Файл: Арифов У.А. Угловые закономерности взаимодействия атомных частиц с твердым телом.pdf
ВУЗ: Не указан
Категория: Не указан
Дисциплина: Не указана
Добавлен: 09.04.2024
Просмотров: 132
Скачиваний: 0
ми кристалла, с чем связано наличие каналов с разными попереч ными сечениями. Часть первичных ионов, как упомянуто выше, проникает в эти каналы, снижая значения Кр.
При работе с поликристаллическнмн мишенями (§ 3 гл. I) приходится учитывать большую или меньшую плотность материа лов, а в случае монокристалла имеются кристаллографические на правления с различной прозрачностью, которая для разных ориен таций кристалла по отношению к падающему пучку ионов спо собствует появлению анизотропии коэффициентов рассеяния ионов. Указанный эффект сугубо объемный и наблюдается в наиболее выраженном виде только при сравнительно больших (£0>0,5 кэв) энергиях ионов, когда эффективные сечения малы, кристалл доста точно прозрачен, а глубоко лежащие слои вносят существенный вклад в рассеяние.
При частичном проникновении первичных ионов в поверхност ные слои твердого тела выход рассеянных ионов вдоль тех или иных кристаллографических направлений, имеющих различные прозрачности, будет неодинаков. Тонкая структура углового и пространственного распределений ионов, рассеянных монокристал лами (§ 3 гл. II), связана с блокировкой выхода ионов под теми углами вылета, на которых расположены плотно упакованные це почки атомов. В направлении плотно упакованных цепочек благо даря экранирующему действию их атомов образуется тень, обу словливающая появление минимумов углового и пространствен ного распределений рассеянных ионов.
Таким образом, как и существование минимального угла рас сеяния, эффект ограничения рассеяния под большими углами отно сится не только к поверхности, но и к более глубоким слоям твер дого тела п другим кристаллографическим направлениям. Здесь, вследствие затенения атомов верхних слоев нижними, рассеяние (выход) на данный угол 0 будет также минимальным. Изменения вида углового и пространственного распределений рассеянных ионов в зависимости от энергии, угла падения первичных ионов и ориентации мишени по отношению к направлению пучка ионов не противоречат представлению о наличии запретных направлений рассеяния (выхода) для частиц, идущих из кристаллической ре шетки в вакуум.
Как изложено в § 4 и 5 гл. II, энергетический спектр ионов, рассеянных монокристаллами, обладает тонкой структурой, обу словленной многократными последовательными соударениями бом бардирующих ионов с упорядоченно расположенными атомами
кристалла. Полная вероятность рассеяния ионов |
в направлении |
р |
|||
с энергией Е |
после |
многократных столкновений |
определяется |
с |
|
помощью формулы |
(1.40), где суммирование частиц производится |
||||
по всем углам |
р и ср, обусловливающим одинаковую энергию Е — |
||||
= E i (E0, |
р). |
гл. I) |
было показано, что в случае поликристалли- |
||
Выше |
(§ 5 |
ческой мишени энергетический спектр помов имеет плавный харак
123
тер, так как на иен с равной вероятностью реализуется любое про
межуточное направление |
рассеяния. |
Поскольку рассеяние ионов |
в данном направлении в |
результате |
однократного столкновения |
с атомами решетки наиболее вероятно, благодаря резко дискретной потере энергии ионами в энергетическом спектре наблюдается мак
симум (пик |
однократного соударения). |
В случае |
монокрпсталлической мпшенп, как известно, имеются |
направления с различной плотностью упаковки, которые приво дят к появлению ряда дополнительных пиков как в высокоэиергетнческоп', так п в низкоэиергетическоп областях пика однократ
ного |
соударения |
[189, 190], что п имеет место в эксперименте |
(см. |
§ 4 гл. |
II). |
Однако из приведенных энергетических спектров видно, что на нпзкоэнергетическом склоне пика однократного соударения отсут ствуют пики кратных столкновений, хотя в некоторых случаях наблюдаются горбы. Отсутствие пиков, по-вндимому, 'связано с углом рассеяния. Действительно, нельзя быть уверенным, что в процессе последовательных многократных соударений ионы снача ла будут отклоняться на угол больший, чем угол р, на который отклоняются ионы, испытавшие однократные соударения, а в конечном счете на тот же угол р, так как величина поперечного сечения уменьшается с увеличением угла рассеяния. Таким обра зом, можно предполагать, что большая часть многократно рас сеянных ионов будет испытывать соударения и при каждом соуда рении будет происходить рассеяние на малый угол.
