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

ках между плотно упакованными направлениями и дают тени от поверхностных цепочек. Ионы, рассеянные из глубины, образуют тени в направлениях, выходящих под углом к поверхности ([ПО], [211] и т. д.). Различные участки в картине углового распределения с максимальным числом ионов, рассеянных гранью, формируются ионами, претерпевшими соударения определенной кратности. В не­ которых случаях существенный вклад дают ионы, которые канали­ руются в приповерхностном полуканале (например, в направлении [110]) и, выходя из кристалла с малыми потерями энергии, дви­ жутся вблизи поверхности.

Вклад различных групп ионов в пространственное распределе­ ние сильно зависит от массы, энергии и угла падения первичного пучка. Фон однократно рассеянных ионов при малых углах паде­ ния существенный, а с ростом их большинство частиц претерпевает многократные рассеяния на атомах цепочки, лежащей в плоскости падения. При наклонном падении пространственное распределе­ ние сужается.

При углах падения и вылета, близких к скользящим, в энерге­ тическом спектре наблюдаются два максимума, соответствующих ионам, однократно и двукратно рассеянным на атомах мишени. Уменьшение массы иона, увеличение энергии пучка или расстоя­ ния между атомами основной рассеивающей цепочки приводят к снижению интенсивности двукратного рассеяния. С уменьшением утла р эта интенсивность растет и при достаточно малых углах |3 оба пика сливаются.

В дальнейших расчетных работах [123, 124, 279] В. Е. Юрасо­ вой выяснялось влияние выбора потенциала взаимодействия между падающим ионом и атомом решетки на конечные результаты расчетов по рассеянию ионов.

Расчеты проводились с помощью трех различных потенциалов: потенциала О. Б. Фирсова (IV. 3) в виде

потенциала Борна—Майера (IV. 19) и сопряженного потенциала

Коэффициент рассеяния в расчетах с этими потенциалами оказал­

потенциалов сохранялся, но количественные характеристики этих распределений были различны.

171

вдоль плоскости [ПО]. Взаимодействие ион — атом описывалось тремя различными способами: 1) в каждый момент на ион дей­ ствовала сила со стороны одного, ближайшего к нему атома ми­ шени, 2) ион взаимодействовал со всеми атомами некоторого блока, 3) учитывались взаимодействия как иона с атомами блока, так и атомов друг с другом. Расчеты показали, что для наклонного падения влияние связи атомов несущественно. Отличие, связан­ ное с применением бинарной модели, составляло при наклонном падении меньше 6—7%. При нормальном падении траектории ио­ нов, рассчитанные с помощью трех моделей, оказались значитель­ но отличными в том случае, когда ионы проникали в кристалл. Для ионов, рассеянных поверхностью, это отличие не больше 10%.

залось, что для всех углов рассеяния отличие в энергиях рассеян­ ных ионов менее 8%. Сравнивались энергетическое и пространст­ венное распределения ионов Аг+ (Е0 = 2 кэв Ф = 70°, Аг+—"(ПО) Си), полученных без учета и с учетом тепловых колебаний, и ато­ мов, смещенных вследствие теплового движения при температурах 100 и 850°С. С ростом температуры анизотропия пространственно­ го распределения сглаживалась. Максимум, характеризующий границу тени в направлении плотно упакованной цепочки, сме­ щался в сторону меньших углов рассеяния на 3—5° по сравнению с «холодной» решеткой. Увеличение температуры мишени приводи­ ло к уширениям спектров и т. д.

Для выяснения роли поверхностных атомных цепочек в рассея­ нии ионов гранью монокристалла (при скользящих углах паде­ ния) Э. С. Парилис и Н. Ю. Тураев проводили расчеты с помощью ЭВМ [191, 348]. Был разработан алгоритм и на его основе состав­ лена программа ЭВМ М-20. Были взяты ионы Аг+ с Е 0 = 5, 10, 30 кэв, грань (100) кристалла Си, углы г|) в пределах 8—24°, плос­ кость падения (ПО). Расчет показал, что ионы, рассеянные це­ почкой атомов, составляют существенную и весьма характерную часть рассеянного пучка. В пространственном распределении они образуют пятно около направления зеркального отражения. На прицельной площадке ему соответствуют точки, лежащие на греб­ не цепочек. В энергетическом спектре этой группы ионов наблю­ даются пики однократного и двукратного рассеяния. В другое пятно попадают частицы с точками прицеливания внутри полуканалов, образованных цепочками [ПО] первого и второго атомных слоев.

