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

ственного распределения при бомбардировке кристалла под неко­ торым углом к этой плоскости.

Вид анизотропии пространственного распределения зависел от полярного угла рассеяния. При достаточно больших полярных углах рассеяния (30—40°) интенсивность рассеянных ионов от угла v имела слабый провал (минимум), когда анализатор находился точно в плоскости падения пучка, параллельной наиболее плотно упакованным атомным рядам. По мере уменьшения полярногоугла рассеяния распределение сужалось, и минимум исчезал. Когда углы вылета рассеянных ионов становились малыми, мини­ мум появлялся вновь, однако в этом случае он был широким.

Когда углы Ф небольшие (отсчет углов ведется от поверхно­

или угол падения, или угол вылета, или оба эти угла сразу боль­

объяснить на основе теоретических моделей рассеяния изолиро­ ванными рядами атомов [129, 322, 323].

В [15, 336] исследована зависимость анизотропии пространст­ венного распределения рассеянных ионов от плотности упаковки атомных рядов и расстояния между ними. В качестве мишеней были использованы грани (100) и (ПО) кристалла меди. Такой выбор мишеней позволил выполнять эксперименты, устанавливая плоскость падения первичных ионов параллельной разным поплотности упаковки атомным рядам при одинаковых расстояниях между соседними атомными рядами или параллельной одинако­ вым по плотности упаковки атомным рядам при различных рас­ стояниях между ними (например, грань (100) — ряды [100] и грань

что и в [166, 334]. Облучение производилось ионами аргона с энер­ гией 30 кэв. Потери энергии для различных граней на одних и тех же атомных рядах совпадали вблизи угла ф= 0°. Полуширины пространственного распределения сильно отличались при углах tp = ± 15 и 0°. Они существенно меньше при плоскости падения, па­ раллельной атомному ряду [ПО], и несколько шире при плоскости, параллельной ряду [100]. Сокращение расстояния между соседни­ ми атомными рядами приводило к уменьшению полуширины про­ странственного распределения.

Авторы работы [337] исследовали влияние температуры мише­ ни на энергетическое распределение ионов, рассеянных монокри­ сталлом. Бомбардировалась грань (ПО) монокристалла Ni ионами Аг+ с энергией 30 кэв. Было показано, что при повышении темпе­

1 3 0

бот в таких условиях, когда отжиг сильно затруднен. Эти опыты проводились на образцах кристаллов кремния и германия, так как

и другие подробно изучили влияние дефектов (радиационных по­ вреждений), возникающих в монокристаллах Si и Ge при бомбар­ дировке их ионами, на угловые закономерности ионно-электронной эмиссии, в частности, на анизотропию коэффициента ионно-элек­ тронной эмиссии у, которая наблюдается в зависимости от угла падения первичных ионов.

Результаты исследования показали, что эффекты, обусловлен­ ные упорядоченным расположением атомов решетки, обнаружива­ ются только при температурах, выше некоторой определенной (температуры отжига). Ниже этой температуры угловые зависи­ мости эмиссии приобретают вид, характерный для неупорядочен­ ных структур. Например, при сравнительно высоких температурах мишени (для Ge Т > 500°С) кривая у(Ф) имеет типичную анизо-,

тропик», обусловленную правильным расположением атомов мише­ ни: при увеличении угла Ф значение коэффициента у проходит че­ рез ряд минимумов и максимумов. С ростом температуры мишени отмечается сглаживание анизотропии у (Ф ), обусловленное тепло­ выми колебаниями атомов и т. д. (см. работу [12]).

Опишем работы, где рассматривались влияния радиационных

диационных повреждений мишени на энергетическое распределение ионов, рассеянных монокристаллами Si и Ge. Мишенями служи­ ли грани (ПО) и (111), которые облучались ионами неона и аргона в интервале энергии 15—30 кэв. В области Г„ ^ 300°С энергети­

ческие распределения имели два хорошо разделенных пика — однократного и двукратного столкновений. При температурах ни­ же температуры отжига радиационных нарушений, вносимых пуч­ ком, двукратный пик вырождался в покатую ступеньку, распре­ деления становились похожими на распределения, наблюдаемые обычно для поликристаллов. Ухудшение разрешаемое™ двукрат­ ного пика в области высоких температур (>700°С) авторы объяс­ нили, как и в [337], увеличением амплитуды тепловыхколебаний атомов кристалла.

Показано, что для наблюдения эффектов, обусловленных упо­ рядоченным расположением атомов, необходимо производить из­ мерения при температурах, больших температуры отжига радиа­ ционных нарушений, вносимых облучением. Ориентационные за­ висимости явлений, происходящих при взаимодействии ионов с кристаллами, молено использовать для наблюдения кинетики отлеига радиационных нарушений в процессе облучения.

