книги из ГПНТБ / Арифов У.А. Угловые закономерности взаимодействия атомных частиц с твердым телом

При бомбардировке гранен монокристалла Мо помами Cs+ воз­ можная область углов отклонения однократно рассеянных ионов

область охватывает в основном атомы, лежащие под приповерх­ ностными слоями. Поэтому при нормальной бомбардировке граней Мо (Г=1800°К) ионами Cs+ энергетический спектр вторичных понов состоит в основном из испаренных и медленных ионов. При этом количество ионов с энергиями большими, чем энергия ионов, соответствующих пику медленных понов, сравнительно мала, но резко увеличивается с ростом угла падения первичных ионов.

но больших энергий наблюдаются пики, соответствующие двукрат­ но рассеянным ионам. Расчеты показывают, что самый крайний пик соответствует ионам Cs+, повторно рассеянным на атоме в

Интересно, что в энергетическом спектре отсутствует пик одно­ кратного соударения. Последнее объясняется тем, что при Ф = 5 0 ° область Piпред еще не охватывает угол 0, при котором вторичные ионы подвергаются анализу по энергиям. Однако наличие пиков двукратных столкновений обусловлено тем, что область р1пред в данном случае (Ф = 50°) уже охватывает атомы, лежащие на гра­ ни (001) Мо, что приводит к двукратным столкновениям бомбар­ дирующего нона с атомами этой грани, позволяя им отклоняться

Экспериментальные данные хорошо совпадают с расчетами. Несколько иная картина наблюдается при бомбардировке Мо-

мишени ионами Cs+ под большим углом Ф. Осциллограмма рас­ пределения по энергиям вторичных ионов, полученная при бомбар­ дировке грани (001) Мо, накаленной до 1800°1\, ионами Cs+ с энергией 2 кэв приведена на рис. 50. Здесь угол падения первич­ ных ионов равен 80°, анализу по энергиям подвергались вторич­ ные ионы, распространяющиеся под углом 0= 60°.

В энергетическом спектре, кроме пиков, наблюдаемых на ос­ циллограмме 2 (рис. 496), обнаруживается пик [000], соответст­ вующий ионам, испытавшим однократные столкновения, что ана­ логично спектру вторичных ионов, полученному при бомбардиров­ ке граней монокристалла Мо-мишенн ионами К+, Rb+ и Na+

120

спектр вторичных ионов также указывает на присутствие рассея­ ния ионов с энергиями большими, чем у ионов, испытавших дву­ кратные соударения. Характер распределения этих рассеянных ионов по энергиям, изменение их с увеличением угла падения и энергии первичных ионов в случаях ni\<_nio и т \ > п ц не проти­ воречат предположению о происхождении их в результате соуда­ рении большей кратности.

Следовательно, модель парных однократных и многократных столкновений применима и при бомбардировке монокристаллов легких элементов тяжелыми ионами (Cs+ на Мо).

Наблюдаемые особенности углового и энергетического распре­ деления ионов, рассеянных поверхностью монокристаллов, обуслов­ лены упорядоченным расположением атомов мишени и объясня­ ются влиянием кристаллической структуры на процесс рассеяния ионов. Теоретический анализ ориентационных эффектов при про­ хождении заряженных частиц через кристаллические решетки [205, 323. 378] и при рассеянии их поверхностью кристаллов [125, 129, 189, 237, 332] показал, что приближение цепочки атомов явля­ ется достаточно хорошим приближенным методом, с помощью которого удается объяснить первичные и вторичные ориентацион­ ные эффекты, наблюдаемые при экспериментах.

