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

личие которых объясняется увеличением вероятности двукратного рассеяния ионов по мере уменьшения Е 0 [129, 237].

Отражение ионов на данный угол р в результате однократного столкновения с атомом кристаллической решетки наиболее веро­

F'1(?) = [cos ? ± Кн-2 — sin- р]2.

Вероятность отражения ионов в данном направлении рассеяния после двух последовательных столкновений записывается в виде

здесь d — расстояние между атомами.

Выразив вероятность двукратного столкновения в относитель­

Здесь о (х ) — дифференциальное эффективное сечение рассеяния иона в соответствии с потенциалом О. Б. Фирсова записывается в виде

140

(III.13)

Из формулы (III.12) видно, что вероятность двукратного рас­ сеяния обратно пропорциональна квадрату расстояния между ато­ мами и начальной энергией, что подтверждается экспериментом.

Для сравнения теоретических выводов с данными эксперимен­ та приведем значения l/d2 для различных величин азимутального угла при рассеянии ионов на грани (100) монокристалла Мо:

На рис. 55 б приведена экспериментальная кривая простран­ ственного распределения двукратно рассеянных ионов [диаграм­ ма 2) и теоретические результаты в виде отдельных лучей. Из ри­ сунка видно, что в основном экспериментальные и теоретические результаты согласуются.

Пики кратных столкновений отчетливее выражены, когда ос­ новными рассеивающими цепочками служат более плотно упако­ ванные цепочки кристалла. Вместе с тем переход основной рассеи­ вающей цепочки с менее плотно упакованной к более плотно упа­ кованной увеличивает максимальную энергию Етлх вторичных ионов и соответственно вызывает анизотропию значений Етах в

141

зависимости от азимутального угла поворота мишени ср. ''Относи­ тельная вероятность двукратного рассеяния возрастает с умень­ шением энергии первичных ионов Е 0, угла рассеяния р и расстоя­ ния между атомами, на которых происходит последовательное рассеяние иона.

Если соударения иона, рассеивающегося вдоль плотно упако­ ванной цепочки, происходят при наивыгодных углах с отклонением в каждом элементарном акте соударения на малый угол, то ион покидает поверхность мишени с максимальной энергией в резуль­ тате последовательных соударений. Увеличение интенсивностей пиков многократных столкновений с переходом основной рассеи­ вающей цепочки с менее плотно упакованной к более, по-видимому, и дает основание утверждать, что вероятность попадания иона на поле следующего атома больше вдоль плотно упакованных направ­ лений.

Результаты исследований подтверждают возможность приме­ нения модели одномерной цепочки для объяснения влияния кри­ сталлической структуры на характер углового и энергетического распределений ионов, рассеянных монокристаллом.

§3. ВЛИЯНИЕ ТЕПЛОВЫХ КОЛЕБАНИЙ АТОМОВ РЕШЕТКИ НА РАССЕЯНИЕ ИОНОВ

В настоящем параграфе описываются результаты иссле­ дования влияния кристаллической структуры на угловое, прост­ ранственное и энергетическое распределения вторичных ионов при различных температурах мишени.

На рис. 56 приведены осциллограммы распределений вторич­ ных ионов по энергиям, полученные при бомбардировке грани

Рис. 56.

(001) монокристалла Мо ионами Rb+ с энергией 1000 эв. Ориента­ ция мишени была такова, что падающий и рассеянный пучки лежали в плоскости (100). Углы падения первичных и. вылета, вто­

142

ричных ионов были равны между собой и близки к скользящим* углам (Ф = 0 = 75°). Осциллограмма 1 снята при температуре мише­ ни 1000°К, а осциллограмма 2 — при 2000°К.

Измерение энергетического положения пиков и сравнение их созначениями, вычисленными на основе простой двухатомной модели

[010] и [031] — ионам, двукратно рассеянным на соответствующих атомах. В случае осциллограммы 1 эти пики смещены несколько- в сторону больших энергий. Как видно из осциллограмм, с увели­ чением температуры мишени относительные интенсивности (вы­ соты) пиков двукратного столкновения убывают, а их полуширина,, наоборот, возрастает.