132

эмиссий монокристаллов GaAs и InSb. Угловая зависимость ионно-

мере присуща анизотропия, обусловленная регулярным располо­ жением атомов мишени. Основные изменения коэффициентов К и у при углах падения Ф, соответствующих минимуму в направ­ лении [112] и близлежащим максимумам, происходили в сравни­ тельно узком температурном интервале-— 135—170°С. Такой пе­ реход, как и в работах [13, 103], объяснен отжигом дефектов кри­ сталлической решетки. Температура, при которой начинаются рез­

следует из теории прозрачности [153] (отношения плотностей упа­ ковки граней), авторы связали с иной плотностью граней из-за

что анализ угловых зависимостей ионно-ионной эмиссии при раз­ личных температурах образца может быть использован для изу­ чения кинетики отжига дефектов.

X. Зоммерфельд, Е. С. Машкова, В. А. Молчанов [117], одно­ временно изучая угловые зависимости коэффициентов ионно-ион­ ной, ионно-электронной эмиссий и катодного распыления при раз­ личных температурах монокристаллического образца Ge, пришли к выводу, что явление амортизации кристаллов при ионной бом­ бардировке (ионами Аг+ с энергией 30 кэв) с успехом можно при­ менять для выяснения механизма катодного распыления. Объяс­ нялось это тем, что механизм передачи энергии с помощью фоку­ сирующихся коррелированных столкновений (фокусонов), который положен в основу фокусонных теорий распыления (см. [257, 377]), возможен только в случае монокристалла. Поэтому авторы счита­ ли, что сравнительное изучение коэффициентов катодного распы­ ления и ионно-электронной эмиссии при температурах образца, находящегося в аморфизованном и кристаллическом состояниях, позволит установить, какой из двух механизмов (каскадный [382] и фокусонный) катодного распыления в конкретном случае даст больший вклад. Как установлено исследованиями, при углах паде­ ния, где нет ни максимума, ни минимума, коэффициенты распыле­ ния и эмиссии аморфного и кристаллического германия близки. Следовательно, можно заключить, что при распылении германия механизм фокусированных столкновений не дает заметного вкла­ да в распыление.

Чтобы экспериментально проверить двухатомную модель рас­ сеяния ионов кристаллами, Мюллер-Ярайс [179] изучал угловые зависимости положения однократного и двукратного пиков в энер­

133

гетическом спектре. Необходимо было выяснить одну из основных закономерностей, которая вытекает из двухатомной модели [161, 346], т. е. тот факт, что эффект кратного рассеяния наиболее отчетливо наблюдается лишь в тех случаях, когда угол скольже­ ния близок к половине угла рассеяния.

На основе соотношения между прицельными параметрами пер­

ду прицельным параметром и углом рассеяния при малых углах [141] и известной аппроксимации потенциала О. Б. Фирсова было

Установлено, что это выражение вблизи ф ~р/2 имеет больше одного решения, а в случае ф = р/2 — три решения, но два из них являются эквивалентными по отношению к потерям энергии рас­ сеянных ионов. Обнаружено, что существует .минимальный угол ргр, ниже которого при всех ф существует только одно решение

Экспериментальное изучение рассеяния ионов Аг+ с энергией 30 кэв гранью (ПО) кристалла Си (в плоскости рассеяния рас­ полагались поочередно атомные цепочки мишени [ПО], [100], [111]; угол рассеяния р оставался постоянным и равным 30°, а угол скольжения ф изменялся в интервале 6—22° через каждые 3°) показало, что вблизи вычисленного значения угла скольжения, равного 10,8°, наблюдалось резкое изменение формы распределе­ ний— переход от двух пиков к куполу. Однако появление структу­ ры снова в области угла ф <28° и ф>19,2°, как указывает МюллерЯрайс, моделью не описывалось.

Для выяснения влияния упорядоченного расположения атомов верхних слоев твердого тела на механизм рассеяния ионов твер­ дым телом В. А. Молчанов с сотрудниками [167, 168] исследовал энергетическое распределение ионов Аг+, рассеянных гранями (ПО) и (111) монокристаллов Si и Ge при различных температу­ рах. Схема экспериментальной установки и методика исследования были такие же, как и в прежней работе авторов [163]. При тем­ пературе образца выше температуры отжига (Т > 600°С) интенсив­

ности пиков однократного и двукратного рассеяний ионов в энер­ гетическом спектре в зависимости от азимутального угла поворота мишени имели анизотропный характер. Для мишени, аморфизованной ионной бомбардировкой, энергетические распределения содержали только один пик, высота (интенсивность) которого в пределах точности эксперимента не зависела от угла ср. Это объяс­ нялось отсутствием на поверхности мишени направления, которое отличалось бы от любого другого направления свойствами, влияю­ щими на механизм рассеяния ионов.

134

Мы также изучали влияние тепловых колебаний атомов решет­ ки на угловое, пространственное и энергетическое распределения щелочных ионов, рассеянных монокристаллами тугоплавких ме­ таллов (V/ и Мо) [32, 33, 249]. Исследовалось также [20, 24] воз­ действие радиационных нарушений, вызванных ионной бомбарди­ ровкой, на процесс рассеяния ионов, когда мишеныо служили монокристаллы полупроводников Si и Ge. Обнаружен ряд законо­ мерностей — влияние тепловых колебаний атомов решетки и ее (решетки) дефектов на процесс рассеяния ионов (см. гл. III).