Монокристалл, как известно, является средой, в которой благо­ даря негомогенностн, анизотропности и отсутствию неупорядочен­ ности появляются ориентационные эффекты при прохождении и отражении назад заряженных частиц. Если частица движется классически вдоль прямой линии через тонкий монокристалл, то важно не только направление линии движения, но и ее положения в решетке. При совпадении траектории частицы с главной осью решетки (если такая траектория проходит между атомами) отме­ чается уменьшение всех физических эффектов, требующих близ­ ких соударений между частицей и атомом. Если частица подхо­ дит очень близко к атомам, эти эффекты возрастают. Однако при проведении экспериментов по изучению тех или иных закономер­ ностей рассеяния (например, как наши) вряд ли можно попасть пучком только в пространство между атомами в решетке, посколь­ ку площадь поперечного сечения пучка довольно велика. При этом, одна часть пучка может идти между атомами, в то время как другая проходит вблизи атомов. При наличии хорошо коллимиро­ ванного по направлению пучка можно предположить, что некото­ рая доля ионов, движущихся по прямым линиям, все-таки пройдет в отдалении от атомов вплоть до достаточно больших глубин про­ никновения, что приведет к каналированию частиц и соответст­

совпадения направления падения ионного пучка с основными кри­ сталлографическими направлениями кристалла. В этих направле­ ниях нижележащие атомы экранированы поверхностными атома­

122

ми кристалла, с чем связано наличие каналов с разными попереч­ ными сечениями. Часть первичных ионов, как упомянуто выше, проникает в эти каналы, снижая значения Кр.

При работе с поликристаллическнмн мишенями (§ 3 гл. I) приходится учитывать большую или меньшую плотность материа­ лов, а в случае монокристалла имеются кристаллографические на­ правления с различной прозрачностью, которая для разных ориен­ таций кристалла по отношению к падающему пучку ионов спо­ собствует появлению анизотропии коэффициентов рассеяния ионов. Указанный эффект сугубо объемный и наблюдается в наиболее выраженном виде только при сравнительно больших (£0>0,5 кэв) энергиях ионов, когда эффективные сечения малы, кристалл доста­ точно прозрачен, а глубоко лежащие слои вносят существенный вклад в рассеяние.

При частичном проникновении первичных ионов в поверхност­ ные слои твердого тела выход рассеянных ионов вдоль тех или иных кристаллографических направлений, имеющих различные прозрачности, будет неодинаков. Тонкая структура углового и пространственного распределений ионов, рассеянных монокристал­ лами (§ 3 гл. II), связана с блокировкой выхода ионов под теми углами вылета, на которых расположены плотно упакованные це­ почки атомов. В направлении плотно упакованных цепочек благо­ даря экранирующему действию их атомов образуется тень, обу­ словливающая появление минимумов углового и пространствен­ ного распределений рассеянных ионов.

Таким образом, как и существование минимального угла рас­ сеяния, эффект ограничения рассеяния под большими углами отно­ сится не только к поверхности, но и к более глубоким слоям твер­ дого тела п другим кристаллографическим направлениям. Здесь, вследствие затенения атомов верхних слоев нижними, рассеяние (выход) на данный угол 0 будет также минимальным. Изменения вида углового и пространственного распределений рассеянных ионов в зависимости от энергии, угла падения первичных ионов и ориентации мишени по отношению к направлению пучка ионов не противоречат представлению о наличии запретных направлений рассеяния (выхода) для частиц, идущих из кристаллической ре­ шетки в вакуум.

Как изложено в § 4 и 5 гл. II, энергетический спектр ионов, рассеянных монокристаллами, обладает тонкой структурой, обу­ словленной многократными последовательными соударениями бом­ бардирующих ионов с упорядоченно расположенными атомами

ческой мишени энергетический спектр помов имеет плавный харак­

123

тер, так как на иен с равной вероятностью реализуется любое про­

с атомами решетки наиболее вероятно, благодаря резко дискретной потере энергии ионами в энергетическом спектре наблюдается мак­

направления с различной плотностью упаковки, которые приво­ дят к появлению ряда дополнительных пиков как в высокоэиергетнческоп', так п в низкоэиергетическоп областях пика однократ­

Однако из приведенных энергетических спектров видно, что на нпзкоэнергетическом склоне пика однократного соударения отсут­ ствуют пики кратных столкновений, хотя в некоторых случаях наблюдаются горбы. Отсутствие пиков, по-вндимому, 'связано с углом рассеяния. Действительно, нельзя быть уверенным, что в процессе последовательных многократных соударений ионы снача­ ла будут отклоняться на угол больший, чем угол р, на который отклоняются ионы, испытавшие однократные соударения, а в конечном счете на тот же угол р, так как величина поперечного сечения уменьшается с увеличением угла рассеяния. Таким обра­ зом, можно предполагать, что большая часть многократно рас­ сеянных ионов будет испытывать соударения и при каждом соуда­ рении будет происходить рассеяние на малый угол.

