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

Анализу по энергиям подвергались вторичные ионы, вылетаюинс под углом вылета 50°. Осциллограммы 1 и 3 получены тогда, когда плоскость падения пучка первичных ионов параллельна наи­ более плотно упакованным атомным рядам (111), (001), а осцил­ лограмма 2 — в случае, когда она непараллельна.

В зависимости от величины азимутального угла поворота мише­ ни ср наблюдается резкая анизотропия интенсивности кратного рассеянии (двукратного) ионов. С переходом основной рассеиваю­ щей цепочки от более плотно упакованного атомного ряда кристал­ ла к менее плотно упакованному пики энергетического распределе­ ния рассеянных ионов становятся более широкими (осциллограм­

Рис. 60.

ма 2 рис. 59). Здесь за основные рассеивающие цепочки атомов кристалла принято считать атомные ряды кристалла, параллель­ ные плоскости падения пучка первичных ионов. Когда основными рассеивающими цепочками атомов служат наиболее плотно упако­ ванные направления кристалла, даже небольшой поворот мишени приводит к значительному уменьшению интенсивности пиков крат­ ных столкновений.

На рис. 60 а представлена зависимость отношения интенсивно­ сти (высоты) двукратного пика /2 к интенсивности однократного

азимутального угла поворота мишени в. В даль-

нейшем для краткости будем называть эту зависимость прост­ ранственным распределением рассеянных ионов. Бомбардирова-

146

плотно упакованных направлениях. Однако в отличие от полярной диаграммы (рис. 55) здесь наблюдается более сложная (тонкая) структура, т. е., кроме главных максимумов в направлениях [111], [001], [ПО], обнаруживаются еще второстепенные максимумы в на­ правлениях [221], [331], [112] и [113].

В области углов Ф = 0< 70° в вершинах главных максимумов

полярной диаграммы пространственного распределения наблю­ дается второстепенный минимум (провал, см. рис. 60 б, углы Ф = 0 равны: 1 — 80,2 — 70, 3 — 60°). С уменьшением углов Ф и 0 глу­

бина второстепенного .минимума растет, что свидетельствует, повидимому, о возрастании роли блокировки плотно упакованных направлений кристалла на выход рассеянных ионов.

Глубина второстепенного минимума зависит от начальной энергии первичных ионов Е 0. С ее увеличением относительная глу­ бина минимума растет, что связано, по-видимому, с уходом ионов в глубь мишени при встрече атомов плотно упакованных направ­ лений и эффектом полуканалирования их между плотно упакован­ ными цепочками поверхности [191].

На рис. 61 приведена кривая зависимости rimax от ср, где т|шах— отношение максимальной энергии вторичных ионов £max, вылета­ ющих под определенным углом 0, к Е 0. Кривые построены при бомбардировке грани (110) W-мишени ионами Rb+ (Ф = 0= 75°). Здесь за максимальную энергию вторичных ионов принята энергия правого пика энергетического спектра, так как при Ф = 0> 80° пик

в сторону больших энергий спектра спадает круто. На рис. 61 видно также, что кроме главных максимумов, наблюдаемых в на­ правлениях кристалла [111], [ПО], [001], обнаруживаются второсте­ пенные максимумы в направлениях [221], [331], [112], [113] и т. д.

В области энергии 0,5—3 кэв зависимость величины R от на­ чальной энергии первичных ионов линейно убывает с ростом Et).

На рис. 62 а, б приведены осциллограммы распределений вто­ ричных ионов по энергиям, полученные при бомбардировке грани

147

В области угла П< 70° смещения максимума углового распре­

деления с увеличением температуры мишени не наблюдается. Зависимость величины R от утла ср показана на рис. 63 0.

Диаграмма 1 относится к осциллограмме распределения вторич­ ных ионов по энергиям, полученной при бомбардировке грани (110) W-мишени, накаленной до 1000°К, 2 — до 1800, а диаграмма 3 —

до 2200°К.

При высокой температуре мишени сглаживание анизотропии пространственного распределения наблюдается и здесь. Однако в

а

Рис. 63.

данном случае степень сглаживания анизотропии /?(гр) в зависи­ мости от температуры мишени сильнее по сравнению с наблюдае­ мой па рис. 57, что связано, по-видимому, с плотностью упаковки грани (110) W но сравнению с плотностью грани (100) монокри­ сталла Мэ.

