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

Однако в дальнейшем Рудберг [364,' 365] уточнил расчет разре­ шающей' силы (способности) цилиндрического конденсатора, про­ изведенный Юзом—Рожаискпм, и показал, что величина АЕ/Е зависит не только от ширины выходной Аг, по п от ширины фоку­ са р (см. (1.11) в § 1 гл. I) п входной щели. Если при этом учи­ тывать также аксиальную составляющую скорости, то разрешаю­ щая способность зависит от длин входной п выходной щелей.

Согласно расчетам Рудберга, значение АЕ/Е цилиндрического конденсатора определяется формулой

где /2 и /2, ДГ) п Дг2 — длина и ширина входной и выходной щелей соответственно.

Поскольку в наших случаях ширины входной' п выходной ще­ лей равны между собой и малы — ДГ|=Дг2 _ 0,5 мм (соответст­

венно угол а малый), и в случае плоского цилиндрического кон­ денсатора фокусировка частиц в нем по длине щели не происходит,

не обладает большой светосилой, как сферической, то обстоятель­ ство, что он не фокусирует частицы, входящие в него с азиму­ тальным отклонением, позволяет сделать входную н выходную щели достаточно длинными, что соответственно улучшит его све­ тосилу. Последнее даст возможность довести ширины щелей ана­ лизатора до 0,1 мм и меньше, несильно ухудшая его светосилу, и соответственно добиться наименьшей апертуры детектирования анализатора. В наших случаях для обоих анализаторов апертуры были не хуже ±0,5°. Кроме того, как видно из выражения (1.28), разрешающая способность цилиндрического анализатора в первую

Дифференциальные кривые распределения вторичных ионов по энергиям записывались автоматически на экране осцил­ лографа 13 с помощью электрической схемы (рис. 10). Пучок по-

42

ложительных ионов, получаемый в источнике 1, с помощью откло­ няющего конденсатора п системы иммерсионных электростатичес­ ких линз фокусировался н направлялся па мишень 2. На нее подавался небольшой (20—40 эв) положительный, относительно коллектора 3 потенциал, а на внешнюю обкладку анализатора 10— пилообразное напряжение от генератора 12. Вторичные ионы, рас­ пространяющиеся в направлении щели 7, попадали в анализатор

и под действием изменяющегося во времени электрического поля цилиндрического конденсатора проходили на первый дннод ион­ но-электронного умножителя, распределенные во времени по энер­ гиям. Анод ионно-электронного умножителя 11 через усилитель 14 соединялся с вертикальным усилителем осциллографа 13, горизон­ тальная развертка которого синхронизована с генератором пило­ образного напряжения 12. В результате такой работы электричес­ кой схемы установки на экране осциллографа появлялась непо­ движная дифференциальная кривая распределения по энергиям

43

пряжения (ось абсцисс) с помощью блока смещения (рис. 10). Для этого на внешнюю обкладку анализатора 10 одновременно с напряжением пилообразного импульса, идущего от генератора 16, подаются определенные постоянные напряжения, которые переме­ щают энергетический спектр вдоль осп напряжения.

При этом, используя показания лампового вольтметра типа ВК 7—4, подключенного в цепь (смещения) электрической схемы, в формуле (1.10), связывающей критическое напряжение Вк меж­ ду обкладками анализатора с ускоряющим напряжением заряжен­ ных частиц, движущихся по равновесной траектории анализатора, можно было найти энергию вторичных ионов, соответствующих любым точкам спектра.

Поскольку метод безынерционен, т. е. осциллографический, он позволял наблюдать динамику изменения характера энергетичес­ кого спектра при одних и тех же условиях поверхности мишени и вакуума в зависимости от энергии Е0, угла падения Ф первичных и вылета 0, рассеяния р вторичных ионов и от азимутального угла

(рис. 10) была предусмотрена возможность одновременно с изуче­ нием угловой зависимости энергетического распределения анали­ зировать угловую зависимость вольтамперной характеристики (интегральное распределение вторичных ионов) тока на коллек­ тор методом двойной модуляции. Последнее и позволяло одновре­ менно следить за изменениями угловых зависимостей коэффициен­ та ионно-ионной эмиссии и его компонентов тоже.

Оценка погрешностей измерений. Погрешности измерений, до­ пускаемые при определении энергий h o h q b , соответствующих раз­ личным точкам энергетического спектра, в основном зависят от углов раствора входной и выходной щелей анализатора.