Как было упомянуто выше (§ 8 гл. I), вероятность того, что рас­ сеянная частица может испытать больше одного соударения с атомами мишени, сильно зависит от глубины расположения первой рассеивающей частицы. Если падающий ион претерпевает первое соударение в пятом пли шестом слое, то он имеет гораздо боль­ шую вероятность испытать дополнительные соударения до выхода из решетки, чем ионы, испытывающий первое соударение в первом или втором слое. Известно, что с увеличением глубины проникно­ вения первичных ионов вероятность обратного выхода их из ре­ шетки соответственно тоже уменьшается. Следовательно, влияние многократных столкновений на энергетические спектры будет мини­ мальным, если бомбардирующий ион испытает первое соударение в приповерхностном слое или прежде, чем испытать соударение проникнет (каналируется) в решетку так глубоко, что его выход станет маловероятным.

Указанное условие выполняется тогда, когда моиокристаллическая мишень бомбардируется вдоль плотно упакованных на­ правлений (т. е. плоскость падения параллельна плотно упакован­ ному атомному ряду кристалла), а анализу по энергиям подверга­ ются вторичные ионы, лежащие в плоскости, совпадающей с плос­ костью падения. При такой ориентации мишени относительно на­ правления пучка ионов все атомы, лежащие ниже верхнего слоя, экранируются поверхностными атомами и, следовательно, в энер­

124

гетическом спектре должны наблюдаться один или два наиболее выраженных пика, соответствующих нонам, испытавшим двукрат­ ные соударения на атомах плотно упакованных направлении, что и установлено в результате эксперимента. Другим важным кри­ терием в пользу многократного соударения является то, что в энергетическом спектре, полученном при углах, далеких от пре­ дельного угла рассеяния однократного соударения рПред, в случае /п.|</?г2 (Cs+ на Мо) обнаруживаются только пики кратных столк­ новений, а в спектре, снятом внутри этого предельного угла, появ­

энергетического спектра. Она целиком обусловлена многократ­ ными последовательными соударениями бомбардирующих ионов с упорядоченно расположенными атомами кристалла. Однако в области энергии первичных ионов <500 эв и при сравнительно больших массах бомбардирующего иона (например, Cs+) в энер­ гетическом спектре рассеянных ионов обнаруживаются дополни­ тельные пики, происхождение которых, по-видимому, можно объ­

Относительная интенсивность пика двукратного рассеяния воз­ растает с увеличением атомных номеров иона z, и атома мишени z2 и убывает с ростом энергии первичных ионов Е0, угла рассеяния Р и расстояния d между атомами, на которых происходит последова­ тельное рассеяние (§ 4, 5 гл. И). Это в первую очередь связано с изменением сечения рассеяния, так как все указанные колебания параметров сталкивающихся частиц и условия эксперимента приво­ дят к увеличению сечения рассеяния. Отношение вероятности дву­ кратного к вероятности однократного рассеяния в данном направ­ лении (выражения (ШЛО) пли (III.12)) вычисленное с помощью машинного расчета на основе экранированного кулоновского по­ тенциала взаимодействия [186], также совпадает с результатами эксперимента.

Как видно из осциллограмм (§ 4, 5 гл. II) энергетических спектров ионов, рассеянных монокристаллами, наиболее вероят­ ный и самый энергичный двукратный пик в сторону больших энер­ гий спадает не круто, указывая на наличие ионов с энергиями, превышающими энергию при двукратных соударениях. Характер распределения по энергиям группы ионов с энергией Етах> Е 2 и изменение их числа с увеличением угла падения н энергии первич­ ных шонов не противоречат предположению о происхождении их в результате более чем двукратных соударений. Правильность такой точки зрения подтвердил характер энергетического спектра ионов, полученного при скользящих углах падения н вылета (Ф = 0 ^80°).