Малое, но воспроизводимое смещение пиков спектра (смещениепиков наблюдалось на экране осциллографа в динамике) в сторо­ ну больших энергий с уменьшением температуры мишени, по-ви­ димому, свидетельствует о наличии ионов, рассеянных цепочкой атомов кристалла.

Действительно машинные расчеты [187] показали, что при рас­ сеянии ионов цепочкой атомов кристалла также могут наблюдать­ ся два пика, которые обусловлены столкновениями более высокой кратности, чем одно- и двукратные.

Для учета влияния тепловых колебаний атомов на характер отражения [129] была применена теория Дебая, в которой предпо­ лагается, что фононный спектр кристаллической решетки содер­ жит все длины волн выше некоторой минимальной длины Я,=2^о> соответствующей максимальной и наиболее интенсивной частоте

Прицельный параметр следующего столкновения определяется, предыдущим параметром Рг, углами рассеивания [3/и максималь­ ной амплитудой колебания А х(Т ):

Таким образом, пики двукратного рассеяния убывают с нагре­ ванием и полуширина их возрастает.

Данные машинного расчета рассеяния ионов на цепочке ато­ мов, лежащих в данном кристаллографическом направлении, под­ твердили этот вывод [129].

Если учесть, что в случае осциллограммы 1 рис. 56 пики обу­ словлены столкновениями более высокой кратности (в некоторых, температурных интервалах оба пика могут оказаться внутри ин­ тервала энергий, ограниченного значениями энергий ионов, испы­ тавших соответственно «истинно однократное» и «истинно двукрат-

143-

ное» соударения с атомами мишени [248], то смещение их в сторо­ ну меньших энергий с ростом температуры мишени объяснимо. Расширение амплитуды тепловых колебаний атомов решетки из­ меняет условие взаимного экранирования атомов в цепочке, на которой происходит рассеяние быстрого иона, что в свою очередь увеличивает относительную вероятность однократного и двукрат­ ного столкновений иона с атомами мишени по сравнению со столк­ новениями с цепочкой. Поэтому в случае осциллограммы 2 коли­ чество ионов, претерпевших однократные и двукратные столкно­ вения, больше, чем число ионов, испытавших цепочечные

зависимости от азимутального угла поворота мишени <? в произ­ вольном масштабе. Диаграмма / (рис. 57) относится к осцилло­ грамме распределения вторичных ионов по энергиям, получен­ ной при бомбардировке грани (100) Mo-мишени, накаленной до

1000°К, а диаграмма 2—до 2000°К.

В зависимости от температуры мишени анизотропия значения R, наблюдаемая в зависимости от угла ср, меняется. Последнее свидетельствует, по-видимому, об анизотропии амплитуды колеба­ ний атомов решетки вдоль различных кристаллографических на­ правлений, что и должно привести к сглаживанию различий упа­ ковки атомов в цепочках и тем самым к сглаживанию анизотро­ пии значения R, обусловленного азимутальным углом поворота мишени [35, 249].

На рис. 58 приведены кривые зависимости коэффициентов рас­ сеянных К-p, диффузионных Лд и испаренных /<„ ионов от угла Ф,

144

Анализу по энергиям подвергались вторичные ионы, вылетаюинс под углом вылета 50°. Осциллограммы 1 и 3 получены тогда, когда плоскость падения пучка первичных ионов параллельна наи­ более плотно упакованным атомным рядам (111), (001), а осцил­ лограмма 2 — в случае, когда она непараллельна.

В зависимости от величины азимутального угла поворота мише­ ни ср наблюдается резкая анизотропия интенсивности кратного рассеянии (двукратного) ионов. С переходом основной рассеиваю­ щей цепочки от более плотно упакованного атомного ряда кристал­ ла к менее плотно упакованному пики энергетического распределе­ ния рассеянных ионов становятся более широкими (осциллограм­

Рис. 60.

ма 2 рис. 59). Здесь за основные рассеивающие цепочки атомов кристалла принято считать атомные ряды кристалла, параллель­ ные плоскости падения пучка первичных ионов. Когда основными рассеивающими цепочками атомов служат наиболее плотно упако­ ванные направления кристалла, даже небольшой поворот мишени приводит к значительному уменьшению интенсивности пиков крат­ ных столкновений.

