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

димому, с тем, что температура мишени (1500°К) еще недоста-- точна для того, чтобы амплитуда тепловых колебаний атомов ре-.

Т а б л и ц а 2

Критические углы по Линдхарду, град. мин.

шетки заметно влияла на прозрачность кристалла. Для получения заметного сглаживания анизотропии величины Кр надо нагреть мишень до температуры, близкой к температуре плавления метал­

101

угла падения пучка первичных ионов хорошо объясняются эффек­ том экранировки (затенения) атомов нижних слоев кристалла верх­ ними, а сглаживание анизотропии и коэффициента Кр с ростом тем­ пературы мишени зависит от влияния тепловых колебании' атомов решетки на процессы рассеяния ионов.

§3. УГЛОВОЕ И ПРОСТРАНСТВЕННОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ РАССЕЯННЫХ ИОНОВ

которых свидетельствует об обусловленности немонотонного ха­ рактера зависимости исключительно кристаллической структу­ рой мишени. Можно считать, что при небольшом коэффициенте преломления вторичных ионов на границе твердое тело — вакуум максимумы наблюдаются вблизи кристаллографических направле­ ний с малыми индексами.

Аналогичные результаты были получены [17, 245, 268] для угло­ вых распределений электронов при изучении вторичной электрон­ но-электронной [17, 245, 268] и ионно-электронной [62] эмиссий.

Расположение максимумов на диаграммах (рис. 39а) также указывает на систематически возрастающее смещение их в сторону больших углов вылета, что связано с блокирующим действием атомных цепочек вдоль основных кристаллографических направ­ лений кристалла на выход рассеянных ионов.

Полярные диаграммы угловых распределений вторичных ионов, построенные при наличии задерживающего потенциала на сетке цилиндра Фарадея, равного 10, 25 и 50 эв (в случае Na+ на (100) Мо при £0=1000 эв), приведены на рис. 396. Здесь тонкая струк­ тура углового распределения более ярко выражена при наличии небольшого задерживающего потенциала на сетке (10—25 эв).

Как видно из сравнения диаграмм, появление максимумов обу­ словлено в основном выходом ионов, движущихся в кристалле преимущественно между низкоиндицнрованными осями кристал­ ла. Сопоставление положения максимумов, полученных экспери­ ментально, относительно нормали к поверхности мишени и кри­ сталлографических осей позволяет найти коэффициенты прелом­ ления вторичных ионов при их выходе в вакуум. Однако предва­ рительный расчет, аналогичный проведенному в [245] для элек­ тронно-электронной эмиссии, и результаты эксперимента показы­ вают, что коэффициент преломления постоянен для вторичных

103

Рис. 39.

Для лучшего понимания природы тонкой структуры углового распределения ионов, рассеянных монокристаллами, большой ин­ терес представляет анализ влияния энергии, массы и угла паде­ ния первичных ионов.

104

Как мы видели выше (рис. 39а), для изученного интервала энергий ионов натрия характер распределений почти не меняется, но особенности (тонкая структура) проявляются несколько силь­ нее для более быстрых ионов. При исследовании влияния массы бомбардирующего иона на угловое распределение, когда бомбар­ дировалась грань (100) Mo-мишени ионами Na+, К+ и Rb+ с энергией 2,5 кэв, выяснилось, что для легких ионов структура бо­ лее четко выражена. Последнее, по-видимому, связано с ростом количества вторичных ионов, выходящих из мишени со сравни-

Рис. 40.

тельно большими энергиями в результате увеличения энергии или уменьшения массы бомбардирующих ионов.

На рис. 40 представлены полярные диаграммы, характеризую­ щие угловые распределения вторичных ионов при бомбардировке грани (100) Mo-мишени ионами Na+ с энергией 2 кэв. Диаграммы 1—6 получены при углах падения 0, 30, 45, 60, 70 и 80° соответст­ венно. Диаграмма (обозначенная на рис. пунктиром) снята при повороте мишени вокруг оси [100] на азимутальный угол 45°. Ниж­ ний граничный угол вылета несколько уменьшается, что обуслов­ лено плотностью атомной цепочки вдоль направления выхода рас­ сеянных ионов. Измерения распределения интенсивности вторичных ионов по углам здесь тоже проводились в плоскости рассеяния

[001].

Сувеличением угла падения пучка первичных ионов до 45°

рассеяние вперед, которое при угле 70° совпадает с направле-

105

нием зеркального отражения. Наряду с этим тонкая структура углового распределения тоже деформируется, т. е. с ростом угла Ф глубина модуляции диаграммы уменьшается и при угле Ф >80°

угловое распределение переходит к обычным, наблюдаемым в слу­ чае поликристалла (см. рис. 17). Правда, в данном случае ниж­ ний предел угла рассеяния, с которого обрывается кривая, не­ сколько меньше, чем в случае поликристалла, что объясняется, по-видимому, различной степенью шероховатости поли- и монокристаллических мишеней. Отсутствие тонкой структуры у угло­

Полярные диаграммы, характеризующие пространственные распределения вторичных ионов при бомбардировке грани (001) монокристалла Мо ионами Na+ с энергией 1500 ав под разными углами падения (/—0, 2—30, 3—45, 4—60 и 5—80°) показаны на рис. 41. Цилиндр Фарадея вращался вокруг оси [001] кристалла и находился под углом вылета 60° относительно нормали к поверх­

наблюдается анизотропия рассеяния ионов в зависимости от ази­ мутального угла рассеяния вторичных частиц, что и обусловлено упорядоченной структурой кристалла. На рис. 41 также видно, что с увеличением угла падения диаграмма пространственного распределения смещается вперед по отношению к направлению падения пучка первичных ионов (см. диаграммы 3 и 4). Послед­ нее свидетельствует о том, что увеличение угла Ф приводит к преимущественным рассеяниям ионов не только по направлению полярного угла рассеяния |3, но и азимутального угла рассеяния у.