125

При этом энергетические положения однократного и двукратного пиков смещены в сторону больших энергий спектра, что свидетель­ ствует о резкам возрастании числа ионов, претерпевших повторные столкновения с большей кратностью, т. е. о цепочечном столкнове­ нии [124, 129, 191, 279, 280, 322, 323]. Действительно, если считать,

что ион после каждого столкновения отклоняется на одинаковый малый угол, то формула, определяющая энергию, сохраняемую ионом в результате многократных столкновений на угол (3, запи­ сывается в виде выражения (11.11), из которого следует, что с увеличением числа столкновений п значение Дщах стремится к До-

Таким образом, в составе вторичной эмиссии обнаруживаются не только ионы, претерпевшие одно- н двукратные соударения с атомами мишени, но и ионы, испытавшие соударения гораздо большей кратности, т. е. цепочечные столкновения.

Многие наблюдаемые экспериментально закономерности каче­ ственно удовлетворительно объясняются простой двухатомной моделью процесса рассеяния [186, 189, 237, 346]. Однако отмечае­ мые при углах Ф = 0> 80° и малых межатомных расстояниях неко­

торые расхождения с предсказаниями, полученными на основании рассмотрения двухатомной модели процесса рассеяния, хорошо объясняются моделью цепочечных столкновений. В результате изу­ чения прохождения заряженных частиц через кристаллическую решетку [322, 323] и рассеяния ионов поверхностью монокристал­ лов [129, 191, 124, 279, 280] было установлено, что при малых межатомных расстояниях н углах, составляемых направлениями пучка ионов с осями атомных цепочек, рассмотрение столкновений как строго индивидуальных актов уже не является корректным. Более правильным в этом случае, как было упомянуто выше, явля­ ется рассмотрение рассеяния ионов атомными цепочками, которое соответствует результатам эскперимента (см. § 4, 5 гл. II).

Результаты эксперимента позволяют использовать угловые за ­ кономерности взаимодействия атомных частиц с кристаллами (на­ пример, эффект теней, наблюдаемый на угловых и пространствен­ ных распределениях, н структурность энергетического спектра) для изучения структуры поверхностных слоев твердого тела и в том числе монокристалличности эпитаксиальных пленок.

В результате исследований угловых закономерностей рассея­ ния ионов кристаллами установлены следующие основные экспе­ риментальные факты.

1.Угловая зависимость коэффициента рассеяния ионов облада­ ет анизотропией, обусловленной совпадением направления пучка ионов с различными кристаллографическими направлениями кри­ сталла.

2.С возрастанием энергии первичных ионов Е0 на угловых за­ висимостях Кр начинают проявляться минимумы, соответствующиевсе более высокоиндицированным направлениям. Глубина моду­

ляции кривых Кр(Ф) с ростом Е0 увеличивается, а угловая шири­ на минимумов уменьшается.

126

Г л а в а I I I

ВЛИЯНИЕ НЕКОТОРЫХ ФИЗИЧЕСКИХ ПАРАМЕТРОВ МОНОКРИСТАЛЛА НА УГЛОВЫЕ ЗАКОНОМЕРНОСТИ РАССЕЯНИЯ ИОНОВ

Исследования рассеяния ионов кристаллами позволят более ярко выделить отличительные особенности взаимодействия ионов с твердыми телами и газовыми мишенями, вызванные при­ надлежностью атома кристаллической решетке (силой' связи меж­ ду атомами, упорядоченным расположением атомов, тепловыми колебаниями их в решетке и т. д.). В этом отношении особенно ценными будут сведения о влиянии кристаллической структуры.и тепловых колебаний атомов решетки на угловое и энергетическое распределения рассеянных ионов. Если температура газовой мише­ ни неэкстремальна, то она, видимо, не влияет на взаимодействие ионов с мишеныо. В случае твердого тела плотность упаковки ато­ мов в цепочках различных направлений неодинакова, тепловые колебания атомов могут изменять прозрачность кристаллической решетки и соответственно вероятность ион-атомного соударения б приповерхностных слоях мишени, глубину проникновения быст­ рого иона в решетку, уменьшать эффективную энергию связи ато­ мов, искажать цепочки атомов, участвующие в передаче последо­ вательностей фокусированных соударений и т. д. В конечном сче­ те такие исследования могут дать много новых количественных сведений, необходимых для создания теории рассеяния ионов твер­ дым телом. В настоящей главе мы описываем результаты изуче­ ния влияния некоторых физических параметров кристалла на рас­ сеяние ПОНОВ.