Как было упомянуто выше (§ 8 гл. I), вероятность того, что рас сеянная частица может испытать больше одного соударения с атомами мишени, сильно зависит от глубины расположения первой рассеивающей частицы. Если падающий ион претерпевает первое соударение в пятом пли шестом слое, то он имеет гораздо боль шую вероятность испытать дополнительные соударения до выхода из решетки, чем ионы, испытывающий первое соударение в первом или втором слое. Известно, что с увеличением глубины проникно вения первичных ионов вероятность обратного выхода их из ре шетки соответственно тоже уменьшается. Следовательно, влияние многократных столкновений на энергетические спектры будет мини мальным, если бомбардирующий ион испытает первое соударение в приповерхностном слое или прежде, чем испытать соударение проникнет (каналируется) в решетку так глубоко, что его выход станет маловероятным.
Указанное условие выполняется тогда, когда моиокристаллическая мишень бомбардируется вдоль плотно упакованных на правлений (т. е. плоскость падения параллельна плотно упакован ному атомному ряду кристалла), а анализу по энергиям подверга ются вторичные ионы, лежащие в плоскости, совпадающей с плос костью падения. При такой ориентации мишени относительно на правления пучка ионов все атомы, лежащие ниже верхнего слоя, экранируются поверхностными атомами и, следовательно, в энер
124
гетическом спектре должны наблюдаться один или два наиболее выраженных пика, соответствующих нонам, испытавшим двукрат ные соударения на атомах плотно упакованных направлении, что и установлено в результате эксперимента. Другим важным кри терием в пользу многократного соударения является то, что в энергетическом спектре, полученном при углах, далеких от пре дельного угла рассеяния однократного соударения рПред, в случае /п.|</?г2 (Cs+ на Мо) обнаруживаются только пики кратных столк новений, а в спектре, снятом внутри этого предельного угла, появ
ляются |
пики обоих столкновений, т. е. однократного |
и много |
|||
кратных. |
|
|
|
|
|
Рассмотрение изменения энергетических спектров ионов, рас |
|||||
сеянных монокристаллами как при n ii<in 2, |
так |
и при /7j|>m2 в |
|||
зависимости от энергии |
(0,5-—5 кэв), угла |
н |
сорта |
первичных |
|
ионов |
не указывает на |
иное происхождение |
тонкой |
структуры |
энергетического спектра. Она целиком обусловлена многократ ными последовательными соударениями бомбардирующих ионов с упорядоченно расположенными атомами кристалла. Однако в области энергии первичных ионов <500 эв и при сравнительно больших массах бомбардирующего иона (например, Cs+) в энер гетическом спектре рассеянных ионов обнаруживаются дополни тельные пики, происхождение которых, по-видимому, можно объ
яснить возможностью соударения |
тяжелого бомбардирующего |
иона одновременно с несколькими |
атомами кристалла [78, 84]. |
Относительная интенсивность пика двукратного рассеяния воз растает с увеличением атомных номеров иона z, и атома мишени z2 и убывает с ростом энергии первичных ионов Е0, угла рассеяния Р и расстояния d между атомами, на которых происходит последова тельное рассеяние (§ 4, 5 гл. И). Это в первую очередь связано с изменением сечения рассеяния, так как все указанные колебания параметров сталкивающихся частиц и условия эксперимента приво дят к увеличению сечения рассеяния. Отношение вероятности дву кратного к вероятности однократного рассеяния в данном направ лении (выражения (ШЛО) пли (III.12)) вычисленное с помощью машинного расчета на основе экранированного кулоновского по тенциала взаимодействия [186], также совпадает с результатами эксперимента.
