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

полуширина пика (или минимума) на половине высоты. Из табл. 5 видно, что согласие между ними получается весьма удовлетвори­ тельным.

§4. ПРОСТРАНСТВЕННОЕ И УГЛОВОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ ИОНОВ, ПРОШЕДШИХ ЧЕРЕЗ ПОЛИ- И МОНОКРИСТАЛЛИЧЕСКИЕ ПЛЕНКИ МЕТАЛЛОВ

Исследование проводилось на установке (рис. 80), на которой была предусмотрена возможность вращения цилиндра Фарадея по полярным, а мишени — по азимутальным углам.

Рис. 84.

На рис. 84а приведены полярные диаграммы углового распре-

О

деления ионов, прошедших через медную фольгу толщиной 450 А при простреле ионами Na+ с различными начальными энергиями

этому в дальнейших исследованиях в качестве мишени (простре­ ливаемой пленки) использовались пленки, выращенные методом эпитаксии. Полярные диаграммы углового распределения ионов, прошедших через кристаллическую решетку пленки меди, выра­ щенной по направлению [100], показаны на рис. 86а. Мишень бом­ бардировалась по нормали к ее поверхности ионами Na+ с раз­ личными £ о : 1—20, 2—25, 3—30 кэв. Толщина пленки составляла

О

'— 500 А. Цилиндр Фарадея вращался в плоскости (001).

Видно, что на фоне углового распределения наблюдается тон­ кая структура, связанная с упорядоченной структурой пленки.

Рассмотрение расположения минимумов и максимумов угло­ вого распределения как отраженных (здесь не приведено), так и проаедших ионов показывает, что тонкая структура обусловлена эффективным выходом ионов вдоль плотно упакованных атомных рядов.

На рис. 866 представлены кривые изменения тока ионов, про­ шедших через кристаллическую решетку тонкой пленки меди, вы­

вокруг оси (ось [100] Си), перпендикулярной к его поверхности что позволило изменять ориентацию решетки, не влияя на толщину

211

с наиболее плотно упакованными атомными рядами. Ток бомбар­ дирующих ионов /0 и их энергия (25 кэв) при этом поддерживалйсь постоянными. Для проверки ориентации пленок по всей тол­ щине аналогичные зависимости снимались при бомбардировке обеих поверхностей пленки.

Кривые / Прош (<р), полученные при различных углах падения, практически не отличаются друг от друга, но сам факт наблюде­ ния эффекта каналирования свидетельствует о монокристаллич­ ности пленок. Известно [151, 205, 301], что самые широкие каналы в случае г. ц. к. находятся между наиболее плотно упакованными рядами атомов, что и наблюдается здесь (рис. 866). Поведение кривых распределений / Прош (ф) позволяет также судить о степени совершенства структуры пленок. Чем выше и отчетливее пики, соответствующие одним и тем же направлениям, и чем меньше они отличаются друг от друга по форме, тем совершеннее струк­ тура пленки.

Из рис. 866 также видно, что пики от неэквивалентных направ­ лений имеют различный вид. Например, пик, соответствующий направлению [110], более узкий, чем пик, соответствующий направ­ лению [М2]. Последнее, по-видимому, связано с геометрией и потенциалом взаимодействия с ионами Na+ соответствующих кана­ лов, которые теоретически должны быть различными. Рассмотре­ ние положения второстепенных пиков, обнаруживаемых между основными пиками, показывает, что они обусловлены плоскостны­ ми каналированиями ((100), (ПО}) ионов.

Нами были измерены также пробеги ионов Na+ при прохож­ дении их через кристаллическую решетку пленки Си, выращенной на гранях (100), (ПО) подложки NaCl. Результаты измерения показали, что проникновение (соответственно и пробеги) наиболь­ шее, когда направление пучка первичных ионов совпадает с плот­ но упакованными направлениями кристалла. Аналогичное увели­ чение длины пробегов протонов и инертных, газов в кристалличес­ ких решетках Си и А1 наблюдалось в [328, 352, 353]. Увеличение проникновения в случае монокристаллической пленки связано с рядом причин. Прежде всего можно сказать, что при прохождении определенного расстояния по каналированной траектории ион те­ ряет меньшую долю своей начальной энергии, так как при этом ион. не претерпевает сильные соударения с отдельными атомами. Этому также способствует меньшая плотность электронного газа вдоль основных кристаллографических направлений. Кроме того, траектории каналируемых частиц ближе к прямой линии, чем траектории любых других частиц, движущихся в кристалле хао­

тично.

■ ■ Электронографические и электронномикроскопические харак­ теристики пленок меди, использованных в качестве монокристал­ лической пленки, изображены на рис. 87. Они показывают хоро­ шую монокристалличность пленок, выращенных (а, б, в) нашим методом. .

