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

их (2500—3300°К). Оказалось, что эти условия экспериментов са­ ми обеспечивали эффективный отжиг радиационных нарушений кристаллической решетки, созданных ионной бомбардировкой. Весьма удовлетворительное согласие теоретических данных с ре­ зультатами эксперимента, по-видимому, и связано с этими усло­ виями.

Кроме того, как известно (99), при бомбардировке твердых тел быстрыми атомными частицами образуется большое количест­ во дефектов, нарушающих структуру кристалла. Поэтому тот факт, что присутствие большого количества нарушений не ппнводит к исчезновению особенностей углового, прострапственшго и энергетического распределений рассеянных ионов, связанных с упорядоченным расположением атомов кристалла, как было отме­ чено в [163], является несколько спорным и требует дальнейшего исследования.

В связи с этим представлялось весьма интересным провести аналогичные исследования, используя в качестве мишени такие монокристаллические образцы (кремния и германия), у которых температура отжига значительно выше, чем у металлов [99].

На рис. 64 а приведены кривые зависимости коэффициента рас­ сеяния ионов КР от угла Ф полученные при бомбардировке грани

Кривые I—4 сняты при различных температурах мишени: 1— 300, 2 — 450, 3 — 600, 4 — 950°К. При достаточно высоких темпе­ ратурах кривые проходят через ряд минимумов и максимумов, т. е. имеют типичные анизотропные зависимости. При совпадении направления пучка ионов с низкоиндицированными осями мишени наблюдаются резкие минимумы. При сравнительно низких темпе­ ратурах, как в случае поликристалла, с ростом угла Ф плавно возрастает величина КР.

Отсутствие сглаживания анизотропии у кривых /(Р(Ф), полу­ ченных в области температуры мишени 600° < 7^ 1100°К, указы­

вает на то, что температура отжига кремния лежит в области

> 600°К.

Для выяснения перехода одного вида зависимостей Кр от Ф в другой были проведены измерения зависимостей Кр от температу­ ры образца при двух фиксированных значениях углов падения (соответствующих минимуму и максимуму кривой Kv{Ф )) (рис. 64 б). В определенном узком температурном интервале, раз­ деляющем области наблюдения зависимости, характерные для упорядоченных и неупорядоченных структур, отмечается резкий скачок значения коэффициента КР, причем для кривой КР(Т), по­ лученной при угле Ф, соответствующем минимуму кривой 7СР(Ф1, этот скачок происходит в сторону уменьшения КР, а при угле Ф,

150

бомбардирующего иона, т. е. с увеличением массы бомбардирую­ щего иона температура перехода кривой KV(T) смещается в сто­ рону высоких температур. Следует также отметить, что темпера­ тура отжига радиационных нарушений кремния и германия, опре­

деляемая указанным методом, совпадает с температурой отжига их, найденной другими методами [99]. Как показало изучение уг­ лового распределения, эффекты, обусловленные упорядоченным расположением атомов решетки, наблюдаются только при темпе­ ратурах, выше вполне определенной температуры (рис. 65: У—

7 = 300, 2 — 600, 3 — 900, 4 — 1300°К).

151

В предыдущих параграфах было показано, что в случае кри­ сталлической структуры поверхности мишени на форму энергети­ ческих спектров ионов значительно влияет взаимная ориентация направления падающего пучка п кристаллографических осей ми­ шени. Если условия эксперимента не обеспечивают отжига радиа­ ционных нарушений, вносимых ионной бомбардировкой, то такое влияние не должно наблюдаться [163, 168].

На рис. 66 а представлены осциллограммы распределения вто­ ричных ионов по энергиям, полученные при бомбардировке грани

Рис. 65.

(I ll) Ge (Г=1000°К) ионами Na+ с начальными энергиями 100 и 600 эв. Угол падения равен 40°, угол вылета — 50°.

На обеих осциллограммах в высокоэнергетпческой области на­ блюдаются два пика. Измерения энергетических положений этих пиков и сравнение их со значениями энергии ионов Na+, испытав­ ших однократные и двукратные столкновения с отдельными ато­ мами Ge, рассчитанными с помощью формул (I. 37) и (II. 9), показывает, что в случае осциллограммы 2 (рис. 66 а) левый пик соответствует однократно рассеянным ионам. Энергия ионов пра­ вого пика близка к энергии двукратно рассеянных ионов. В случае осциллограммы 1 отмечается значительное смещение энергетиче­ ских положений этих пиков в сторону больших энергий по сравне­ нию с их энергетическими положениями, вычисленными из формул (I. 37) и (II. 9). Такое поведение пиков энергетического спектра в области малых энергии первичных ионов, как было упомянуто выше (§ 4 гл. II), обусловлено воздействием энергии связи ато­ мов решетки на процесс рассеяния ионов, так как в области малых энергий ( z 100 эв) энергия связи атомов в решетке ( —10 эв) уже

сравнима с энергией атомов отдачи. С увеличением энергии пер­

152

Для кристаллического состояния поверхности мишени кривая за­ висимости относительной интенсивности двукратного пика от угла Ф , как и в случае металла, обладает тонкой структурой.