Как видно из осциллограмм (§ 4, 5 гл. II) энергетических спектров ионов, рассеянных монокристаллами, наиболее вероят ный и самый энергичный двукратный пик в сторону больших энер гий спадает не круто, указывая на наличие ионов с энергиями, превышающими энергию при двукратных соударениях. Характер распределения по энергиям группы ионов с энергией Етах> Е 2 и изменение их числа с увеличением угла падения н энергии первич ных шонов не противоречат предположению о происхождении их в результате более чем двукратных соударений. Правильность такой точки зрения подтвердил характер энергетического спектра ионов, полученного при скользящих углах падения н вылета (Ф = 0 ^80°).
125
При этом энергетические положения однократного и двукратного пиков смещены в сторону больших энергий спектра, что свидетель ствует о резкам возрастании числа ионов, претерпевших повторные столкновения с большей кратностью, т. е. о цепочечном столкнове нии [124, 129, 191, 279, 280, 322, 323]. Действительно, если считать,
что ион после каждого столкновения отклоняется на одинаковый малый угол, то формула, определяющая энергию, сохраняемую ионом в результате многократных столкновений на угол (3, запи сывается в виде выражения (11.11), из которого следует, что с увеличением числа столкновений п значение Дщах стремится к До-
Таким образом, в составе вторичной эмиссии обнаруживаются не только ионы, претерпевшие одно- н двукратные соударения с атомами мишени, но и ионы, испытавшие соударения гораздо большей кратности, т. е. цепочечные столкновения.
Многие наблюдаемые экспериментально закономерности каче ственно удовлетворительно объясняются простой двухатомной моделью процесса рассеяния [186, 189, 237, 346]. Однако отмечае мые при углах Ф = 0> 80° и малых межатомных расстояниях неко
торые расхождения с предсказаниями, полученными на основании рассмотрения двухатомной модели процесса рассеяния, хорошо объясняются моделью цепочечных столкновений. В результате изу чения прохождения заряженных частиц через кристаллическую решетку [322, 323] и рассеяния ионов поверхностью монокристал лов [129, 191, 124, 279, 280] было установлено, что при малых межатомных расстояниях н углах, составляемых направлениями пучка ионов с осями атомных цепочек, рассмотрение столкновений как строго индивидуальных актов уже не является корректным. Более правильным в этом случае, как было упомянуто выше, явля ется рассмотрение рассеяния ионов атомными цепочками, которое соответствует результатам эскперимента (см. § 4, 5 гл. II).
Результаты эксперимента позволяют использовать угловые за кономерности взаимодействия атомных частиц с кристаллами (на пример, эффект теней, наблюдаемый на угловых и пространствен ных распределениях, н структурность энергетического спектра) для изучения структуры поверхностных слоев твердого тела и в том числе монокристалличности эпитаксиальных пленок.
В результате исследований угловых закономерностей рассея ния ионов кристаллами установлены следующие основные экспе риментальные факты.
1.Угловая зависимость коэффициента рассеяния ионов облада ет анизотропией, обусловленной совпадением направления пучка ионов с различными кристаллографическими направлениями кри сталла.
2.С возрастанием энергии первичных ионов Е0 на угловых за висимостях Кр начинают проявляться минимумы, соответствующиевсе более высокоиндицированным направлениям. Глубина моду
ляции кривых Кр(Ф) с ростом Е0 увеличивается, а угловая шири на минимумов уменьшается.
126
3.Коэффициент диффузионных ионов /<д в зависимости от угла падения Ф имеет анизотропию, связанную с упорядоченной струк турой кристалла.
