таким образом, как следует из изложенного, кристаллическая структура мишени значительно влияет на характер энергетическо­ го распределения рассеянных ионов. Есть все основания считать, что это влияние должным образом проявляется в угловом и про­ странственном распределениях ионов, рассеянных кристаллами.

Впервые влияние кристаллической структуры образца (мишени) на угловое распределение было установлено Венером для ней­ тральных частиц, вылетающих из монокристалла и при бомбарди­ ровке его медленными [389] и быстрыми ионами [238, 239, 312, 350, 376]. Направления максимальных выходов распыленного вещества совпадали с направлениями плотной упаковки атомов решетки, вследствие чего возникали так называемые пятна Венера. В на­ правлениях плотной упаковки лежали также максимумы вторичной эмиссии положительных и отрицательных ионов бомбардирующего

88

вещества [393]. В этих направлениях энергия и импульс частиц,

[318, 369]) и создают наиболее благоприятные условия для выхода атощов из монокристалла. Аналогичное угловое распределение вторичных нейтральных и заряженных частиц (атомов и ионов) бомбардирующего кристалла обнаружено в ряде последующих ра­ бот [195].

Противоположная картина, как упомянуто выше [235, 298], на­ блюдалась при исследовании углового распределения ионов, рас­ сеянных монокристаллом. Здесь вдоль направлений плотной упа­ ковки отмечались минимумы рассеяния. Как показывают расчеты углового и энергетического распределений ионов, рассеянных мо­ нокристаллом [125, 236, 237, 346], наилучшие условия для выхода ионов после взаимодействия с атомами нескольких верхних слоев решетки создаются в направлениях, находящихся между плотно упакованными рядами, и там обнаруживаются максимумы рассея­ ния. Вдоль направлений плотной упаковки возникают области за­ прещенного рассеяния, области «тени». С увеличением энергии ионов уменьшается эффективный диаметр рассеяивающих атомов решетки и сужаются минимумы рассеяния (и соответственно рас­ ширяются максимумы).

Линдхард [322] предсказал, что при энергии рассеиваемых мо­ нокристаллом частиц в несколько мегаэлектронвольт угловой размер тени в направлениях плотной упаковки будет порядка 1 ° и меньше. Такой же порядок углового размера тени (минимума, или лунки углового распределения) был впервые экспериментально обнаружен Бомейем [262] при рассеянии а-частиц, а Чеммелом- [293] и А. Ф. Тулиновым [207, 208]—при рассеянии протонов, обра­ зующихся в результате ядерной реакции.

В последние годы разработан новый метод для изучения струк­ туры твердого тела, так называемая «протонография». Следует отметить, что существование в кристаллической решетке направ­ лений или плоскостей, запрещенных для движения ионов, исполь­ зовалось в ряде работ [152, 182, 358] еще до появления прямых экспериментов [207, 208, 235, 262, 293], подтверждающих этот эф­ фект, для объяснения зависимости коэффициента распыления от угла падения ионного пучка. Как было показано в [178, 358] (Кпстемакер, В. А. Молчанов) для коэффициента распыления, а в [58] — для коэффициента рассеяния, увеличение угла падения пучка первичных ионов в случае бомбардировки монокристаллической мишени приводит к немонотонному росту этих коэффициентов. При совпадении направления ионного пучка с плотно упакован­ ными кристаллографическими направлениями мишени оба коэф­ фициента резко уменьшаются. В этих направлениях атомы, лежа­ щие сверху, частично или полностью заслоняют нижние атомные слои, и бомбардирующий пучок ионов проникает в кристалл прак­ тически без соударений и соответственно вызывает минимальное

8»

количество смещенных, распыленных и рассеянных атомов и ионов [152, 182, 358]. Очевидно, что при падении в направлении плотной' упаковки часть ионов рассеивается на атомах первого слоя и создает «тени» в этом направлении. Другая же часть ионов (и также некоторая доля рассеянных ионов) попадает в каналы, ограниченные плотно упакованными рядами атомов. В последних случаях, как показано в [282, 301, 317, 361], при определенных условиях частицы могут распространяться в каналах на значи­ тельные расстояния с очень малыми потерями энергии, что приво­ дит к эффекту каналирования [293, 317].

Эффект каналирования и связанные с ним явления анизотро­ пии коэффициентов катодного распыления и ионно-электронной эмиссии подробно изучены в серии работ В. А. Молчанова с со­ трудниками, И. А. Аброян, М. А. Еремеева, Н. Н. Петрова [6] и в некоторых работах зарубежных авторов. С помощью эффекта каналирования [5, 6 , 14] объяснено поведение коэффициента радиа­ ционной проводимости (пли индицированной проводимости, возни­ кающей в полупроводниках и диэлектриках при бомбардировке их положительными ионами) от угла падения пучка ионов на поверх­ ность монокристаллических мишеней. При одной и той же ориен­ тации 'мишени коэффициент радиационной проводимости был мак­ симален при тех углах падения, где наблюдались минимумы коэф­ фициента ионно-электронной эмиссии, и наоборот. Последнее объ­ яснялось эффектом каналирования ионного пучка, который созда­ вал дополнительные центры рекомбинации, что в свою очередь резко увеличивало радиационную проводимость образца.

Чтобы обнаружить предсказанную в [189] структуру энерге­ тического спектра помов, рассеянных монокристаллом, Е. С. Маш­ кова, В. А. Молчанов, Э. С. Парилис и Н. Ю. Тураев [164, 332, 340] исследовали угловую зависимость энергетических спектров рас­ сеянных ионов как экспериментально, так и теоретически. Бом­ бардировались грани (100) и (114) кристалла Си ионами Аг+ с энергией 30 кэв. На всех полученных спектрах рассеянных ионов на высокоэнергетических склонах главного (однократного) пика наблюдались пики (горбы). Проведен аналогичный расчет, причем с помощью формулы, предложенной О. Б. Фирсовым [213], допол­ нительно учитывались неупругие потери при столкновении иона с атомами кристалла:

ные номера сталкивающихся частиц.

Согласно результатам работы [211], неупруго переданная энер­ гия распределялась между ионом и атомам решетки пропорцио­ нально числу электронов в их оболочках. Результаты расчета представлены на спектрах в виде отдельных пиков. Сравнение их

90