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

•функция, полученная в [215], что дает лучшее согласие с экспери­ ментом.

В [21S] О. Б. Фирсов рассчитывал потери энергии на уп'ругие столкновения при многократном рассеянии ионов на атомах твер­ дого тела на заданный суммарный угол. Здесь также расчет огра­ ничивался малыми углами, когда потеря энергии налетающего иона при столкновении с атомами тела пропорциональна квадрат’/ угла рассеяния. В области киловольтных энергий бомбардирующих ионов вероятность рассеяния приблизительно обратно пропорцио­ нальна кубу угла рассеяния. Средняя потеря энергии при много­ кратном рассеянии совпадает с потерей энергии при однократном рассеянии на тот же угол. Рассмотрены также функции распре­ деления.

Таким образом, как показывают результаты теоретических ра­ бот О. Б. Фирсова, метод, основанный на решении кинетического уравнения, описывающего движение частиц в среде, позволяет объяснить основные закономерности углового и энергетического распределений быстрых атомных частиц, рассеянных поверхностью лоликристаллических образцов.

В серии работ В. Е. Юрасовой с сотрудниками [123, 124, 125, 237, 279, 280, 394] приведены результаты численных расчетов по изучению углового, энергетического и пространственного распреде­ лений ионов, рассеянных кристаллами. Расчеты выполнялись ме­ тодом, аналогичным описанному в работах Э. С. Парилиса, т. е. путем прямого моделирования траектории ионов на ЭВМ, чтобы проследить динамику процесса и получить различные распределе­ ния рассеянных внедренных частиц.

так как он дает лучшее согласие с экспериментом, при /■ ~1—3 А — потенциал Борна—Майера [264].

А= 16,3 кэв.

Врезультате проведенных расчетов выявлены следующие ос­ новные закономерности рассеяния ионов. Коэффициент рассеяния

сильно возрастает с увеличением угла падения: при Ф = 70° (ПО) АН ‘‘Си /Ср = 70%. Угловое распределение ионов, рассеянных монокристаллом анизотропно. При нормальном падении ионного пучка максимальные количества ионов отражаются в промежут­

170

ках между плотно упакованными направлениями и дают тени от поверхностных цепочек. Ионы, рассеянные из глубины, образуют тени в направлениях, выходящих под углом к поверхности ([ПО], [211] и т. д.). Различные участки в картине углового распределения с максимальным числом ионов, рассеянных гранью, формируются ионами, претерпевшими соударения определенной кратности. В не­ которых случаях существенный вклад дают ионы, которые канали­ руются в приповерхностном полуканале (например, в направлении [110]) и, выходя из кристалла с малыми потерями энергии, дви­ жутся вблизи поверхности.

Вклад различных групп ионов в пространственное распределе­ ние сильно зависит от массы, энергии и угла падения первичного пучка. Фон однократно рассеянных ионов при малых углах паде­ ния существенный, а с ростом их большинство частиц претерпевает многократные рассеяния на атомах цепочки, лежащей в плоскости падения. При наклонном падении пространственное распределе­ ние сужается.

При углах падения и вылета, близких к скользящим, в энерге­ тическом спектре наблюдаются два максимума, соответствующих ионам, однократно и двукратно рассеянным на атомах мишени. Уменьшение массы иона, увеличение энергии пучка или расстоя­ ния между атомами основной рассеивающей цепочки приводят к снижению интенсивности двукратного рассеяния. С уменьшением утла р эта интенсивность растет и при достаточно малых углах |3 оба пика сливаются.

В дальнейших расчетных работах [123, 124, 279] В. Е. Юрасо­ вой выяснялось влияние выбора потенциала взаимодействия между падающим ионом и атомом решетки на конечные результаты расчетов по рассеянию ионов.

Расчеты проводились с помощью трех различных потенциалов: потенциала О. Б. Фирсова (IV. 3) в виде

потенциала Борна—Майера (IV. 19) и сопряженного потенциала

Коэффициент рассеяния в расчетах с этими потенциалами оказал­

потенциалов сохранялся, но количественные характеристики этих распределений были различны.

171

вдоль плоскости [ПО]. Взаимодействие ион — атом описывалось тремя различными способами: 1) в каждый момент на ион дей­ ствовала сила со стороны одного, ближайшего к нему атома ми­ шени, 2) ион взаимодействовал со всеми атомами некоторого блока, 3) учитывались взаимодействия как иона с атомами блока, так и атомов друг с другом. Расчеты показали, что для наклонного падения влияние связи атомов несущественно. Отличие, связан­ ное с применением бинарной модели, составляло при наклонном падении меньше 6—7%. При нормальном падении траектории ио­ нов, рассчитанные с помощью трех моделей, оказались значитель­ но отличными в том случае, когда ионы проникали в кристалл. Для ионов, рассеянных поверхностью, это отличие не больше 10%.