«Эффект цепочки» тем сильнее, чем меньше угол скольжения. Для одного и того же угла скольжения такая тенденция отмечает­ ся с уменьшением температуры образца и энергии пучка; овалы

172

сужаются, сокращаются в размерах и поднимаются над кривыми для однократного и двукратного рассеяний. Увеличение плотности упаковки цепочек изменяет функцию £(р) (овала) в том же на­

правлении, что и уменьшение Е 0/Т и ф. Поскольку тепловое смеще- _ 1

ние атомов 3 (Г) ■— У Т , параметр столкновений Р ((3)— Е0 2 и ра­

стет с уменьшением угла 8, поэтому сходные траектории и, еледовательно, сходные овалы 7:([3) получаются в результате изменения значений d, Е0, ф и Т в одном направлении.

Таким образом, несмотря на отсутствие в настоящее время до­ статочно развитой аналитической теории рассеяния, основные осо­ бенности рассеяния ионов кристаллами все же удается объяснить на основе теоретических работ, выполненных в последние годы с использованием методов численных расчетов на ЭВМ. Модель, основанная на упругих парных одно- и многократных соударениях, качественно правильно передает все особенности рассеяния ионов. Кроме того, как мы отметили выше, на основе этих расчетных работ в ряде случаев предсказывались некоторые особенности рассеяния ионов кристаллами (структурность энергетического спектра, на­ личие рассеяния ионов цепочкой [129, 189] и анизотропии углового и пространственного распределений [125, 191, 237, 348], которые впоследствии были обнаружены экспериментально [18, 202, 247, 332, 333]). Влияние тепловых колебаний на характер рассеяния ионов, установленных экспериментально [32, 222, 337], находится в удовлетворительном согласии с результатами расчетных работ [191, 280, 348], выполнявшихся тоже с помощью численных рас­ четов.

Однако для создания наиболее развитой теории, которая обоб­ щила бы все особенности рассеяния ионов твердым телом, по-ви­ димому, необходимо получить еще много новых количественных результатов.

§3. НЕКОТОРЫЕ ОСОБЕННОСТИ УГЛОВОГО И ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО РАСПРЕДЕЛЕНИЙ ВТОРИЧНЫХ ИОНОВ

ПРИ БОМБАРДИРОВКЕ ПОЛИКРИСТАЛЛИЧЕСКОЙ МИШЕНИ ИЗ СПЛАВОВ

На рис. 68 а показаны зависимости коэффициента рас­ сеяния ионов Кр от угла падения первичных ионов Ф при бомбар­ дировке поликристаллической мишени из сплава W—Мо (каждый компонент сплава составлял 50%) ионами Na+ с энергией 1200 эв. Там же для сравнения приведены зависимости коэффициентов К» от угла падения первичных ионов Na+ с энергией 1200 эв, бомбар­ дирующих поликристаллические мишени из чистых W и Мо. Кри­

173

для его компонентов (кривые 1 и 3). Хотя концентрация W и Мо в сплаве одинакова (по 50%), кривая ХР(Ф) для сплава несколь­ ко сдвинута параллельно кривой 1, т. е. в сторону больших значе­ ний Кр. Последнее, по-видимому, связано с испарением с поверх­ ности сплавной мишени атомов летучего компонента (Мо) в результате продолжительной тепловой обработки (2500°К). Дей­ ствительно, дальнейшие исследования показали, что в зависимо­ сти от продолжительности тепловой обработки мишени сдвиг кри­ вой 2 (рис. 68 а) в сторону кривой 1 различен, что говорит в пользу указанного довода.

При бомбардировке поли- и монокристаллических мишеней из легких элементов тяжелыми ионами (т. е. в случае т\<О п2) на

ходе кривой КР(Ф) наблюдается поворотная точка, связанная с предельным углом рассеяния, определяемым из соотношения (1.31).

Поэтому большой интерес представляло исследовать угловую зависимость коэффициента рассеяния ионов Кр при бомбардиров­ ке мишени из сплава в случае, когда масса атома одного из ком­ понентов сплава была меньше массы бомбардирующего иона.