212-

кривые 1—6 на рис. 88а) и углов падения первичных ионов 0, 30, 45 и 60° при £ 0 = 30 кэв (см. кривые 1—4 на рис. 886). Как видно на рисунке, энергетический спектр имеет вид несимметричных кривых по отношению к максимуму. В некоторых случаях низко­ энергетический склон максимума энергетического спектра тянется

далеко в сторону меньших энергий спектра. С увеличением энергии первичных ионов этот максимум перемещается в сторону больших энергий. Подробное рассмотрение показывает, что положение мак­ симума энергетического спектра в случае тяжелых ионов (Na+ и К+) линейно зависит от начальной энергии ионов. Последнее сви­ детельствует об упругом взаимодействии ионов с решеткой при прохождении их через веществу.

214

В зависимости от угла падения первичных ионов наблюдается расширение полуширины максимума и смещения его в сторону меньших энергий спектра (рис. 886). Изменение вида энергети­ ческого спектра с увеличением угла падения первичных ионов эквивалентно изменению его вида с ростом толщины пленки.

Как упоминалось выше, в случае бомбардировки медных пле­ нок ионами Na+ и К+ в этой области энергии торможение вызва­ но преимущественно упругим взаимодействием. При этом удельные потери, связанные с торможением, можно записать в виде

а — транспортное сечение упругого взаимодействия по О. Б. Фир­ сову [212], выражаемое формулой

вичных ионов Во, полученных из энергетических спектров ионов Na+ и К+, прошедших через пленку меди. Кривые 1 и 3 соответст­

ческих спектров. Совпадение весьма удовлетворительное, что сви­ детельствует об упругом характере взаимодействия ионов с кри­

Кривые 1—5 получены при различных азимутальных углах пово­ рота мишени (1—0; 2— 15; 3—45; 4—75; 5—90°). Анализу по энер­ гиям подвергались ионы, лежащие в плоскости рассеяния (001). В зависимости от азимутального угла поворота мишени не только изменяется вид спектра, но и происходит заметное смещение мак­ симума энергетического спектра. В случае, когда направление пучка совпадает с основными (низкоиндицированными) кристал­ лографическими осями, максимум смещен в сторону больших энер­ гий спектра. При совпадении направления пучка с плотно упако­ ванными направлениями кристалла полуширина максимума энерге­

215

ки, выращенной на грани (100) NaCl, от азимутального угла пово­ рота мишени ф показывает, что с изменением азимутального угла поворота мишенн вокруг оси, перпендикулярной к ее поверхности, наблюдается анизотропия потери энергии ионами при прохожде­ нии, что связано с упорядоченной структурой пленки. Наиболее ве­ роятная энергия прошедших ионов больше при совпадении направ­ ления пучка ионов с плотно упакованными рядами кристалла, что обусловлено эффектом каналирования налетающих ионов между плотно упакованными атомными рядами мишени.

Показано, что величина потери энергии ионами вдоль откры­ тых каналов в случае монокристаллической пленки в 1,5 и 2 раза меньше, чем в случае прохождения ионов через поликристаллические пленки.

Известно [323], что понятие каналирования впервые было вве­ дено в работах [352, 362] по проникновению частиц (ионов и про­ тонов) в кристаллы. Под каналированием, как обычно, понимают явление, в котором траектория частицы, проходящей вблизи сере­ дины каналов вдоль низкоиндицированных осей кристалла, может иметь определенную устойчивость. Линдхард [322, 323] внес зна­ чительный вклад в теорию каналирования, определив критерий неустойчивости.

Кратко остановимся на некоторых сторонах теории каналиро­ вания (она подробно описана в [322, 323] Линдхардом и в [205] Томпсоном) в связи с обнаружением анизотропии потери энергии в зависимости от кристаллических направлений пленки.

На частицы, движущиеся вдоль каналов, действуют периоди­ ческие (гармонического типа) силы, что приводит к фокусировке их вдоль канала. Только в случае, когда угол между направлением падающего иона и осью канала меньше d, ион начинает свое дви­ жение вблизи оси канала. При прохождении имеются два источ­ ника потерь энергии заряженными частицами [261]. Потери, обу­ словленные торможением частицы в электронном газе, т. е. когда частица возбуждает или вырывает электроны атомов, теряя при этом энергию. Соответствующая передача импульса мала, из-за малой массы электрона. Другой вид потерь обусловлен упругим столкновением налетающих ионов с атомами решетки с переда­ чей как энергии, так и импульса.

При каналировании на большей части канала на частицу дей­ ствует очень слабая сила, и соударение иона с атомом приводит к рассеянию на малые углы и соответственно потери энергии малы.-

Томпсон [205] для потенциала канала в случае двух рядов атомов дает выражение

216