§1. КРАТКИЙ ОБЗОР ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ ВЛИЯНИЯ ФИЗИЧЕСКИХ ПАРАМЕТРОВ КРИСТАЛЛА НА УГЛОВЫЕ ЗАКОНОМЕРНОСТИ РАССЕЯНИЯ ИОНОВ

Впервые влияние ориентации мишени на выход вторич­ ных ионов, т. е. на пространственное и энергетическое распре­ деления рассеянных ионов замечено В. Е. Юрасовой [235], Датц, Снук [274], В. А. Молчановым [169] и нами [247]. Более подробно воздействие различных физических параметров кристалла на рас-

128

сеяние ионов стало изучаться недавно [31, 35, 166, 202, 248, 333, 335, 339].

Б. А. Снисарь и В. А. Чичеров [202] исследовали влияние взаим­ ной ориентации ионного пучка и осей кристалла на относитель­ ную интенсивность двукратного пика в спектре ионов. Бомбар­ дировалась грань (100) Cu-мишени ионами Аг+ с энергией 20 кэв. Ориентация мишени осуществлялась поворотом ее вокруг оси, перпендикулярной' плоскости мишени, при фиксированном угле падения ионов на поверхность.

Вторичные ионы анализировались по энергиям с помощью электростатического анализатора. Схема экспериментальной уста­ новки и система записи спектров такие же, как и в [269]. Было показано, что зависимость относительной интенсивности двукрат­ ного пика от азимутального угла поворота мишени резко анизо­ тропна. Интенсивность двукратного пика была максимальна вблизи такого положения мишени, когда плоскость рассеяния со­

наблюдался небольшой минимум (провал). Глубокие минимумы отмечались при углах поворота ср=0 и 25° (угол, равный 0°, соот­ ветствовал такой ориентации мишени, когда направление [100] лежало в плоскости рассеяния).

Наряду с измерениями энергетических распределений рассеян­ ных ионов, производилась также регистрация оптического излуче­ ния, испускаемого мишенью, с помощью фотоумножителя (ФУ) с кварцевым окном и сурьмяно-цезиевым фотокатодом. Перед фото­ катодом помещался светофильтр УФС-2, пропускавший интервал длины волн, в котором содержались резонансные линии меди

О

(Си I 3247 и 3274 А) и отсутствовали сильные линии аргона. Ве­ личина тока с выхода ФУ в зависимости от угла ср с точностью до некоторой постоянной составляющей повторяла зависимость отно­ сительной интенсивности двукратного пика. Уменьшение угла па­ дения Ф приводило к снижению анизотропии оптического излуче­ ния. В случае бомбардировки грани Si и Ge анизотропия оптичес­ кого излучения наблюдалась только при температурах мишени

>200—400°С.

Е. С. Машкова, В. А. Молчанов и другие [339, 333, 334, 335, 166] подробно изучили пространственное распределение ионов, рассеянных монокристаллом, а также характер потерь энергии ионами в зависимости от азимутального угла рассеяния у. Бом­ бардировалась грань (100) Си ионами Аг+ с энергией 30 кэв. Было показано, что как формы энергетических распределений рассеянных ионов, так и интенсивности главных пиков этих рас­ пределений зависят не только от полного угла рассеяния (3, но также и от полярного v и азимутального у углов рассеяния. Полу­ ширина пространственного распределения при бомбардировке кристалла в плоскости, параллельной наиболее плотно упакован­ ным' атомным рядам, существенно меньше полуширины простран­