§5. ВЛИЯНИЕ РАДИАЦИОННЫХ НАРУШЕНИЙ КРИСТАЛЛИЧЕСКОЙ РЕШЕТКИ, ВЫЗВАННЫХ ИОННЫМ ОБЛУЧЕНИЕМ, НА РАССЕЯНИЕ ИОНОВ

Влияние кристаллической структуры и тепловых колеба­ ний атомов решетки на процесс рассеяния ионов (§ 2—4 гл. III) исследовалось на монокристаллических мишенях из тугоплавких материалов (Mo, W), причем почти все результаты были получе­ ны при высоких температурах (1500—2500°1<) образца. Первона­ чальный выбор объекта исследования был основан на том, что мишени из тугоплавких материалов в первую очередь поддаются эффективной очистке благодаря высокой температуре плавления

149

их (2500—3300°К). Оказалось, что эти условия экспериментов са­ ми обеспечивали эффективный отжиг радиационных нарушений кристаллической решетки, созданных ионной бомбардировкой. Весьма удовлетворительное согласие теоретических данных с ре­ зультатами эксперимента, по-видимому, и связано с этими усло­ виями.

Кроме того, как известно (99), при бомбардировке твердых тел быстрыми атомными частицами образуется большое количест­ во дефектов, нарушающих структуру кристалла. Поэтому тот факт, что присутствие большого количества нарушений не ппнводит к исчезновению особенностей углового, прострапственшго и энергетического распределений рассеянных ионов, связанных с упорядоченным расположением атомов кристалла, как было отме­ чено в [163], является несколько спорным и требует дальнейшего исследования.

В связи с этим представлялось весьма интересным провести аналогичные исследования, используя в качестве мишени такие монокристаллические образцы (кремния и германия), у которых температура отжига значительно выше, чем у металлов [99].

На рис. 64 а приведены кривые зависимости коэффициента рас­ сеяния ионов КР от угла Ф полученные при бомбардировке грани

Кривые I—4 сняты при различных температурах мишени: 1— 300, 2 — 450, 3 — 600, 4 — 950°К. При достаточно высоких темпе­ ратурах кривые проходят через ряд минимумов и максимумов, т. е. имеют типичные анизотропные зависимости. При совпадении направления пучка ионов с низкоиндицированными осями мишени наблюдаются резкие минимумы. При сравнительно низких темпе­ ратурах, как в случае поликристалла, с ростом угла Ф плавно возрастает величина КР.

Отсутствие сглаживания анизотропии у кривых /(Р(Ф), полу­ ченных в области температуры мишени 600° < 7^ 1100°К, указы­

вает на то, что температура отжига кремния лежит в области

> 600°К.

Для выяснения перехода одного вида зависимостей Кр от Ф в другой были проведены измерения зависимостей Кр от температу­ ры образца при двух фиксированных значениях углов падения (соответствующих минимуму и максимуму кривой Kv{Ф )) (рис. 64 б). В определенном узком температурном интервале, раз­ деляющем области наблюдения зависимости, характерные для упорядоченных и неупорядоченных структур, отмечается резкий скачок значения коэффициента КР, причем для кривой КР(Т), по­ лученной при угле Ф, соответствующем минимуму кривой 7СР(Ф1, этот скачок происходит в сторону уменьшения КР, а при угле Ф,

150

бомбардирующего иона, т. е. с увеличением массы бомбардирую­ щего иона температура перехода кривой KV(T) смещается в сто­ рону высоких температур. Следует также отметить, что темпера­ тура отжига радиационных нарушений кремния и германия, опре­

деляемая указанным методом, совпадает с температурой отжига их, найденной другими методами [99]. Как показало изучение уг­ лового распределения, эффекты, обусловленные упорядоченным расположением атомов решетки, наблюдаются только при темпе­ ратурах, выше вполне определенной температуры (рис. 65: У—

7 = 300, 2 — 600, 3 — 900, 4 — 1300°К).

151

В предыдущих параграфах было показано, что в случае кри­ сталлической структуры поверхности мишени на форму энергети­ ческих спектров ионов значительно влияет взаимная ориентация направления падающего пучка п кристаллографических осей ми­ шени. Если условия эксперимента не обеспечивают отжига радиа­ ционных нарушений, вносимых ионной бомбардировкой, то такое влияние не должно наблюдаться [163, 168].

На рис. 66 а представлены осциллограммы распределения вто­ ричных ионов по энергиям, полученные при бомбардировке грани

Рис. 65.

(I ll) Ge (Г=1000°К) ионами Na+ с начальными энергиями 100 и 600 эв. Угол падения равен 40°, угол вылета — 50°.

