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: 135
Скачиваний: 0
эмиссий монокристаллов GaAs и InSb. Угловая зависимость ионно-
ионной |
эмиссии К изучалась при бомбардировке |
грани |
(100) |
||||
монокристаллов GaAs |
(поворот осуществлялся |
вокруг |
осей |
[100], |
|||
[ПО] и [111]) |
и InSb |
ионами Аг+ с энергией |
70 |
кэв. |
Кривым |
||
К(Ф ) |
и у(Ф ), |
снятым при температуре образца 550°С, |
в равной |
мере присуща анизотропия, обусловленная регулярным располо жением атомов мишени. Основные изменения коэффициентов К и у при углах падения Ф, соответствующих минимуму в направ лении [112] и близлежащим максимумам, происходили в сравни тельно узком температурном интервале-— 135—170°С. Такой пе реход, как и в работах [13, 103], объяснен отжигом дефектов кри сталлической решетки. Температура, при которой начинаются рез
кие изменения в характере угловых |
зависимостей К(Ф ) и у(Ф ), |
||
достаточно хорошо совпадала с экспериментальным |
значением |
||
температуры отжига, определенной |
другим |
методом |
[242, 243]. |
Несовпадающие значения y(I!I)/7(iioi |
со |
значением, |
которое |
следует из теории прозрачности [153] (отношения плотностей упа ковки граней), авторы связали с иной плотностью граней из-за
смещения атомов в поверхностных |
слоях кристалла InSb [150]. |
В заключение авторы пришли к |
аналогичному [163] выводу, |
что анализ угловых зависимостей ионно-ионной эмиссии при раз личных температурах образца может быть использован для изу чения кинетики отжига дефектов.
X. Зоммерфельд, Е. С. Машкова, В. А. Молчанов [117], одно временно изучая угловые зависимости коэффициентов ионно-ион ной, ионно-электронной эмиссий и катодного распыления при раз личных температурах монокристаллического образца Ge, пришли к выводу, что явление амортизации кристаллов при ионной бом бардировке (ионами Аг+ с энергией 30 кэв) с успехом можно при менять для выяснения механизма катодного распыления. Объяс нялось это тем, что механизм передачи энергии с помощью фоку сирующихся коррелированных столкновений (фокусонов), который положен в основу фокусонных теорий распыления (см. [257, 377]), возможен только в случае монокристалла. Поэтому авторы счита ли, что сравнительное изучение коэффициентов катодного распы ления и ионно-электронной эмиссии при температурах образца, находящегося в аморфизованном и кристаллическом состояниях, позволит установить, какой из двух механизмов (каскадный [382] и фокусонный) катодного распыления в конкретном случае даст больший вклад. Как установлено исследованиями, при углах паде ния, где нет ни максимума, ни минимума, коэффициенты распыле ния и эмиссии аморфного и кристаллического германия близки. Следовательно, можно заключить, что при распылении германия механизм фокусированных столкновений не дает заметного вкла да в распыление.
Чтобы экспериментально проверить двухатомную модель рас сеяния ионов кристаллами, Мюллер-Ярайс [179] изучал угловые зависимости положения однократного и двукратного пиков в энер
133
гетическом спектре. Необходимо было выяснить одну из основных закономерностей, которая вытекает из двухатомной модели [161, 346], т. е. тот факт, что эффект кратного рассеяния наиболее отчетливо наблюдается лишь в тех случаях, когда угол скольже ния близок к половине угла рассеяния.
На основе соотношения между прицельными параметрами пер
вого |
и второго столкновений P2 = P i+ d (p —ф), предложенного |
Э. С. |
Парилисом [346] для малых углов ф и |3, а также связи меж |
ду прицельным параметром и углом рассеяния при малых углах [141] и известной аппроксимации потенциала О. Б. Фирсова было
получено выражение |
|
|
const (р, — 6) = |
— |
(Ш.1) |
Установлено, что это выражение вблизи ф ~р/2 имеет больше одного решения, а в случае ф = р/2 — три решения, но два из них являются эквивалентными по отношению к потерям энергии рас сеянных ионов. Обнаружено, что существует .минимальный угол ргр, ниже которого при всех ф существует только одно решение
Ргр= 1,56-10- |
( 111.2) |
. (Kz, |
+ 1' Г, |
Экспериментальное изучение рассеяния ионов Аг+ с энергией 30 кэв гранью (ПО) кристалла Си (в плоскости рассеяния рас полагались поочередно атомные цепочки мишени [ПО], [100], [111]; угол рассеяния р оставался постоянным и равным 30°, а угол скольжения ф изменялся в интервале 6—22° через каждые 3°) показало, что вблизи вычисленного значения угла скольжения, равного 10,8°, наблюдалось резкое изменение формы распределе ний— переход от двух пиков к куполу. Однако появление структу ры снова в области угла ф <28° и ф>19,2°, как указывает МюллерЯрайс, моделью не описывалось.
