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

ношения масс взаимодействующих частиц (ион и атом мишени) и не обусловлен первоначальной энергией ионов. Энергия этой группы рассеянных ионов непрерывно растет с увеличением угла Ф

. . .т,

и при р > arcsin ^ в составе вторичной ионной эмиссии наряду с

ионами, претерпевающими многократные соударения, обнаружи­ ваются ионы, испытывающие однократные соударения со свободны­ ми атомами мишени.

§4. УГЛОВОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ВТОРИЧНЫХ ИОНОВ И ВЛИЯНИЕ УГЛА ПАДЕНИЯ НА ХАРАКТЕР РАСПРЕДЕЛЕНИЯ

Исследования проводили в вакуумной камере (рис. 6), описанной в § 2 гл. I, безынерционным методом. Кривые распре­ деления интенсивности вторичных ионов по углам вылета 0 (для краткости будем называть его просто угловым распределением вторичных ионов) при бомбардировке чистой, нагретой до 1500°К Та-мишени под углом Ф = 0 ° ионами Na+ с различной начальной энергией показывают, что количество вторичных ионов по всем направлениям вылета уменьшается с увеличением начальной энер­ гии Е 0, а характер их углового распределения близко соответст­ вует закону косинуса и не зависит от Е 0 и температуры мишени.

При бомбардировке нагретой до высокой температуры мишени из Та, W и Мо ионами Rb+ и Cs+ ввиду того, что потенциал иони­ зации V\ меньше работы выхода поверхности ср* при высоких тем­ пературах, появляется значительное количество вторичных ионов, возникших в результате термического испарения адсорбирован-! пых на поверхности и внедрившихся в мишень первичных ионов [44, 55]. Эти вторичные ионы отличаются от рассеянных малыми энергиями, поэтому для получения углового распределения' рас­ сеянных ионов в случае V’i<cp* (т. е. при бомбардировке поверхно­ сти Та- и Mo-мишеней указанными ионами) между мишенью и коллектором прикладывали небольшое задерживающее поле, не допускающее на коллектор и подвижный зонд испаренные и диф­ фузионные ионы. Приложение такого напряжения не искажает углового распределения вторичных рассеянных ионов, так как они обладают значительными энергиями.

На рис. 15 приведены диаграммы углового распределения вто­ ричных ионов, полученные при бомбардировке чистой, нагретой до температуры 1500°К Та-мишени ионами Rb+ с энергией 500, 800, 1100, 1400 и 1700 эв при угле Ф, равном 30°. Результаты даны в полярной системе координат, где по радиусу отложены отношения токов I3/h в произвольном масштабе, а углы между осью поляр­ ной системы и радиусами соответствуют углам вылета вторичных

50

Угловое распределение вторичных ионов при энергиях 500, 800, 1000, 1200, 1400, 1800 и 2000 эв, приведенное к значениям интен­ сивности при энергии 1000 эв, показывает, что оно в указанном

диапазоне энергий существенно не зависят от энергии бомбарди­ рующих ионов.

Угловое распределение рассеянных ионов исследовалось при различных углах падения пучка первичных ионов в условиях У;<ф

и V i> ср.

Полярные диаграммы, характеризующие угловые распределе­ ния вторичных ионов при бомбардировке чистой, накаленной до

N

Рис. 16.

1500°К W-мишени ионами К+ с энергией 2000 эв под различными углами Ф (1—0; 2—30; 3—45; 4—60 и 5—70°), изображены на рис. 16. Как видно из сравнения полярных диаграмм, полученных экспериментально, с функцией 2/?cos0 (пунктирная окружность), при Ф > 45° угловое распределение вторичных ионов отклоняется

от косинусоидального распределения и наблюдается преобладание

51

рассеяния ионов вперед относительно направления движения на­ летающих ионов. При Ф 70° указанное отклонение настолько

сильно, что характер углового распределения вторичных ионов почти приближается к зеркальному отражению.

На рис. 17а представлены полярные диаграммы, характеризую­ щие угловое распределение вторичных ионов при бомбардировке накаленной до 1500°К W-.мншени ионами К+ с энергией 2 кэв.

Рис. 17.

Кривые 1 и 2 получены при Ф = 80 и 85° соответственно. Для срав­ нения кривая 2 приведена к значениям интенсивности при Ф =80°.

Максимум /(0) соответствует углам зеркальных отражении. Как было показано Э. С. Парилисом и Н. Ю. Тураевым [129] на модели рассеяния от цепочки атомов поверхности, при приближе­ нии направления падения к скользящему направление вылета должно было приближаться к зеркальному, причем эффект был тем сильнее, чем меньше энергия ионов. Для нашего случая

52

(£■ 0=1—5 кэв), по оценке [129], зеркальное отражение должно наблюдаться, начиная от углов падения порядка 70°, что соответст­

которому максимум рассеяния частиц при углах падения и отра­

жения, близких к скользящим, соответствует углу зеркального отражения.

Мы сравнивали экспериментальные кривые с результатами тео­

выведенное О. Б. Борисовым [215].

Результат сравнения приведен на рис. 176, на котором поляр­ ная диаграмма 1 характеризует угловое распределение вторич­ ных ионов, относящихся к случаю бомбардировки нагретой до' 1500°К вольфрамовой мишени ионами К+ с энергией 3 кэв, под углом Ф = 80°, а диаграмма 2 получена из формулы (1.32). Неко­ торое расхождение между экспериментальной и теоретической кривыми, по-видпмому, связано с тем, что экспериментальная кри­ вая, как обычно, строится в результате измерения количества вто­ ричных ионов, проходящих через узкую щель, а формула (1.32), как упомянуто § 2 гл. I для интенсивности рассеяния, интегрирует­ ся по азимутальному углу ф. Действительно, экспериментальная кривая углового распределения рассеянных ионов лучше совпада­ ет с теоретической, полученной с помощью формулы (IV. 18), вы­ веденной О. Б. Фирсовым для плоскости рассеяния (т. е. для слу­ чая ф= 0°).