4.Угловое и пространственное распределения ионов, рассеян ных кристаллами, имеют тонкую структуру, обусловленную бло кировкой выхода вторичных ионов плотно упакованными атомны ми рядами.
5.С увеличением энергии первичных ионов тонкая структура углового и пространственного распределений становится более выраженной, что связано с возрастающим вкладом ионов, рас сеянных из глубины и формирующих тени направлений.
6.Энергетический спектр ионов, рассеянных монокристалла ми, имеет структуру, связанную с двукратными столкновениями
бомбардирующего иона с упорядоченно расположенными атомами кристалла.
7.В энергетическом спектре обнаружены ионы с энергиями, большими, чем у ионов, испытавших двукратные соударения,, что связано с большей кратностью соударений иона с атомами ми шени.
8.В случае т .\ < .т 2 в энергетическом спектре, полученном при углах рассеяния р, далеких от предельного (Зщред, наблюдаются только пики многократного соударения, а внутри его — одно- и многократных соударений.
9.Относительная интенсивность пика двукратного соударения
возрастает с увеличением атомных номеров иона Z\ и атома ми шени г2 и убывает с ростом энергии первичных ионов Е 0, угла рассеяния |3 и расстояния d между атомами, от которых происхо дит последовательное рассеяние.
10.Основные наблюдаемые угловые закономерности рассеяния ионов кристаллами качественно объясняются на основе теорети ческих моделей рассеяния изолированными рядами атомов.
11.Угловые закономерности рассеяния ионов монокристаллами могут быть использованы для изучения структуры приповерхност ных слоев твердого тела и в том числе тонких пленок по характе ру рассеяния ионов.
Г л а в а I I I
ВЛИЯНИЕ НЕКОТОРЫХ ФИЗИЧЕСКИХ ПАРАМЕТРОВ МОНОКРИСТАЛЛА НА УГЛОВЫЕ ЗАКОНОМЕРНОСТИ РАССЕЯНИЯ ИОНОВ
Исследования рассеяния ионов кристаллами позволят более ярко выделить отличительные особенности взаимодействия ионов с твердыми телами и газовыми мишенями, вызванные при надлежностью атома кристаллической решетке (силой' связи меж ду атомами, упорядоченным расположением атомов, тепловыми колебаниями их в решетке и т. д.). В этом отношении особенно ценными будут сведения о влиянии кристаллической структуры.и тепловых колебаний атомов решетки на угловое и энергетическое распределения рассеянных ионов. Если температура газовой мише ни неэкстремальна, то она, видимо, не влияет на взаимодействие ионов с мишеныо. В случае твердого тела плотность упаковки ато мов в цепочках различных направлений неодинакова, тепловые колебания атомов могут изменять прозрачность кристаллической решетки и соответственно вероятность ион-атомного соударения б приповерхностных слоях мишени, глубину проникновения быст рого иона в решетку, уменьшать эффективную энергию связи ато мов, искажать цепочки атомов, участвующие в передаче последо вательностей фокусированных соударений и т. д. В конечном сче те такие исследования могут дать много новых количественных сведений, необходимых для создания теории рассеяния ионов твер дым телом. В настоящей главе мы описываем результаты изуче ния влияния некоторых физических параметров кристалла на рас сеяние ПОНОВ.
§1. КРАТКИЙ ОБЗОР ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ ВЛИЯНИЯ ФИЗИЧЕСКИХ ПАРАМЕТРОВ КРИСТАЛЛА НА УГЛОВЫЕ ЗАКОНОМЕРНОСТИ РАССЕЯНИЯ ИОНОВ
Впервые влияние ориентации мишени на выход вторич ных ионов, т. е. на пространственное и энергетическое распре деления рассеянных ионов замечено В. Е. Юрасовой [235], Датц, Снук [274], В. А. Молчановым [169] и нами [247]. Более подробно воздействие различных физических параметров кристалла на рас-
128