На рис. 68 б представлена кривая зависимости коэффициента рассеяния от угла падения пучка первичных ионов, полученной при бомбардировке (W—Мо) сплавной мишени ионами Cs+ с энер­ гией 1500 эв.

При углах падения Ф ~50° кривая /СР(Ф) для Cs+ на Мо резко возрастает, как бы сделав поворот на фоне кривой /СР(Ф ). При этом угол рассеяния, ограничиваемый поверхностью мишени, ра­ вен 40°, что несколько меньше, чем предельный угол однократного соударения ргфед, вычисленный из уравнения (1.31) для Cs+ на Мо, который равен 46°30'.

174

На рис. 69 а изображены полярные диаграммы, характеризую­ щие угловое распределение вторичных ионов, полученное при бом­ бардировке мишени из сплава W—Мо, нагретого до 1400°К ионами К+ с энергией 1500 эв. Кривые 1—6 получены при углах падения равных 0, 30, 45, 60, 70 и 80° соответственно.

Как и в случае чистой металлической мишени (§ 4 гл. I), при малых углах падения (<45°) угловое распределение близко к ко­ синусоидальному закону. С дальнейшим увеличением угла Ф

а

о

Рис. 69.

( > 45°) наблюдается отклонение распределения от указанного и

отмечается сначала сплющивание полярных диаграмм в сторону зеркального отражения, а затем (при сравнительно больших уг­ лах падения — > 70°) максимум рассеяния ионов вырисовывает­

ся в направлении зеркального отражения. Уменьшение энергии первичных ионов, как и в случае чистого металла, приводит к сме­ щению граничного значения угла Ф, с которого начинает наблю­ даться зеркальное отражение в сторону меньших величин Ф.

Полярные диаграммы угловых распределений вторичных ионов при бомбардировке сплава W—Мо (накаленного до 1400°К) иона­ ми Cs+ с энергией 1500 эв приведены на рис. 69 б. Каждый компо­

175

нент сплава составляет 50%. Полярные диаграммы 1—2 соответ­

и 2 наблюдается горб (уступ), положение которого близко соот­ ветствует предельному углу однократного рассеяния для Cs+ на Мо. Последнее показывает, что когда масса атома одного из компонентов сплава меньше массы бомбардирующего иона, в уг­ ловом распределении (при сравнительно больших углах падения) наблюдается два максимума, направленных в сторону углов зер­ кального и предельного отражений.

Из серии осциллограмм распределения вторичных ионов по энергиям, снятой при бомбардировке сплава Nb—Ti (каждый компонент в сплаве составляет 50%) ионами К+, с различными на­ чальными энергиями видно, что в высокоэнергетической области спектра наблюдается два пика, энергетические положения кото­ рых хорошо соответствуют ионам К+, испытавшим однократные соударения на отдельных атомах Ti и Nb. Кроме того, с увеличе­ нием энергии первичных ионов эти пики смещаются в сторону больших энергий спектра и положения их, как в случае бомбарди­ ровки Ti и Nb в отдельности, линейно зависят от начальной энер­ гии первичных ионов. Последнее свидетельствует о том, что неза­ висимо от состава мишени взаимодействия парные, т. е. налетаю­ щий ион взаимодействует с отдельными атомами мишени.

§4. ВЛИЯНИЕ УГЛА ПАДЕНИЯ ПЕРВИЧНЫХ ИОНОВ НА ХАРАКТЕР УГЛОВОГО И ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО РАСПРЕДЕЛЕНИЙ РАССЕЯННЫХ ИОНОВ

На рис. 70 приведены осциллограммы распределения вторичных ионов по энергиям, полученные при бомбардировке сплава Nb—Ti (Nb—50% и Ti—50%), накаленного до 1300°К,

ионами Na+ с энергией 500 эв. Осциллограмма 1 снята при нор­ мальном падении пучка на поверхность мишени. Каждая следую­

соответствующие однократным соударениям ионов на отдельных атомах компонентов сплава, с увеличением угла падения первич­ ных ионов перемещаются в область больших энергий. Скорость смещения пиков от углов падения и рассеяния различна для каж­ дой составной пары сталкивающихся частиц (ион—атом). Эта разность в скоростях смещения пиков значительна, когда атом­ ные номера элементов сплава намного отличаются друг от друга.

На рис. 71 показаны зависимости tjti (7) и дмь (2) от угла рассеяния р при бомбардировке мишени из сплава Nb—Ti (нака­

176