Аналогичные результаты при изучении углового и пространст­

106

венного распределений были получены при бомбардировке граней (100), (ПО) монокристалла W.

Таким образом, наилучшие условия для выхода ионов после взаимодействия с атомами нескольких верхних слоев решетки соз­ даются в направлениях, находящихся между плотно упакованны­ ми рядами, где и обнаруживаются максимумы рассеяния. В этом же направлении, когда рассеивающий ион в пути движения к по­ верхности встречает атомы, расположенные вдоль цепочки, возни­ кают области запрещенного рассеяния или область «тени». Чем больше энергия ионов, тем меньше эффективный диаметр рассеи­ вающих атомов решетки и тем уже минимумы рассеяния и, следо­ вательно, ярче тонкая структура углового распределения.

§4. СТРУКТУРНОСТЬ ЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ РАСПРЕДЕЛЕНИЙ ИОНОВ, РАССЕЯННЫХ МОНОКРИСТАЛЛАМИ

При увеличении разрешающей способности анализатора (см. § 8 гл. I) на высокоэнергетическом склоне пика однократного рассеяния в случае поликристалла обнаруживался горб, поведе­ ние которого в зависимости от различных параметров столкнове­ ния (энергии, массы, угла падения первичных, угла вылета, рассея­ ния вторичных ионов, природы и ориентации мишени) подтвер­ ждало мнение об обусловленности его многократными столкнове­ ниями бомбардирующего иона с отдельными атомами мишени. Позже появились расчетные работы [189, 346], в которых пред­ сказывалось, что следует ожидать не только анизотропию углового распределения, но и структурность энергетического распределения ионов, рассеянных монокристаллом. Было показано, что вероят­ ность двукратного рассеяния ионов отнюдь не мала и при доста­ точной разрешающей способности анализатора их можно обна­ ружить экспериментально в виде пиков в низко- и высокоэнерге­ тических областях спектра.

Действительно, еще при первых измерениях в высокоэнергети­ ческой области пика однократного рассеяния в спектре вторичных ионов Аг+, рассеянных поверхностью грани (100) монокристалла Си, возник пик, что объяснялось многократным рассеянием ионов Аг+ на атомах Си [159, 332]. Однако из-за невысокой разрешаю­ щей способности анализатора второй пик имел весьма пологий вид. Поэтому появилась необходимость исследовать энергетические спектры ионов, рассеянных монокристаллами, с помощью анали­ затора с высокой разрешающей способностью. Исследование было важно провести в области малых энергий (1—5 кэв) с использо­ ванием ионов со сравнительно большими массами и монокристал­ лов тугоплавких металлов (Мо и W) [18, 19, 27], так как в теоре­ тических работах [191, 186] отмечалось, что вероятность двукрат­ ного соударения прямо пропорциональна атомным номерам иона 2 ) и атома мишени z2 и обратно пропорциональна энергии первич­ ных ионов.

107

гл. I § 5, 6). При этом, кроме пика однократно рассеянных от отдельных атомов мишени ионов' обнаруживаются еще два пика

ввысокоэнергетической области спектра.

Расчеты, аналогичные [189], показывают, что самый крайний

пик высокоэнергетической части спектра соответствует ионам, пов­ торно рассеянным на ближайшем атоме в направлении [010] после первого рассеяния на атоме [000], а пик, близкий к пику одно­ кратно рассеянных ионов, — ионам, повторно рассеянным на атоме в направлении [021] после первого столкновения на атоме [000] (рис. 426). Индекс [000] на осциллограмме соответствует одно­ кратному столкновению атома с ионом на грани (001), остальные индексы обозначают атом, с которым произошло повторное столк­ новение после первого столкновения с атомом [000]. Энергия, со­ храняемая ионом после упругого однократного рассеяния на угол р, определяется с помощью формулы (1.37) независимо от типа потенциала, действующего между ионом и атомом мишени. При более строгом подходе, как было показано в [186, 189], это ут­ верждение не верно для рассеяния на данный угол р в результате двух последовательных столкновений с двумя атомами, положение

с учетом того, что первое столкновение приводит к рассеянию в направлении одного из атомов решетки, определяемом полярным углом рассеяния Pi и азимутальным углом ср, а второе — откло­ няется на угол р2, определяемый соотношением

cos р2 — cos р cos р, + sin р sin р, cos ».

При этом энергия иона, испытавшего двукратное соударение за ­ висит от вида потенциала взаимодействия, поскольку величина углов Pi и р2 вычисляется (в плоском случае) по уравнению (IV.5).

Дальнейшее рассмотрение показывает, что величина Е2(До, Рь Рг) может быть как меньше, так и больше Е ](Е 0, р) в за ­ висимости от величины первого угла рассеяния рь Для случая,

Однако отсутствие двукратных пиков в низкоэнергетическом скло­ не пика однократного соударения (рис. 42а) объясняется, по-види­ мому, малой вероятностью того, что последовательность много­

с увеличением угла рассеяния. Следовательно, можно считать, что большая часть многократно рассеянных частиц испытывает, соуда­

109