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

столкновения с атомами мишени) и обусловлены столкновениями более высокой кратности, чем одно- и двукратные. Если учесть возможность рассеяния нона на цепочках атомов, то смещение пиков энергетического спектра (см. осциллограммы 1 рис. 62 б) в сторону меньших энергий с ростом температуры мишени объясни­ мо. При некоторых условиях, тепловые колебания атомов решет­ ки могут приводить к уменьшению взаимного экранирования ато­ мов в цепочке и к изменению условий рассеяния на такие, в кото­ рых преимущественно реализуются независимые парные соударе­ ния, и следовательно, пики спектра становятся истинными пиками однократного и двукратного соударений, смещая свои энергетиче­ ские положения в сторону меньших энергий.

Известно, что рост температуры мишени влечет за собой рост аплптуды колебаний атомов решетки и соответственно сглажива­ ние различий плотности упаковки атомов в цепочке. Последнее и является, по-внднмому, причиной сглаживания анизотропии про­

Результаты изучения влияния температуры на соотношение ин­ тенсивностей пиков однократного и двукратного рассеяний, на полуширину энергетических спектров рассеянных ионов и на угло­ вые распределения рассеянных ионов (рис. 58, 62, 63 а, б) свиде­ тельствуют о том, что воздействие температуры мишени значитель­ но больше тогда, когда одновременно больше как угол падения, так и вылета, т. е. когда условия рассеяния иона меняются в сто­ рону цепочечных столкновений.

Анализ некоторых возможных причин влияния температуры пока еще подтверждает идеализированную концепцию, по кото­ рой изменения прозрачности кристалла считаются единственной причиной влияния температуры на характер рассеяния ионов. Тем не менее, качественно можно показать, что изменение прозрачно­ сти, вызванное увеличением амплитуды тепловых колебаний ато­ мов решетки, приводит к сглаживанию анизотропий углового и пространственного распределений, а изменение плотности упаков­ ки атомных цепочек — к смещению пиков энергетического спектра в сторону меньших энергий, а максимума углового распределе­ ния — в сторону больших углов вылета. Отсутствие сколько-нибудь полной теории рассеяния ионов твердым телом не позволяет под­ робно обсудить результаты эксперимента по температурным за­

висимостям рассеяния.

Основные наблюденные эффекты, как и анизотропия простран­ ственного распределения, характер поведения потери энергии ио­ нами в зависимости от рассеяния вдоль различных кристаллогра­ фических направлений, смещение пиков энергетического спектра ионов, рассеянных цепочкой, с увеличением температуры мишени, сглаживание анизотропии пространственного распределения с ростом температуры мишени и т. д., качественно объясняются на основе теоретических моделей рассеяния изолированными рядами

157

атомов [129, 124, 191, 279, 280, 347]. Однако некоторые эффекты— сглаживание анизотропии пространственного распределения с ростом температуры мишени, зависимость тонкой структуры про­ странственного распределения от различных параметров столкно­ вения (энергии, угла падения первичных и вылета, рассеяния вто­ ричных ионов), существование участков с качественными перехо-

дами от одной зависимости первич-

ных ионов и температуры мишени,— не объясняются существую­ щими теориями рассеяния.

Несмотря на то, что в основу указанных теорий было положено представление об идеальном бездефектном кристалле, хорошее согласие теоретических данных с основными положениями экспе­ римента связано, по-видимому, с тем, что условия наших экспери­ ментов обеспечивали эффективный отжиг радиационных наруше­

шени монокристаллпческих образцов кремния и германия, у

бомбардировка мишеней из монокристаллов Si и Ge при комнатной температуре (предварительно очищенных от загрязнения нагре­ вом до температуры 1200— 1400°К) приводит сначала к уширению пиков (максимумов) энергетического спектра, затем к появлению дополнительных пиков и, наконец, к превращению спектра в спектр, подобный получаемому в случае поликристаллической мишени. Резкое изменение поведения энергетического, углового п пространственного распределений рассеяния ионов (рис. 64, 65, 67) при переходе от температуры отжига данного образца (~600°К) свидетельствует о роли дефектов кристаллической решетки и о восстановлении упорядоченности кристаллической структуры при высоких температурах.

Таким образом, удовлетворительное согласие эксперименталь­ ных результатов с выводами расчетов [124, 129, 191, 279, 280, 347] не является неожиданным и качественно объясняет все наблюдае­ мые эффекты, полученные при изучении влияния кристаллической структуры и тепловых колебаний атомов решетки на рассеяние ионов.

В результате проведенных исследований установлено сле­ дующее.

1.Анизотропия кратного рассеяния ионов в зависимости от азимутального угла поворота мишени ф объясняется различной плотностью упаковки атомов в цепочках, на которых происходит последовательное рассеяние ионов.