Известно, что эмиссия вторичных частиц при ионной бомбар­ дировке возникает в результате элементарных актов (упругогорассеяния, ионизации, возбуждения и т. д.). Все эти процессы до­ статочно хорошо изучены для случая взаимодействия ионов с газовой мишенью. Результаты первых исследований указанных процессов для твердой мишени показали, что газовая модель рас­ сеяния применима и в этом случае. Однако при этом принадлеж­

-бенностей, отличающих взаимодействие ионов с твердыми телами от взаимодействия с газовыми мишенями.

Поэтому целью наших последующих исследований было выяс­ нение влияния наиболее характерных отличий твердой мишени (кристаллическая структура, тепловые колебания атомов решетки, дефекты ее и т. д.) на процесс рассеяния ионов:

1)влияние структуры кристаллической решетки на угловое, пространственное и энергетическое распределения ионов, рассеян­ ных кристаллами;

2)влияние тепловых колебаний атомов решетки (температуры мишени) на характер энергетического, углового и пространствен­

ного распределений ионов, рассеянных монокристаллами; 3) влияние радиационных нарушений кристаллической решет­

ки на угловое, пространственное и энергетическое распределения нонов, рассеянных монокристаллами полупроводников, воздейст­ вие дозы облучения и температуры образца на эти распределения.

§2. ВЛИЯНИЕ КРИСТАЛЛИЧЕСКОЙ СТРУКТУРЫ НА РАССЕЯНИЕ ИОНОВ

Исследования проводились на установке (рис. 8), опи­ санной з § 2 гл. I. На рис. 52 приведены осциллограммы распре­ делений вторичных ионов по энергиям, полученные при бомбарди­ ровке грани (001) монокристалла Мо, раскаленной до 1800°К, ионами Rb+ с энергией 500 эв. Обе осциллограммы сняты при уг-

.лах падения и вылета, равных 50°, однако, осциллограмма 1 полу­ чена при такой ориентации мишени, что падающие и рассеянные пучки лежали в плоскости падения, проходящей через ось [ПО]

135

У X- + у- + -г 2 У / я 2 4- /г 2 + р-

а полный угол рассеяния |3 по уравнению

У г)2 4- k- + I" У т- + п- + р-

Численный расчет с помощью ЭВМ рассеяния быстрых ионов на блоке атомов, объединенных в решетку кубической симметрии, по­ зволил выявить (§ 4 тл. II) ионную структуру энергетического спектра, зависящую от состава и размеров кристаллической ре­ шетки. Вычислено отношение вероятностей двукратного и одно­ кратного рассеяний, равное

Полуширина пиков определяется тепловыми колебаниями ато­ мов решетки. Например, для двукратного рассеяния она равна

Д^2(Р.,Р2) = ^ ] / ~ ^ I n F i M - ^ - l n F t f z ) , (Ш.7>

где у — параметр гауссовского распределения изотропного коле­ бания атомов в решетке.

Из осциллограмм (рис. 52 а) видно, что с переходом основной рассеивающей цепочки от [ПО] к [010], что соответствует повороту кристалла вокруг оси [001] на угол ср = 45°, максимальная энергия вторичных ионов £гпах увеличивается. Вместе с тем на осцилло­ грамме 2 видно, что когда основной рассеивающей цепочкой слу­ жат атомы, расположенные вдоль направления [010] кристалла, пики двукратного столкновения ([021], [010] и т. д.) выражены отчетливее.

С помощью машинного расчета [129, 237] было показано, что уменьшение расстояния между атомами основной рассеивающей цепочки увеличивает относительную вероятность двукратного столкновения иона. Если принять во внимание сказанное выше, то также нетрудно будет и объяснить увеличение максимальной энер­ гии вторичных ионов, рассеянных вдоль плотно упакованных на­ правлений кристалла.

Как известно, для грани (001) объемно-центрированного куба

больше вдоль направления [010]. Дальнейшее вращение кристалла вокруг оси [001] на угол ф= 45, 90, 135, 180° и т. д. приводит к пе­ риодическому изменению характера энергетического распределе­ ния. Это объясняется упорядоченной структурой мишени.

137

Анизотропия г)тазо как упомянуто выше, объясняется много­ кратными столкновениями. Вероятность столкновения иона с боль­ шим числом атомов цепочки больше, если он рассеивается вдоль плотно упакованной цепочки и соответственно будет обладать большей энергией Е тах. Действительно, если считать, что ион пос­

ния вторичных ионов по энергиям получены при бомбардировке грани (100) Мо (7’=1800°К) ионами Rb+ с энергиями 1—500, 2—

500, 3—1500 эв (Ф = 0= 7О0’'

юо

Максимум интенсивности двукратного пика наблюдается в тех же направлениях [100] и [ПО], что и максимальная энергия вто­ ричных ионов (рис. 54). Между этими направлениями обнаружи­ ваются минимумы. В области малых энергий ( < 500 эв) появля­

ются второстепенные максимумы в направлениях [120], [130], на­

139