Для выяснения влияния упорядоченного расположения атомов верхних слоев твердого тела на механизм рассеяния ионов твер дым телом В. А. Молчанов с сотрудниками [167, 168] исследовал энергетическое распределение ионов Аг+, рассеянных гранями (ПО) и (111) монокристаллов Si и Ge при различных температу рах. Схема экспериментальной установки и методика исследования были такие же, как и в прежней работе авторов [163]. При тем пературе образца выше температуры отжига (Т > 600°С) интенсив
ности пиков однократного и двукратного рассеяний ионов в энер гетическом спектре в зависимости от азимутального угла поворота мишени имели анизотропный характер. Для мишени, аморфизованной ионной бомбардировкой, энергетические распределения содержали только один пик, высота (интенсивность) которого в пределах точности эксперимента не зависела от угла ср. Это объяс нялось отсутствием на поверхности мишени направления, которое отличалось бы от любого другого направления свойствами, влияю щими на механизм рассеяния ионов.
134
Мы также изучали влияние тепловых колебаний атомов решет ки на угловое, пространственное и энергетическое распределения щелочных ионов, рассеянных монокристаллами тугоплавких ме таллов (V/ и Мо) [32, 33, 249]. Исследовалось также [20, 24] воз действие радиационных нарушений, вызванных ионной бомбарди ровкой, на процесс рассеяния ионов, когда мишеныо служили монокристаллы полупроводников Si и Ge. Обнаружен ряд законо мерностей — влияние тепловых колебаний атомов решетки и ее (решетки) дефектов на процесс рассеяния ионов (см. гл. III).
Известно, что эмиссия вторичных частиц при ионной бомбар дировке возникает в результате элементарных актов (упругогорассеяния, ионизации, возбуждения и т. д.). Все эти процессы до статочно хорошо изучены для случая взаимодействия ионов с газовой мишенью. Результаты первых исследований указанных процессов для твердой мишени показали, что газовая модель рас сеяния применима и в этом случае. Однако при этом принадлеж
ность атома кристаллической |
решетке (энергия связи между ато- |
|
■ мами, |
высокая плотность их, |
правильное расположение атомов |
и т. д.) |
в некоторых случаях должна приводить к проявлению осо- |
-бенностей, отличающих взаимодействие ионов с твердыми телами от взаимодействия с газовыми мишенями.
Поэтому целью наших последующих исследований было выяс нение влияния наиболее характерных отличий твердой мишени (кристаллическая структура, тепловые колебания атомов решетки, дефекты ее и т. д.) на процесс рассеяния ионов:
1)влияние структуры кристаллической решетки на угловое, пространственное и энергетическое распределения ионов, рассеян ных кристаллами;
2)влияние тепловых колебаний атомов решетки (температуры мишени) на характер энергетического, углового и пространствен
ного распределений ионов, рассеянных монокристаллами; 3) влияние радиационных нарушений кристаллической решет
ки на угловое, пространственное и энергетическое распределения нонов, рассеянных монокристаллами полупроводников, воздейст вие дозы облучения и температуры образца на эти распределения.