Следует отметить также, что не только ионная бомбардировка, но и многие повторные процедуры тепловой обработки мишени (нагрев — остывание и т. д.), постепенно приводят к образованию оксидных слоев на поверхности Si- и Ge-мишеней и соответственно к формированию аморфных слоев, заслоняющих монокристаллич­ ность мишени.

Результаты исследования показывают, что для обнаружения особенностей взаимодействия ионов с монокристаллами, обуслов­

ленных упорядоченным расположением атомов, необходимо про­ водить измерения при температурах, больших температуры отжи­ га радиационных нарушений, образованных ионной бомбардиров­ кой. Можно также использовать ориентационные зависимости для установления температуры отжига радиационных нарушений и наблюдения их кинетики в процессе ионной бомбардировки. Даль­ нейшее исследование, подобное описанному в данном параграфе, поможет разработать метод количественного определения радиа­ ционных нарушений в кристаллах и в том числе тонких (эпитак­ сиальных) пленках.

Полученные угловые зависимости пространственного и энерге­ тического распределений рассеяния ионов и изменения этих рас­ пределений в зависимости от ориентации и температуры мишени

154

можно объяснить, учитывая при этом влияние структуры кри­ сталла и тепловых колебании атомов решетки на процессы рас­ сеяния ионов. Действительно, если ионы, налетающие под сколь­ зящим углом на поверхность мишени, испытывают первое соуда­ рение с атомом наиболее плотно упакованного атомного ряда решетки, то они имеют значительно большую вероятность попасть в поле следующего атома и соответственно испытать повторное соударение. С этой точки зрения максимумы пространственного распределения относительной интенсивности двукратного рассея­ ния ионов должны наблюдаться в том случае, когда направление пучка первичных ионов совпадает с низкоиндицированными осями кристалла ([ПО], [100]), что и наблюдалось в эксперименте

(рис. 55 а).

Наличие небольшого минимума в пространственном распреде­ лении при углах Ф = 0> 70° и при совпадении плоскости рассеяния

с наиболее плотно упакованным атомным рядом кристалла обу­ словлено эффектом блокировки выхода рассеянных ионов плотно упакованными цепочками поверхностных слоев кристалла. В этом случае ионы каналируются в поверхностном полуканале в направ­ лении [111] или [001], в результате чего образуются «тени» указан­ ных направлений в виде минимумов пространственного распреде­ ления (рис. 60 б).

Результаты исследования свидетельствуют также, что вид про­

падения фон однократно рассеянных ионов уменьшается, и мак­ симумы пространственного распределения на фоне изотропно распределенной части выделяются лучше (рис. 60 б). При энергии < 3 кэв и Ф = 0 > 70° наблюдаются только тени основных рассеи­

вающих цепочек (о. р.ц.). С ростом энергии ионов, уменьшением угла падения или с переходом к бомбардировке рыхлой грани пространственное распределение становится шире и в нем обнару­ живаются тени как атомов о. р. ц., так и других плотно упакован­ ных направлений поверхности, что приводит к некоторому сглажи­ ванию анизотропии. Такой характер пространственного распреде­ ления объясним, если учесть, что все указанные изменении параметров столкновения вызывают уменьшение экранировки атомов основных рассеивающих цепочек. Это в свою очередь сни­ жает вероятность попадания иона, рассеивающегося вдоль плотно упакованного направления, в сферу поля следующего атома и соот­ ветственно сокращает число ионов, претерпевших двукратные (многократные) соударения с атомами мишени.

Выше (§ 7 гл. II) упоминалось, что в некоторых случаях (при скользящих углах Ф и 0 и при сравнительно меньших температу­ рах мишени — <1000°К) последовательное рассеяние ионов на атомах, расположенных вдоль плотно упакованного направления кристалла, приводит к цепочечным столкновениям, проявляющимся в особенностях углового и энергетического распределений рассе-

155

столкновения с атомами мишени) и обусловлены столкновениями более высокой кратности, чем одно- и двукратные. Если учесть возможность рассеяния нона на цепочках атомов, то смещение пиков энергетического спектра (см. осциллограммы 1 рис. 62 б) в сторону меньших энергий с ростом температуры мишени объясни­ мо. При некоторых условиях, тепловые колебания атомов решет­ ки могут приводить к уменьшению взаимного экранирования ато­ мов в цепочке и к изменению условий рассеяния на такие, в кото­ рых преимущественно реализуются независимые парные соударе­ ния, и следовательно, пики спектра становятся истинными пиками однократного и двукратного соударений, смещая свои энергетиче­ ские положения в сторону меньших энергий.

