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

падения первичных ионов высота пиков, соответствующих медлен­

Исчезновение пиков медленных и испаренных ионов, по-видн- мому, даст возможность очищать поверхность мишени ионной бом­ бардировкой.

На рис. 47 приведены зависимости значений г| [000], г) [010], т]тах от угла рассеяния при бомбардировке грани (100) Мо-мише- ни, накаленной до 1800°К, ионами Rb+ с энергией 1000 эв. Пунк­ тирные кривые соответствуют значениям \ (0оо1 >'4] |0ю]> вычислен­ ным с помощью формул для случаев однократных и двукратных

соударений ионов Rb+ с отдельными атомами Мо.

§6. ОСОБЕННОСТИ ЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ РАСПРЕДЕЛЕНИЙ ТЯЖЕЛЫХ ИОНОВ, РАССЕЯННЫХ МОНОКРИСТАЛЛАМИ ЛЕГКИХ ЭЛЕМЕНТОВ

При бомбардировке мишеней легких элементов тяжелы­ ми ионами (Cs+ на Мо) в случае поликристалла (см. § 7 и 8 гл. I) [107, 194, 184, 176, 36] энергетический спектр, полученный при углах

117

9

Р и с . 4 8 .

рассеяния р, далеких от предельного Ршред, вытекающего из соот­ ношения для однократного соударения (1.37), отличается от спектра, снятого внутри РшредСлучаи т \ < т 2 для монокристаллов оставался неизученным. Поэтому представлялось весьма интерес­ ным исследовать угловую зависимость энергетических спектров вторичных ионов при бомбардировке различных гранен монокри­ сталла Мо ионами Cs+, что и было сделано в [30, 22].

На рис. 49а приведены две осциллограммы распределений по энергиям вторичных ионов, полученные при бомбардировке грани (001) монокристалла Мо, накаленной

о2оо ные пучки лежали в плоскости, прохо-

6

~Ь ' 200 ' 4ав' т 'е\эё

дящей через ось [010] монокристалла Мо.

На осциллограмме 1 видно, что в энергетическом спектре, кро­ ме пика испаренных ионов, наблюдается еще максимум в области энергии 50 эв, который спадает в сторону больших энергий некру­ то, и ширина его явно превышает естественную ширину из-за на­ личия ионов с энергиями, большими, чем энергия ионов этого пика. Наличие плавно спадающего «хвоста» пика медленных ионов, как и в случае бомбардировки мишеней легких элементов тяже­ лыми ионами, связано с многократными столкновениями бомбар­ дирующего иона с атомами мишени (см. § 7, 8 гл. I). Однако отсут­ ствие здесь тонкой структуры, зависящей от упорядоченной струк­ туры монокристалла, по-видимому, обусловлено трудностью ее раз­ решения в данном случае (Ф = 0°).

119

При бомбардировке гранен монокристалла Мо помами Cs+ воз­ можная область углов отклонения однократно рассеянных ионов

область охватывает в основном атомы, лежащие под приповерх­ ностными слоями. Поэтому при нормальной бомбардировке граней Мо (Г=1800°К) ионами Cs+ энергетический спектр вторичных понов состоит в основном из испаренных и медленных ионов. При этом количество ионов с энергиями большими, чем энергия ионов, соответствующих пику медленных понов, сравнительно мала, но резко увеличивается с ростом угла падения первичных ионов.

но больших энергий наблюдаются пики, соответствующие двукрат­ но рассеянным ионам. Расчеты показывают, что самый крайний пик соответствует ионам Cs+, повторно рассеянным на атоме в

Интересно, что в энергетическом спектре отсутствует пик одно­ кратного соударения. Последнее объясняется тем, что при Ф = 5 0 ° область Piпред еще не охватывает угол 0, при котором вторичные ионы подвергаются анализу по энергиям. Однако наличие пиков двукратных столкновений обусловлено тем, что область р1пред в данном случае (Ф = 50°) уже охватывает атомы, лежащие на гра­ ни (001) Мо, что приводит к двукратным столкновениям бомбар­ дирующего нона с атомами этой грани, позволяя им отклоняться

Экспериментальные данные хорошо совпадают с расчетами. Несколько иная картина наблюдается при бомбардировке Мо-

мишени ионами Cs+ под большим углом Ф. Осциллограмма рас­ пределения по энергиям вторичных ионов, полученная при бомбар­ дировке грани (001) Мо, накаленной до 1800°1\, ионами Cs+ с энергией 2 кэв приведена на рис. 50. Здесь угол падения первич­ ных ионов равен 80°, анализу по энергиям подвергались вторич­ ные ионы, распространяющиеся под углом 0= 60°.

В энергетическом спектре, кроме пиков, наблюдаемых на ос­ циллограмме 2 (рис. 496), обнаруживается пик [000], соответст­ вующий ионам, испытавшим однократные столкновения, что ана­ логично спектру вторичных ионов, полученному при бомбардиров­ ке граней монокристалла Мо-мишенн ионами К+, Rb+ и Na+

120

спектр вторичных ионов также указывает на присутствие рассея­ ния ионов с энергиями большими, чем у ионов, испытавших дву­ кратные соударения. Характер распределения этих рассеянных ионов по энергиям, изменение их с увеличением угла падения и энергии первичных ионов в случаях ni\<_nio и т \ > п ц не проти­ воречат предположению о происхождении их в результате соуда­ рении большей кратности.

Следовательно, модель парных однократных и многократных столкновений применима и при бомбардировке монокристаллов легких элементов тяжелыми ионами (Cs+ на Мо).

Наблюдаемые особенности углового и энергетического распре­ деления ионов, рассеянных поверхностью монокристаллов, обуслов­ лены упорядоченным расположением атомов мишени и объясня­ ются влиянием кристаллической структуры на процесс рассеяния ионов. Теоретический анализ ориентационных эффектов при про­ хождении заряженных частиц через кристаллические решетки [205, 323. 378] и при рассеянии их поверхностью кристаллов [125, 129, 189, 237, 332] показал, что приближение цепочки атомов явля­ ется достаточно хорошим приближенным методом, с помощью которого удается объяснить первичные и вторичные ориентацион­ ные эффекты, наблюдаемые при экспериментах.

Монокристалл, как известно, является средой, в которой благо­ даря негомогенностн, анизотропности и отсутствию неупорядочен­ ности появляются ориентационные эффекты при прохождении и отражении назад заряженных частиц. Если частица движется классически вдоль прямой линии через тонкий монокристалл, то важно не только направление линии движения, но и ее положения в решетке. При совпадении траектории частицы с главной осью решетки (если такая траектория проходит между атомами) отме­ чается уменьшение всех физических эффектов, требующих близ­ ких соударений между частицей и атомом. Если частица подхо­ дит очень близко к атомам, эти эффекты возрастают. Однако при проведении экспериментов по изучению тех или иных закономер­ ностей рассеяния (например, как наши) вряд ли можно попасть пучком только в пространство между атомами в решетке, посколь­ ку площадь поперечного сечения пучка довольно велика. При этом, одна часть пучка может идти между атомами, в то время как другая проходит вблизи атомов. При наличии хорошо коллимиро­ ванного по направлению пучка можно предположить, что некото­ рая доля ионов, движущихся по прямым линиям, все-таки пройдет в отдалении от атомов вплоть до достаточно больших глубин про­ никновения, что приведет к каналированию частиц и соответст­

совпадения направления падения ионного пучка с основными кри­ сталлографическими направлениями кристалла. В этих направле­ ниях нижележащие атомы экранированы поверхностными атома­

122