§2. ВЛИЯНИЕ КРИСТАЛЛИЧЕСКОЙ СТРУКТУРЫ НА РАССЕЯНИЕ ИОНОВ
Исследования проводились на установке (рис. 8), опи санной з § 2 гл. I. На рис. 52 приведены осциллограммы распре делений вторичных ионов по энергиям, полученные при бомбарди ровке грани (001) монокристалла Мо, раскаленной до 1800°К, ионами Rb+ с энергией 500 эв. Обе осциллограммы сняты при уг-
.лах падения и вылета, равных 50°, однако, осциллограмма 1 полу чена при такой ориентации мишени, что падающие и рассеянные пучки лежали в плоскости падения, проходящей через ось [ПО]
135
cos (3, |
t\X + |
ky + |
Iz |
(Ш.З) |
|
У У--\-Ь.--\-1-Ух--\-у--\-г- |
|||||
|
|
||||
COS fE — |
xm + |
yn + |
zp |
(Ш.4) |
|
|
|
|
У X- + у- + -г 2 У / я 2 4- /г 2 + р-
а полный угол рассеяния |3 по уравнению
cos р = |
rtm + kn + |
Ip |
(Ш.5) |
|
|
У г)2 4- k- + I" У т- + п- + р-
Численный расчет с помощью ЭВМ рассеяния быстрых ионов на блоке атомов, объединенных в решетку кубической симметрии, по зволил выявить (§ 4 тл. II) ионную структуру энергетического спектра, зависящую от состава и размеров кристаллической ре шетки. Вычислено отношение вероятностей двукратного и одно кратного рассеяний, равное
is _ g (h)a(h) |
С ( ? 1Л Р | - | ) - С ( ; Ь , ф - Р 1,а) |
(III-6) |
Д1,2- |
с (?, 4, я) |
Полуширина пиков определяется тепловыми колебаниями ато мов решетки. Например, для двукратного рассеяния она равна
Д^2(Р.,Р2) = ^ ] / ~ ^ I n F i M - ^ - l n F t f z ) , (Ш.7>
где у — параметр гауссовского распределения изотропного коле бания атомов в решетке.
Из осциллограмм (рис. 52 а) видно, что с переходом основной рассеивающей цепочки от [ПО] к [010], что соответствует повороту кристалла вокруг оси [001] на угол ср = 45°, максимальная энергия вторичных ионов £гпах увеличивается. Вместе с тем на осцилло грамме 2 видно, что когда основной рассеивающей цепочкой слу жат атомы, расположенные вдоль направления [010] кристалла, пики двукратного столкновения ([021], [010] и т. д.) выражены отчетливее.
С помощью машинного расчета [129, 237] было показано, что уменьшение расстояния между атомами основной рассеивающей цепочки увеличивает относительную вероятность двукратного столкновения иона. Если принять во внимание сказанное выше, то также нетрудно будет и объяснить увеличение максимальной энер гии вторичных ионов, рассеянных вдоль плотно упакованных на правлений кристалла.
Как известно, для грани (001) объемно-центрированного куба
(W, Мо) атомная |
цепочка [010] |
упакована |
плотнее цепочки [ПО] |
и соответственно |
вероятность |
двукратного |
столкновения иона |
больше вдоль направления [010]. Дальнейшее вращение кристалла вокруг оси [001] на угол ф= 45, 90, 135, 180° и т. д. приводит к пе риодическому изменению характера энергетического распределе ния. Это объясняется упорядоченной структурой мишени.
137
Анизотропия г)тазо как упомянуто выше, объясняется много кратными столкновениями. Вероятность столкновения иона с боль шим числом атомов цепочки больше, если он рассеивается вдоль плотно упакованной цепочки и соответственно будет обладать большей энергией Е тах. Действительно, если считать, что ион пос
ле каждого |
столкновения |
^ |
||||
отклоняется |
на |
один |
и |
|||
тот же малый угол Pi, то |
|
|||||
энергия, сохраняемая ио |
|
|||||
ном, |
после |
многократных |
|
|||
столкновений |
на |
полный |
|
|||
угол |
р стремится к |
Е 0 |
|
|||
(см. формулу (11.11)). |
|
|
||||
На рис. 55 а приведе |
|
|||||
на |
зависимость |
относи |
|
|||
тельной |
интенсивности |
|
||||
двукратного |
пика [010] |
от |
|
|||
азимутального |
угла пово |
|
||||
рота |
мишени |
ф в произ |
Рис. 51. |
|||
вольных единицах. Ос |
||||||
циллограммы |
распределе |
|
ния вторичных ионов по энергиям получены при бомбардировке грани (100) Мо (7’=1800°К) ионами Rb+ с энергиями 1—500, 2—
500, 3—1500 эв (Ф = 0= 7О0’'
юо
Максимум интенсивности двукратного пика наблюдается в тех же направлениях [100] и [ПО], что и максимальная энергия вто ричных ионов (рис. 54). Между этими направлениями обнаружи ваются минимумы. В области малых энергий ( < 500 эв) появля
ются второстепенные максимумы в направлениях [120], [130], на
139