залось, что для всех углов рассеяния отличие в энергиях рассеян­ ных ионов менее 8%. Сравнивались энергетическое и пространст­ венное распределения ионов Аг+ (Е0 = 2 кэв Ф = 70°, Аг+—"(ПО) Си), полученных без учета и с учетом тепловых колебаний, и ато­ мов, смещенных вследствие теплового движения при температурах 100 и 850°С. С ростом температуры анизотропия пространственно­ го распределения сглаживалась. Максимум, характеризующий границу тени в направлении плотно упакованной цепочки, сме­ щался в сторону меньших углов рассеяния на 3—5° по сравнению с «холодной» решеткой. Увеличение температуры мишени приводи­ ло к уширениям спектров и т. д.

Для выяснения роли поверхностных атомных цепочек в рассея­ нии ионов гранью монокристалла (при скользящих углах паде­ ния) Э. С. Парилис и Н. Ю. Тураев проводили расчеты с помощью ЭВМ [191, 348]. Был разработан алгоритм и на его основе состав­ лена программа ЭВМ М-20. Были взяты ионы Аг+ с Е 0 = 5, 10, 30 кэв, грань (100) кристалла Си, углы г|) в пределах 8—24°, плос­ кость падения (ПО). Расчет показал, что ионы, рассеянные це­ почкой атомов, составляют существенную и весьма характерную часть рассеянного пучка. В пространственном распределении они образуют пятно около направления зеркального отражения. На прицельной площадке ему соответствуют точки, лежащие на греб­ не цепочек. В энергетическом спектре этой группы ионов наблю­ даются пики однократного и двукратного рассеяния. В другое пятно попадают частицы с точками прицеливания внутри полуканалов, образованных цепочками [ПО] первого и второго атомных слоев.

«Эффект цепочки» тем сильнее, чем меньше угол скольжения. Для одного и того же угла скольжения такая тенденция отмечает­ ся с уменьшением температуры образца и энергии пучка; овалы

172

сужаются, сокращаются в размерах и поднимаются над кривыми для однократного и двукратного рассеяний. Увеличение плотности упаковки цепочек изменяет функцию £(р) (овала) в том же на­

правлении, что и уменьшение Е 0/Т и ф. Поскольку тепловое смеще- _ 1

ние атомов 3 (Г) ■— У Т , параметр столкновений Р ((3)— Е0 2 и ра­

стет с уменьшением угла 8, поэтому сходные траектории и, еледовательно, сходные овалы 7:([3) получаются в результате изменения значений d, Е0, ф и Т в одном направлении.

Таким образом, несмотря на отсутствие в настоящее время до­ статочно развитой аналитической теории рассеяния, основные осо­ бенности рассеяния ионов кристаллами все же удается объяснить на основе теоретических работ, выполненных в последние годы с использованием методов численных расчетов на ЭВМ. Модель, основанная на упругих парных одно- и многократных соударениях, качественно правильно передает все особенности рассеяния ионов. Кроме того, как мы отметили выше, на основе этих расчетных работ в ряде случаев предсказывались некоторые особенности рассеяния ионов кристаллами (структурность энергетического спектра, на­ личие рассеяния ионов цепочкой [129, 189] и анизотропии углового и пространственного распределений [125, 191, 237, 348], которые впоследствии были обнаружены экспериментально [18, 202, 247, 332, 333]). Влияние тепловых колебаний на характер рассеяния ионов, установленных экспериментально [32, 222, 337], находится в удовлетворительном согласии с результатами расчетных работ [191, 280, 348], выполнявшихся тоже с помощью численных рас­ четов.

Однако для создания наиболее развитой теории, которая обоб­ щила бы все особенности рассеяния ионов твердым телом, по-ви­ димому, необходимо получить еще много новых количественных результатов.

§3. НЕКОТОРЫЕ ОСОБЕННОСТИ УГЛОВОГО И ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО РАСПРЕДЕЛЕНИЙ ВТОРИЧНЫХ ИОНОВ

ПРИ БОМБАРДИРОВКЕ ПОЛИКРИСТАЛЛИЧЕСКОЙ МИШЕНИ ИЗ СПЛАВОВ

На рис. 68 а показаны зависимости коэффициента рас­ сеяния ионов Кр от угла падения первичных ионов Ф при бомбар­ дировке поликристаллической мишени из сплава W—Мо (каждый компонент сплава составлял 50%) ионами Na+ с энергией 1200 эв. Там же для сравнения приведены зависимости коэффициентов К» от угла падения первичных ионов Na+ с энергией 1200 эв, бомбар­ дирующих поликристаллические мишени из чистых W и Мо. Кри­

173

для его компонентов (кривые 1 и 3). Хотя концентрация W и Мо в сплаве одинакова (по 50%), кривая ХР(Ф) для сплава несколь­ ко сдвинута параллельно кривой 1, т. е. в сторону больших значе­ ний Кр. Последнее, по-видимому, связано с испарением с поверх­ ности сплавной мишени атомов летучего компонента (Мо) в результате продолжительной тепловой обработки (2500°К). Дей­ ствительно, дальнейшие исследования показали, что в зависимо­ сти от продолжительности тепловой обработки мишени сдвиг кри­ вой 2 (рис. 68 а) в сторону кривой 1 различен, что говорит в пользу указанного довода.