На рис. 60 а представлена зависимость отношения интенсивно­ сти (высоты) двукратного пика /2 к интенсивности однократного

азимутального угла поворота мишени в. В даль-

нейшем для краткости будем называть эту зависимость прост­ ранственным распределением рассеянных ионов. Бомбардирова-

146

плотно упакованных направлениях. Однако в отличие от полярной диаграммы (рис. 55) здесь наблюдается более сложная (тонкая) структура, т. е., кроме главных максимумов в направлениях [111], [001], [ПО], обнаруживаются еще второстепенные максимумы в на­ правлениях [221], [331], [112] и [113].

В области углов Ф = 0< 70° в вершинах главных максимумов

полярной диаграммы пространственного распределения наблю­ дается второстепенный минимум (провал, см. рис. 60 б, углы Ф = 0 равны: 1 — 80,2 — 70, 3 — 60°). С уменьшением углов Ф и 0 глу­

бина второстепенного .минимума растет, что свидетельствует, повидимому, о возрастании роли блокировки плотно упакованных направлений кристалла на выход рассеянных ионов.

Глубина второстепенного минимума зависит от начальной энергии первичных ионов Е 0. С ее увеличением относительная глу­ бина минимума растет, что связано, по-видимому, с уходом ионов в глубь мишени при встрече атомов плотно упакованных направ­ лений и эффектом полуканалирования их между плотно упакован­ ными цепочками поверхности [191].

На рис. 61 приведена кривая зависимости rimax от ср, где т|шах— отношение максимальной энергии вторичных ионов £max, вылета­ ющих под определенным углом 0, к Е 0. Кривые построены при бомбардировке грани (110) W-мишени ионами Rb+ (Ф = 0= 75°). Здесь за максимальную энергию вторичных ионов принята энергия правого пика энергетического спектра, так как при Ф = 0> 80° пик

в сторону больших энергий спектра спадает круто. На рис. 61 видно также, что кроме главных максимумов, наблюдаемых в на­ правлениях кристалла [111], [ПО], [001], обнаруживаются второсте­ пенные максимумы в направлениях [221], [331], [112], [113] и т. д.

В области энергии 0,5—3 кэв зависимость величины R от на­ чальной энергии первичных ионов линейно убывает с ростом Et).

На рис. 62 а, б приведены осциллограммы распределений вто­ ричных ионов по энергиям, полученные при бомбардировке грани

147

В области угла П< 70° смещения максимума углового распре­

деления с увеличением температуры мишени не наблюдается. Зависимость величины R от утла ср показана на рис. 63 0.

Диаграмма 1 относится к осциллограмме распределения вторич­ ных ионов по энергиям, полученной при бомбардировке грани (110) W-мишени, накаленной до 1000°К, 2 — до 1800, а диаграмма 3 —

до 2200°К.

При высокой температуре мишени сглаживание анизотропии пространственного распределения наблюдается и здесь. Однако в

а

Рис. 63.

данном случае степень сглаживания анизотропии /?(гр) в зависи­ мости от температуры мишени сильнее по сравнению с наблюдае­ мой па рис. 57, что связано, по-видимому, с плотностью упаковки грани (110) W но сравнению с плотностью грани (100) монокри­ сталла Мэ.

§5. ВЛИЯНИЕ РАДИАЦИОННЫХ НАРУШЕНИЙ КРИСТАЛЛИЧЕСКОЙ РЕШЕТКИ, ВЫЗВАННЫХ ИОННЫМ ОБЛУЧЕНИЕМ, НА РАССЕЯНИЕ ИОНОВ

Влияние кристаллической структуры и тепловых колеба­ ний атомов решетки на процесс рассеяния ионов (§ 2—4 гл. III) исследовалось на монокристаллических мишенях из тугоплавких материалов (Mo, W), причем почти все результаты были получе­ ны при высоких температурах (1500—2500°1<) образца. Первона­ чальный выбор объекта исследования был основан на том, что мишени из тугоплавких материалов в первую очередь поддаются эффективной очистке благодаря высокой температуре плавления

149