Вторичные ионы в плоскости рассеяния (см. рис. 8) вырезались под углом раствора Д|3<10, обусловленным шириной входной ще­ ли анализатора. В случае плоского цилиндрического конденсатора

получаемой дифференцированием выражения (1.2). В наших слу­ чаях, т. е. для Л(3<1°, ^E/E <0,5 %.

Условия эксперимента. Прибор откачивался парортутными насосами и рабочий вакуум во время измерений изменялся в пре­ делах (14-3)-10~7 тор. Исследования проводились в основном на

45

образцах из тугоплавких металлов, так как их поверхность срав­ нительно легко поддавалась очистке благодаря высокой темпе­

тием осциллограмм энергетического распределения мишень прока­ ливалась при высокой температуре (2500—2800°К), затем темпе­ ратура понижалась до нужного значения (1600—2000°К). Состав ионных пучков анализировался масс-спектрометром. Инородные примеси в ионном пучке не превышали 1%. Температура мишени определялась с по,мощыо оптического пирометра, а в случаях, ког­ да нужно было установить температуру более точно—с помощью термопары. В случае монокристаллической мишени нагрев произ­ водился электронной бомбардировкой ее с тыловой стороны, а тер­ мопары устанавливались в отверстие, просверленное сбоку кристал­ ла на определенной глубине.

Монокристаллическне образцы (мишени) вырезались в виде дисков диаметром 10 мм и толщиной 1,5 мм из стержневых моно­ кристаллов вольфрама или молибдена, выращиваемых по задан­ ной ориентации зонной плавкой. Перед вырезанием кристаллы подвергались предварительной механической обработке (полиров­ ке), после чего снимались лауэграммы, с помощью которых опре­ делялись грани, образующие данную плоскость. При вырезании мишени мы стремились к тому, чтобы плоскость ее (срез кристал­ ла) совпадала с наперед заданной гранью, обладающей низким кристаллографическим индексом. Остатки механической обработ­ ки на поверхности мишени снимались электрическим стравливанием

фотографировалась с помощью электронного микроскопа. Мишень из монокристаллов, как упомянуто выше, очищалась прокалива­ нием электронной бомбардировкой с тыловой стороны. Все изме­ рения проводились при температурах образца (мишени) больших (1600—2000°К), чем температура отжига радиационных на­ рушений.

§3. УГЛОВАЯ ЗАВИСИМОСТЬ КОЭФФИЦИЕНТА ВТОРИЧНОЙ ИОННОЙ ЭМИССИИ И ЕГО КОМПОНЕНТОВ

Исследования проводились в вакуумных камерах (рис. 2) методом двойной модуляции [43], позволяющим раздельно измерить токи рассеянных Iv, испаренных /п диффузионных /д ионов, сопутствующих бомбардировке накаленных мишеней иона­ ми щелочных элементов.

46

На рис. 12 приведена серия кривых зависимости АР(Ф), уста­ новленной при бомбардировке накаленной до 1500°К молибдено­ вой (полированной) мишени ионами Na+ различных энергии (1—

1000, 2— 1500, 3—2000, 4—2500 и 5—3000 эв). С увеличением угла падения первичных ионов Ф значение коэффициента Кр для всех случаев начальной энергии растет и соответствует изменению функции 1/coscp. Зависимость значения КР от различной энергии пучка первичных ионов при одних и тех же углах падения Ф обу­ словлена характером рассеяния на экранированном кулоновском потенциале отталкивания, действующем между ионом и атомом

Рис. 12.

металла [57]. Резкое изменение значения коэффициента Кр в за­ висимости от угла падения Ф свидетельствует о значительном про­ никновении бомбардирующих ионов в глубь мишени и об опре­ деляющей роли глубины проникновения в формировании и ион­ но-ионной эмиссии. Такое резкое изменение значения КР с ростом угла падения первичных ионов было замечено на,ми еще при пер­ вых измерениях [23].

Кривая зависимости коэффициента Кр от угла падения первич­ ных ионов Ф, построенная при бомбардировке, накаленной до 1500°К вольфрамовой мишени ионами Na+, К+, Rb+ и Cs+ с энер­ гией 1000 эв, представлена на рис. 13. Как и в случае молибдено­ вой мишени (рис. 12), величина коэффициента КР растет с увели­ чением угла Ф. С ростом угла падения Ф от 0 до 80° (отсчет про­ водится от нормали к поверхности мишени) значение Кр возраста­ ет примерно втрое. Аналогичные зависимости АР(Ф) установлены при бомбардировке накаленных Та и Mo-мишеней' ионами Li+, Na+, К+ и Rb+, а также при бомбардировке накаленных до 1500°

