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

Ю. В. Мартыненко для относительной интенсивности двукратного

напыления на 1Монокристаллическую подложку инородных пленок. Бомбардировке ионами К+ с энергией 4 кэв подвергались поверх­ ности скола монокристаллов КС1 и КВг. Ориентация мишени отно­ сительно пучка первичных ионов и методика исследования были такие же, как в [11]. Результаты исследования показали, что тол­ щина «активного» слоя dа, определяющего вторичную эмиссию для алюминия, достигала ~ 7-1015 ат/см2 (при этом минимумы на кривых К(Ф ) и у(Ф) становились практически неразличимыми). Толщина «активного» слоя устанавливалась также по зависимо­ стям коэффициентов у и К от толщины нанесенной пленки. При сравнении оба способа измерения величины d& дали хорошо со­ гласующиеся значения. Авторы отметили, что исследование угло- б ы х зависимостей коэффициентов ионно-электронной и ионно-ион­ ной эмиссий может быть использовано для изучения структуры тонких пленок.

Ван дер Веч и Внерман [3] анализировали энергетическое распределение ионов, рассеянных монокристаллом в области боль­ ших энергий первичных ионов (£о = 30—90 кэв). Бомбардирова­ лась грань (ПО) монокристалла Си ионами Аг+. Энергетические спектры, полученные при углах скольжения и рассеяния, равных 12°5', показали, что с увеличением энергии первичных ионов Аг+ интенсивность двукратного пика быстро уменьшалась. В области До>60 кэв в высокоэнергетическом склоне однократного пика вместо острого (двукратного) пика наблюдался уступ. Сокращение числа ионов, испытавших двукратные соударения в области боль­ ших энергий, авторы объяснили уменьшением сечения рассеяния.

Таким образом, рассмотрение исследований углового, простран­ ственного и энергетического распределений ионов, рассеянных кристаллами, показывает, что они не только способствовали реше­ нию ряда противоречивых вопросов рассеяния, которые не удава­ лось однозначно решить при изучении рассеяния на поликристал­ лах, но и намного расширили наши знания о взаимодействии час­ тиц. Действительно, обнаружение дополнительных пиков в энерге­

[18, 19, 246] энергий), обусловленных двукратным столкновением бомбардирующего иона с атомами мишени, явилось подтвержде­ нием теории, объясняющей наличие ионов с энергиями большими, чем энергия ионов, испытавших однократные соударения, на осно­

96

ве многократных соударений. Правильность этой точки зрения бы­ ла закреплена отсутствием пика однократного соударения в энер­ гетическом спектре, полученном при угле большем, чем угол пре­ дельного однократного рассеяния рПреДпри т 1< т 2 (в случае моно­ кристалла здесь обнаруживались пики кратных столкновений [30, 37, 22]. Все закономерности рассеяния в первом приближении можно объяснить с помощью газовой модели.

Однако наряду с этим, как и надо было ожидать, принадлеж­ ность атома кристаллической решетке (силы связи между атома­

твердыми телами от взаимодействия с газовыми мишенями. Об­ наружена анизотропия коэффициента рассеяния в зависимости от угла падения первичных ионов, обусловленная эффектом канали­ рования налетающих ионов в кристаллической решетке. Оказа­ лось, что угловое и пространственное распределения рассеянных ионов имеют своеобразные особенности, связанные с блокировкой входа и выхода ионов, т. е. эффектом «теней». При подробном изу­ чении энергетического распределения рассеянных ионов выясни­ лось, что кратный (двукратный) компонент рассеяния весьма чув­ ствителен к структуре образца. Все это показало, что ориента­ ционные эффекты открывают новые возможности для исследований твердого тела, в частности для изучения его структуры.

' В последние годы процесс рассеяния -успешно изучается тео­ ретически. Этому способствовало развитие вычислительной техни­ ки, с помощью которой можно было рассмотреть поведение сис­ тем, состоящих из большого количества взаимодействующих час­ тиц, .не прибегая к грубым упрощениям. В настоящее время суще­ ствуют десятки расчетных работ (см. § 2 гл. IV), результаты ко­ торых позволили не только глубже понять механизм взаимодей­ ствия атомных частиц, но и продолжить такого рода исследования. Целью наших дальнейших исследований явился анализ угловых закономерностей рассеяния ионов монокристаллами. Уже первые измерения [235, 289, 298, 299] указали на своеобразное поведение рассеянных частиц на монокристаллических образцах. Дальнейшее изучение обнаруженных эффектов (ориентационных, эффектов «теней») поможет разработать новые методы анализа структуры

обнаружения других особенностей рассеяния ионов кристаллами, например, структурности энергетического [189] и анизотропии угло­ вого и пространственного распределений рассеянных ионов.

Кроме того, изучение угловых закономерностей рассеяния ионов кристаллами представляет несомненный самостоятельный интерес, так как позволит определить характер межатомного взаимодейст­ вия и атомной структуры в твердом теле, а также установить вид потенциала при таком взаимодействии.

Исследования угловых закономерностей рассеяния ионов кри­ сталлами дают возможность получить гораздо больше информа­ ций об элементарных актах взаимодействия атомных частиц, про­ являющихся во всех ориентационных эффектах. Поэтому нами были исследованы следующие угловые характеристики рассеяния ионов 'монокристаллами Мо и W.