2.Вид анизотропии пространственного распределения интенсив­ ности кратного рассеяния зависит от энергии, угла падения, рода первичных и угла вылета, рассеяния вторичных ионов.

158

Г л а в а I V

УГЛОВЫЕ ЗАКОНОМЕРНОСТИ РАССЕЯНИЯ ИОНОВ ПОЛИ- И МОНОКРИСТАЛЛИЧЕСКИМИ СПЛАВАМИ

В настоящее время очень мало исследований рассеяния ионов сложными образцами. Изучение углового и энергетического распределений ионов, рассеянных сложными (сплавными) образ­ цами, представляет большой интерес для выяснения многих во­ просов взаимодействия ионов с твердыми телами и газами. Это во­ просы о пределах применимости теории упругих парных столкно­ вений, об учете энергии связи атомов в кристаллической решетке, об относительности роли кратных столкновений в различных про­ цессах взаимодействия ионов с твердым телом i[ 18, 47, 169, 170, 189, 274] и т. д. В области малых энергий бомбардирующих ионов изу­ чение энергетических спектров вторичных ионов со сложных образ­ цов важно для выяснения влияния связи атомов в кристаллической решетке на рассеяние ионов. По интенсивности пиков, соответству­ ющих ионам, испытавшим однократные соударения на отдельных атомах компонентов сложного образца, можно определить концент­ рации этих компонентов.

§1. КРАТКИЙ ОБЗОР ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ И ТЕОРЕТИЧЕСКИХ РАБОТ ПО ИЗУЧЕНИЮ РАССЕЯНИЯ ИОНОВ СПЛАВНЫМИ ОБРАЗЦАМИ

В. А. Молчанов с сотрудниками [170] с помощью электро­ статического анализатора исследовал энергетическое распределе­ ние ионов, рассеянных сплавом и его компонентами. Пластинки из меди, серебра и медно-серебряного сплава, содержащего примерно 60% меди и 40% серебра, бомбардировали ионами Аг+ с энергией 30 кэв. Поскольку измерения проводились при достаточно больших углах рассеяния (35—45°), в спектрах, кроме пиков первичных ио­ нов (рассеянных как без изменения заряда, так и испытавших «обдирку»), наблюдались интенсивные пики, соответствующие ато­ мам мишени, претерпевшим обдирку (атомам отдачи). В случае мишени из сплава в спектре присутствовали пики, характерные для обоих компонентов сплава. Однако формы спектров компо­ нентов и сплава несколько различались. По мнению авторов, столкновения ионов с атомами мишени можно рассматривать как

160

индивидуальные и не учитывать влияния окружающих ато­ мов [261].

В случае поликристалла, как известно [190], форма пиков опре­ деляется многократными соударениями. Поэтому различные фор­ мы пиков в спектре сплава и в спектрах исходных компонентов объясняются изменением условия многократного рассеяния в от­ дельных случаях.

Аналогичные исследования в области малых энергий (<400 96) [47, 98, 250] проводил Д. Д. Груич. Мишенью служили сплав W—Мо (каждый компонент составлял 50% )и чистые W и Мо. Мишени бомбардировались ионами К+ в области энергии 170— 490 эв. В энергетическом спектре наблюдались два пика, энергети­ ческие положения которых соответствуют ионам однократно упру­ го рассеянным от атомов W и Мо. составляющих сплав W—Мо. В области энергии <300 эв энергетические положения этих пиков не соответствовали энергиям, вычисленным из закона упругого парного соударения, и объяснялись влиянием энергии связи ато­ мов мишени. При продолжительном нагревании мишени при тем­

мишени пленки из более летучего компонента сплава Мо.

В. Е. Юрасова и другие [109] изучали энергетические распреде­ ления отраженных ионов от полярных граней сульфида^ кадмия

(CdS). Бомбардировались полярные грани (0001) и (0001) моно­ кристалла CdS ионами Не+, Ne+, Аг+ с энергиями 2 и 4 кэв. Про­ веден расчет на ЭВМ рассеяния (отражения) ионов полярными гранями. Расчет траекторий ионов для угла Ф = 45° показал, что в этом случае ионы рассеивались в основном в результате одно­ кратного столкновения с атомами первого и второго слоя мишени, а для утла Ф = 70° —после одного или двух соударений с атомами поверхностной цепочки. Большая разница в энергиях однократного рассеяния для пар Cd—*Ne+ и S~^Ne+ может быть использована

при различении полярных граней (0001) и (0001) по положению пиков однократного рассеяния в энергетических спектрах ионов.

Данные эксперимента подтвердили, что при рассеянии ионов

ствующего отражению от атомов Cd и S. Интенсивность однократ­

определить индексы направлений в сложных монокристаллах по соответствующим пикам в энергетическом спектре рассеянных