47

W, Та, Mo и до 1300°K Ni-мишенеи ионами К+ с энергией 1500 эв. В данном случае характер кривых /Ср(Ф) такой же, как и на рис. 12 п 13, но значения коэффициента рассеяния для одного и того же рода иона различны на разных мишенях. Величина коэф­ фициента /СР пропорциональна плотности мишени ро и в первом приближении (в области малых энергий меньше 5 кэв) можно счи­

тать Кр— Аро, где А — коэффициент пропорциональности. Исходя нз изло­ женного, можно написать

ны также при бомбардировке W-мишени ионами Rb+ и Cs+ . Анализ построенных кривых Ар(Ф), АГИ(Ф), Ад (Ф) и Лф(Ф) для

рующих ионов, но и коррелируют между собой.

Полученные результаты, как было упомянуто выше, указывают на глубинный характер формирования вторичной эмиссии, т. е. взаимодействие бомбардирующих ионов в этой области энергии происходит не только с поверхностными атомами, но п с глубоко лежащими атомами твердого тела. С увеличением угла падения пучка первичных ионов растет коэффициент эмиссии рассеянных ионов Кр. Следовательно, при бомбардировке мишени ионами под большим углом, кроме увеличения сечения рассеяния, уменьшает­ ся и глубина проникновения первичных ионов в твердое тело и соответственно выход рассеянных ионов возрастает. Это в свою очередь приводит к уменьшению испаренных Аи и диффузионных Ад ионов с ростом угла Ф. Изменение As (Ф) связано, очевидно, с изменением соотношения между компонентами вторичной ионной' эмиссии и различием их степени ионизации.

Методом двойной модуляции были изучены также зависимо­

полоски из молибдена и никеля, которые бомбардировались иона-

48

ми Cs+ и Rb+ соответственно. Здесь под Ар мы подразумеваем коэффициент вторичной эмиссии группы ионов, обладающих энергиями, превышающими тепловые и энергии .медленных ионов, образующихся в результате катодного распыления. Мы опреде­ ляли его из осциллограмм вольтамперных характеристик па уча­ стках, соответствующих задерживающему ионы на коллектор на­ пряжению в •—■ 10 в.

Кривые зависимости А'Р(Ф) при бомбардировке чистой молиб­ деновой мишени ионами Cs+ с энергией 1200 эв показывают, что рост Ар в отличие от случая, когда n ii> m 2 (рис. 13), наиболее быстро происходит, начиная с угла Ф _ 45°. Последнее связано,

очевидно, с предельным углом рассеяния рПред, определяемым из

При бомбардировке Мо-мишенп ионами Cs+ угол рпРед равен 47°. При бомбардировке мишени ионами под углом Ф = 45° угол между продолжением первичного пучка и поверхностью мишени составляет 45°, что меньше предельного угла (Пред, вычисляемого из выражения (1.31) при Cs+ на Мо. Поэтому при угле Ф ^ 45° в

составе вторичной ионной эмиссии начинают обнаруживаться ио­ ны, претерпевающие однократные соударения с атомами мишени, что, в свою очередь, приводит к быстрому росту коэффициента АР.

Однако, как свидетельствует вольтамперная характеристика вторичных ионов, полученная в случае т^<.пц (Cs+ на Мо или Rb+ на Ni), в составе вторичной ионной эмиссии, начиная с угла паде­ ния порядка ~ 10°, появляются вторичные ионы, более быстрые, чем испаренные и распыленные. При дальнейшем увеличении угла падения эти ионы распространяются в области более положитель­ ных значений потенциала на коллекторе, и количество их быстро растет.

Пз анализа угловых зависимостей коэффициента Ар и энерге­ тического распределения (см. § 7 гл. I) вторичных ионов в случае /72!</?г2 следует, что рассеяние ионов на углы, значительно пре­ вышающие предельные углы рассеяния, не противоречит предпо­ ложению о происхождении этих ионов в результате многократных соударений.

Такая же закономерность наблюдается при бомбардировке накаленной до 1300°К Ni-мишени ионами Rb+ и Cs+. Характер изменений значений коэффициента Ар с ростам угла Ф в общих чертах аналогичен случаю бомбардировки ионами Cs+ Мо-мише- нн. Однако угол падения Ф, с которого коэффициент АР начинает быстро расти, составляет для ионов Rb+ 55°, а для ионов Cs+ — 65°. Опыты также показали, что порог рассеянных ионов, т. е. значе­ ния угла падения первичных ионов Ф, с которого в составе вто­ ричной эмиссии начинают появляться ионы с энергиями, отличаю­ щимися от энергии тепловых и медленных ионов, зависит от соот-