На обеих осциллограммах в высокоэнергетпческой области на­ блюдаются два пика. Измерения энергетических положений этих пиков и сравнение их со значениями энергии ионов Na+, испытав­ ших однократные и двукратные столкновения с отдельными ато­ мами Ge, рассчитанными с помощью формул (I. 37) и (II. 9), показывает, что в случае осциллограммы 2 (рис. 66 а) левый пик соответствует однократно рассеянным ионам. Энергия ионов пра­ вого пика близка к энергии двукратно рассеянных ионов. В случае осциллограммы 1 отмечается значительное смещение энергетиче­ ских положений этих пиков в сторону больших энергий по сравне­ нию с их энергетическими положениями, вычисленными из формул (I. 37) и (II. 9). Такое поведение пиков энергетического спектра в области малых энергии первичных ионов, как было упомянуто выше (§ 4 гл. II), обусловлено воздействием энергии связи ато­ мов решетки на процесс рассеяния ионов, так как в области малых энергий ( z 100 эв) энергия связи атомов в решетке ( —10 эв) уже

сравнима с энергией атомов отдачи. С увеличением энергии пер­

152

Для кристаллического состояния поверхности мишени кривая за­ висимости относительной интенсивности двукратного пика от угла Ф , как и в случае металла, обладает тонкой структурой.

Следует отметить также, что не только ионная бомбардировка, но и многие повторные процедуры тепловой обработки мишени (нагрев — остывание и т. д.), постепенно приводят к образованию оксидных слоев на поверхности Si- и Ge-мишеней и соответственно к формированию аморфных слоев, заслоняющих монокристаллич­ ность мишени.

Результаты исследования показывают, что для обнаружения особенностей взаимодействия ионов с монокристаллами, обуслов­

ленных упорядоченным расположением атомов, необходимо про­ водить измерения при температурах, больших температуры отжи­ га радиационных нарушений, образованных ионной бомбардиров­ кой. Можно также использовать ориентационные зависимости для установления температуры отжига радиационных нарушений и наблюдения их кинетики в процессе ионной бомбардировки. Даль­ нейшее исследование, подобное описанному в данном параграфе, поможет разработать метод количественного определения радиа­ ционных нарушений в кристаллах и в том числе тонких (эпитак­ сиальных) пленках.

Полученные угловые зависимости пространственного и энерге­ тического распределений рассеяния ионов и изменения этих рас­ пределений в зависимости от ориентации и температуры мишени

154

можно объяснить, учитывая при этом влияние структуры кри­ сталла и тепловых колебании атомов решетки на процессы рас­ сеяния ионов. Действительно, если ионы, налетающие под сколь­ зящим углом на поверхность мишени, испытывают первое соуда­ рение с атомом наиболее плотно упакованного атомного ряда решетки, то они имеют значительно большую вероятность попасть в поле следующего атома и соответственно испытать повторное соударение. С этой точки зрения максимумы пространственного распределения относительной интенсивности двукратного рассея­ ния ионов должны наблюдаться в том случае, когда направление пучка первичных ионов совпадает с низкоиндицированными осями кристалла ([ПО], [100]), что и наблюдалось в эксперименте

(рис. 55 а).

Наличие небольшого минимума в пространственном распреде­ лении при углах Ф = 0> 70° и при совпадении плоскости рассеяния

с наиболее плотно упакованным атомным рядом кристалла обу­ словлено эффектом блокировки выхода рассеянных ионов плотно упакованными цепочками поверхностных слоев кристалла. В этом случае ионы каналируются в поверхностном полуканале в направ­ лении [111] или [001], в результате чего образуются «тени» указан­ ных направлений в виде минимумов пространственного распреде­ ления (рис. 60 б).

Результаты исследования свидетельствуют также, что вид про­

падения фон однократно рассеянных ионов уменьшается, и мак­ симумы пространственного распределения на фоне изотропно распределенной части выделяются лучше (рис. 60 б). При энергии < 3 кэв и Ф = 0 > 70° наблюдаются только тени основных рассеи­

вающих цепочек (о. р.ц.). С ростом энергии ионов, уменьшением угла падения или с переходом к бомбардировке рыхлой грани пространственное распределение становится шире и в нем обнару­ живаются тени как атомов о. р. ц., так и других плотно упакован­ ных направлений поверхности, что приводит к некоторому сглажи­ ванию анизотропии. Такой характер пространственного распреде­ ления объясним, если учесть, что все указанные изменении параметров столкновения вызывают уменьшение экранировки атомов основных рассеивающих цепочек. Это в свою очередь сни­ жает вероятность попадания иона, рассеивающегося вдоль плотно упакованного направления, в сферу поля следующего атома и соот­ ветственно сокращает число ионов, претерпевших двукратные (многократные) соударения с атомами мишени.

Выше (§ 7 гл. II) упоминалось, что в некоторых случаях (при скользящих углах Ф и 0 и при сравнительно меньших температу­ рах мишени — <1000°К) последовательное рассеяние ионов на атомах, расположенных вдоль плотно упакованного направления кристалла, приводит к цепочечным столкновениям, проявляющимся в особенностях углового и энергетического распределений рассе-

155