1. Угловая зависимость энергетических распределений щелоч­ ных ионов, рассеянных монокристаллами, и влияние энергии, мас­ сы бомбардирующего иона на характер этих распределений.

2. Угловое, пространственное распределения ионов, рассеянных монокристаллами, и влияние угла падения, энергии и массы пучка первичных ионов на характер этих распределений.

3. Эффекты каналирования, т. е. угловая зависимость коэффи­ циента ионно-ионной эмиссии и его компонентов при различных энергиях и массах налетающих ионов.

4. Энергетическое, угловое и пространственное распределения ионов, рассеянных монокристаллами в случае, когда масса бом­ бардирующего иона больше массы атома мишени.

§2. АНИЗОТРОПИЯ УГЛОВОЙ ЗАВИСИМОСТИ КОЭФФИЦИЕНТА ИОННО-ИОННОЙ ЭМИССИИ И ЕГО КОМПОНЕНТОВ

Исследования проводились в вакуумной камере (рис. 2), описанной в § 1 гл.I, методом двойной модуляции.

На рис. 35 представлена серия кривых угловых зависимостей коэффициента рассеяния ионов КР, полученных при бомбардиров­ ке грани (100) W-мишени, накаленной до 1500°К, ионами Na+ с различными начальными энергиями (У-—1000, 2— 1500, 3—3000 эв). Мишень вращалась вокруг оси [001], а пучок ионов лежал в плос­ кости, проходящей через ось [010] кристалла. Там же для сравне­ ния приведена зависимость (4) коэффициента рассеяния Kv, по­ лученная в случае бомбардировки поликрпсталлпческой W-мишени ионами Na+ с энергией 1000 эв.

и максимумов, что связано с эффектам каналирования бомбарди­ рующих ионов в кристаллической решетке мишени. С увеличением энергии первичных ионов на угловых зависимостях начинают про­ являться минимумы, соответствующие все более высокоинднцированным направлениям. С ростом энергии глубина модуляции кри­ вых увеличивается, а угловая ширина минимумов уменьшается. Как видно из кривых А’р(Ф), главные минимумы отмечаются при углах падения 0 и 45°, а второстепенные — при углах 26 и 18°, что соответствует кристаллографическим направлениям [100], [110], [210] и [310] соответственно. Минимальное рассеяние ионов наблю­ дается при совпадении направления падения ионного пучка с основными кристаллографическими направлениями [100] и [110] кристалла. В этих направлениях нижележащие атомы экранирова-

98

мы поверхностными атомами кристалла, с чем связано наличие каналов с разными поперечными сечениями. Часть первичных ионов проникает в эти каналы, что снижает значения ТСр.

При работе с поликристаллическими мишениями, как упомя­ нуто в § 1 гл. I, приходится учитывать большую или меньшую плотность материала, а в случае монокристалла—кристаллографи­ ческие направления с различной прозрачностью. Различные про­ зрачности для разных ориентаций' кристалла по отношению к

во ф.\а

Рис. 35. Рис. 36.

падающему пучку ионов приводят к анизотропии коэффициента рассеяния ионов.

мами мишени, будут сохранять направленное движение по каналу кристаллической решетки. Существует ряд работ по определению критического угла каналирования ионов разных масс и энергий в металлических кристаллах [8, 244, 258, 384], однако в них анали­ зируются сравнительно легкие газовые ионы в области больших энергий. Поэтому большой интерес представляло проверить, пра­ вильна ли оценка критического угла каналирования (II.8) для Цйших случаев (1—5 кэв). Значение критического угла каналирования рк мы находили с помощью формулы, аналогичной той, которую

99

1500°К. Угловым зависимостям /\р не в равной мере присуща ани­ зотропия, обусловленная регулярным расположением атомов ми­ шени. С увеличением массы бомбардирующего иона глубина мо­ дуляции кривых уменьшается, а ширина минимумов увеличивается, что приводит к сглаживанию анизотропии кривой /СР(Ф). Такой результат, по-видимому, подтверждает точку зрения, связывающую наличие минимума на кривой АР(Ф) с проникновением бомбарди­ рующих ионов в открытие канала кристалла. С увеличением мас­ сы (или радиуса) бомбардирующего иона проникновение его в каналы кристалла затрудняется и соответственно растет обрат­ ное рассеяние ионов. Сглаживанию анизотропии /СР(Ф) при увели­ чении массы бомбардирующего нона способствует, по-видимому, и другой немаловажный фактор. Как видно на рис. 36, с ростом массы бомбардирующего иона высоты максимумов на кривой /СР(Ф) уменьшаются быстрее, чем глубины минимумов. Последнее, очевидно, связано с тем, что вклад увеличения радиуса иона в минимумы кривой /СР(Ф) меньше вклада, вводимого изменением сечения рассеяния: ионов на максимумах, вызываемого увеличе­

от диффузионных /д. и ток испаренных ионов /н от тока рассеян­ ных. Анизотропия значения коэффициента рассеяния ионов Ар в зависимости от Ф наблюдается и здесь. Однако заметного изме­ нения (сглаживания) анизотропии этого коэффициента в .зависи­ мости от температуры мишени не отмечается. Это связано, .по-ви­

I>100