Таким образом, результаты исследования качественно хорошо объясняются в рамках современных теорий о рассеянии атомных частиц на атомах твердого тела. Косинусоидальный характер уг­ лового распределения вторичных ионов, наблюдаемый при неболь­ ших углах падения (Ф < 45°), в первом приближении не противо­

речит представлению о глубинном характере взаимодействия бом­ бардирующих ионов с атомами твердого тела. При наличии неко­ торого проникновения первичных ионов в поверхностные слои твер­ дого тела выход рассеянных ионов в направлении нормали к по­ верхности мишени достигает 'максимума, с увеличением угла выле­ та вследствие удлинения пути движения рассеянных ионов в твер­ дом теле выход их уменьшается. Под большими углами вылета на коллектор (или на подвижный зонд) попадают ионы, рассеянные в основном от поверхностных атомов мишени. При угле Ф ^ 45°

количество таких вторичных ионов сравнительно мало. Близкое к косинусоидальной форме угловое распределение

вторичных ионов при сравнительно малых углах падения пучка первичных ионов (Ф < 45°) можно объяснить с помощью матема­

тического аппарата, так же, как и объяснялась форма углового

53

распределения вторичных электронов [73, 254, 309]. Предположим, что при наличии некоторого проникновения первичных ионов в приповерхностные слои твердого тела средний' свободный пробег к“ ионов в этом слое мал по сравнению с глубиной проникновения ионов К cosa. Вероятность для этих ионов двигаться в том или ином направлении после нескольких столкновений одинакова для всех направлений. Тогда вторичные ноны, могущие достигнуть поверхности мишени в направлении нормали, пройдут путь длиной К cosa, а ионы, достигающие поверхности под углом а к нормали,— путь длиной К. Отсюда следует, что вторичные ионы, достигающие поверхности, должны иметь косинусоидальное распределение. Если вторичные ноны у поверхности мишени уже имеют косинусоидаль­ ное распределение, то поверхностный барьер сильно ие изменяет

п cosfiflfp = cos OdO.

Предположим, что di2 ток в телесном угле внутри твердого тела, тогда ток после выхода ионов из него заключен в телесном угле dfi. Тогда отношение тока t„ (на единицу телесного угла вне твер­ дого тела к току iB (на единицу телесного угла внутри твердого тела) будет:

также можно считать косинусоидальным независимо от энергии ионов.

легко судить по характеру рассеяния ионов от цепочки атомов поверхности, т5 е. по экранирующему действию атомов цепочки, расположенных по направлению рассеяния [129]. В случае реаль­ ной поверхности поликристалла (хотя она полированная) наличие запретной области рассеяния (угловое распределение ограничено снизу малым углом amin) можно объяснить влиянием микрорелье­

54

фа (шероховатость) поверхности, который блокирует рассеяние ионов под малыми углами. Так, угловое распределение ионов, рассеянных неполированной поверхностью, ограничено снизу

боЛЬШИМ УГЛОМ 0mixi-

При гладкой (полированной) поликристаллической поверхности убывание интенсивности пучка, рассеянного под малыми углами, обусловлено увеличением длины пути в приповерхностном слое [215]. При абсолютно гладкой поверхности (грани монокристалла), как указано в [129], на убывание интенсивности пучка должно влиять экранирующее действие атомных цепочек, расположенных по направлению отражения. Первый же атом в этом направлении

Отсюда следует, что угол выхода a=|3i + p2—ф не только не стре­ мится к нулю при (J—>-0, но, начиная с некоторого a min возрастает.

Кроме того, рассеяние на лежащих впереди атомах приводит к уменьшению интенсивности и вблизи предельного угла при a ^ amin, чем и должна быть обусловлена спадающая ветвь угло­

вого распределения на гладкой' поверхности.

Расчеты на плоской модели, состоящей из одной цепочки, при­ веденные в [129, 347] для выяснения особенностей рассеяния ионов гранью монокристалла при скользящих углах ф, показали, что угол вылета а и угол рассеяния р=ф + а определяются однозначно первым прицельным параметром Р, отсчитываемым на прямой, перпендикулярной к падающему пучку. При всех углах ф рассея­ ния ограничены снизу минимальным углом вылета amin (или pmin)> который убывает с Е0 и растет с ростом ф. Сверху угол вылета также ограничен величиной ат ахОна растет с увеличением ф и Е 0 и достигает значения л лишь при достаточно больших ф, когда эф­ фект экранировки исчезает и рассеяние происходит независимо на отдельных атомах.

Как видно из рассмотрения углового распределения вторичных ионов при бомбардировке мишени ионами под скользящими угла­ ми, наличие зеркального отражения тесно связано с характером микрорельефа поверхности, удлинением пути движения ионов в приповерхностных слоях, т. е. многократными столкновениями и, наконец, для гладкой поверхности — с экранирующим действием атомов цепочки.

§5. ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ ВТОРИЧНЫХ ИОНОВ

ИВЛИЯНИЕ НА ИХ ХАРАКТЕР НАЧАЛЬНОЙ ЭНЕРГИИ

ИМАССЫ БОМБАРДИРУЮЩИХ ИОНОВ

Исследования проводились на установке (рис. 8), опи­ санной в § 2 гл. I.

Осциллограммы (/—3) энергетического распределения (спек­ тры) вторичных ионов, полученные при бомбардировке W-мишени

55