Известно, что рост температуры мишени влечет за собой рост аплптуды колебаний атомов решетки и соответственно сглажива­ ние различий плотности упаковки атомов в цепочке. Последнее и является, по-внднмому, причиной сглаживания анизотропии про­

Результаты изучения влияния температуры на соотношение ин­ тенсивностей пиков однократного и двукратного рассеяний, на полуширину энергетических спектров рассеянных ионов и на угло­ вые распределения рассеянных ионов (рис. 58, 62, 63 а, б) свиде­ тельствуют о том, что воздействие температуры мишени значитель­ но больше тогда, когда одновременно больше как угол падения, так и вылета, т. е. когда условия рассеяния иона меняются в сто­ рону цепочечных столкновений.

Анализ некоторых возможных причин влияния температуры пока еще подтверждает идеализированную концепцию, по кото­ рой изменения прозрачности кристалла считаются единственной причиной влияния температуры на характер рассеяния ионов. Тем не менее, качественно можно показать, что изменение прозрачно­ сти, вызванное увеличением амплитуды тепловых колебаний ато­ мов решетки, приводит к сглаживанию анизотропий углового и пространственного распределений, а изменение плотности упаков­ ки атомных цепочек — к смещению пиков энергетического спектра в сторону меньших энергий, а максимума углового распределе­ ния — в сторону больших углов вылета. Отсутствие сколько-нибудь полной теории рассеяния ионов твердым телом не позволяет под­ робно обсудить результаты эксперимента по температурным за­

висимостям рассеяния.

Основные наблюденные эффекты, как и анизотропия простран­ ственного распределения, характер поведения потери энергии ио­ нами в зависимости от рассеяния вдоль различных кристаллогра­ фических направлений, смещение пиков энергетического спектра ионов, рассеянных цепочкой, с увеличением температуры мишени, сглаживание анизотропии пространственного распределения с ростом температуры мишени и т. д., качественно объясняются на основе теоретических моделей рассеяния изолированными рядами

157

атомов [129, 124, 191, 279, 280, 347]. Однако некоторые эффекты— сглаживание анизотропии пространственного распределения с ростом температуры мишени, зависимость тонкой структуры про­ странственного распределения от различных параметров столкно­ вения (энергии, угла падения первичных и вылета, рассеяния вто­ ричных ионов), существование участков с качественными перехо-

дами от одной зависимости первич-

ных ионов и температуры мишени,— не объясняются существую­ щими теориями рассеяния.

Несмотря на то, что в основу указанных теорий было положено представление об идеальном бездефектном кристалле, хорошее согласие теоретических данных с основными положениями экспе­ римента связано, по-видимому, с тем, что условия наших экспери­ ментов обеспечивали эффективный отжиг радиационных наруше­

шени монокристаллпческих образцов кремния и германия, у

бомбардировка мишеней из монокристаллов Si и Ge при комнатной температуре (предварительно очищенных от загрязнения нагре­ вом до температуры 1200— 1400°К) приводит сначала к уширению пиков (максимумов) энергетического спектра, затем к появлению дополнительных пиков и, наконец, к превращению спектра в спектр, подобный получаемому в случае поликристаллической мишени. Резкое изменение поведения энергетического, углового п пространственного распределений рассеяния ионов (рис. 64, 65, 67) при переходе от температуры отжига данного образца (~600°К) свидетельствует о роли дефектов кристаллической решетки и о восстановлении упорядоченности кристаллической структуры при высоких температурах.

Таким образом, удовлетворительное согласие эксперименталь­ ных результатов с выводами расчетов [124, 129, 191, 279, 280, 347] не является неожиданным и качественно объясняет все наблюдае­ мые эффекты, полученные при изучении влияния кристаллической структуры и тепловых колебаний атомов решетки на рассеяние ионов.

В результате проведенных исследований установлено сле­ дующее.

1.Анизотропия кратного рассеяния ионов в зависимости от азимутального угла поворота мишени ф объясняется различной плотностью упаковки атомов в цепочках, на которых происходит последовательное рассеяние ионов.

2.Вид анизотропии пространственного распределения интенсив­ ности кратного рассеяния зависит от энергии, угла падения, рода первичных и угла вылета, рассеяния вторичных ионов.

158