При бомбардировке поли- и монокристаллических мишеней из легких элементов тяжелыми ионами (т. е. в случае т\<О п2) на

ходе кривой КР(Ф) наблюдается поворотная точка, связанная с предельным углом рассеяния, определяемым из соотношения (1.31).

Поэтому большой интерес представляло исследовать угловую зависимость коэффициента рассеяния ионов Кр при бомбардиров­ ке мишени из сплава в случае, когда масса атома одного из ком­ понентов сплава была меньше массы бомбардирующего иона.

На рис. 68 б представлена кривая зависимости коэффициента рассеяния от угла падения пучка первичных ионов, полученной при бомбардировке (W—Мо) сплавной мишени ионами Cs+ с энер­ гией 1500 эв.

При углах падения Ф ~50° кривая /СР(Ф) для Cs+ на Мо резко возрастает, как бы сделав поворот на фоне кривой /СР(Ф ). При этом угол рассеяния, ограничиваемый поверхностью мишени, ра­ вен 40°, что несколько меньше, чем предельный угол однократного соударения ргфед, вычисленный из уравнения (1.31) для Cs+ на Мо, который равен 46°30'.

174

На рис. 69 а изображены полярные диаграммы, характеризую­ щие угловое распределение вторичных ионов, полученное при бом­ бардировке мишени из сплава W—Мо, нагретого до 1400°К ионами К+ с энергией 1500 эв. Кривые 1—6 получены при углах падения равных 0, 30, 45, 60, 70 и 80° соответственно.

Как и в случае чистой металлической мишени (§ 4 гл. I), при малых углах падения (<45°) угловое распределение близко к ко­ синусоидальному закону. С дальнейшим увеличением угла Ф

а

о

Рис. 69.

( > 45°) наблюдается отклонение распределения от указанного и

отмечается сначала сплющивание полярных диаграмм в сторону зеркального отражения, а затем (при сравнительно больших уг­ лах падения — > 70°) максимум рассеяния ионов вырисовывает­

ся в направлении зеркального отражения. Уменьшение энергии первичных ионов, как и в случае чистого металла, приводит к сме­ щению граничного значения угла Ф, с которого начинает наблю­ даться зеркальное отражение в сторону меньших величин Ф.

Полярные диаграммы угловых распределений вторичных ионов при бомбардировке сплава W—Мо (накаленного до 1400°К) иона­ ми Cs+ с энергией 1500 эв приведены на рис. 69 б. Каждый компо­

175

нент сплава составляет 50%. Полярные диаграммы 1—2 соответ­

и 2 наблюдается горб (уступ), положение которого близко соот­ ветствует предельному углу однократного рассеяния для Cs+ на Мо. Последнее показывает, что когда масса атома одного из компонентов сплава меньше массы бомбардирующего иона, в уг­ ловом распределении (при сравнительно больших углах падения) наблюдается два максимума, направленных в сторону углов зер­ кального и предельного отражений.

Из серии осциллограмм распределения вторичных ионов по энергиям, снятой при бомбардировке сплава Nb—Ti (каждый компонент в сплаве составляет 50%) ионами К+, с различными на­ чальными энергиями видно, что в высокоэнергетической области спектра наблюдается два пика, энергетические положения кото­ рых хорошо соответствуют ионам К+, испытавшим однократные соударения на отдельных атомах Ti и Nb. Кроме того, с увеличе­ нием энергии первичных ионов эти пики смещаются в сторону больших энергий спектра и положения их, как в случае бомбарди­ ровки Ti и Nb в отдельности, линейно зависят от начальной энер­ гии первичных ионов. Последнее свидетельствует о том, что неза­ висимо от состава мишени взаимодействия парные, т. е. налетаю­ щий ион взаимодействует с отдельными атомами мишени.

§4. ВЛИЯНИЕ УГЛА ПАДЕНИЯ ПЕРВИЧНЫХ ИОНОВ НА ХАРАКТЕР УГЛОВОГО И ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО РАСПРЕДЕЛЕНИЙ РАССЕЯННЫХ ИОНОВ

На рис. 70 приведены осциллограммы распределения вторичных ионов по энергиям, полученные при бомбардировке сплава Nb—Ti (Nb—50% и Ti—50%), накаленного до 1300°К,

ионами Na+ с энергией 500 эв. Осциллограмма 1 снята при нор­ мальном падении пучка на поверхность мишени. Каждая следую­

соответствующие однократным соударениям ионов на отдельных атомах компонентов сплава, с увеличением угла падения первич­ ных ионов перемещаются в область больших энергий. Скорость смещения пиков от углов падения и рассеяния различна для каж­ дой составной пары сталкивающихся частиц (ион—атом). Эта разность в скоростях смещения пиков значительна, когда атом­ ные номера элементов сплава намного отличаются друг от друга.

На рис. 71 показаны зависимости tjti (7) и дмь (2) от угла рассеяния р при бомбардировке мишени из сплава Nb—Ti (нака­

176

Кривые r]Nb(P), ЛTi(Р), найденные экспериментально, совпа­ дают с расчетными, что свидетельствует о применимости закона упругого парного соударения в случае сложных (сплавных) об­ разцов.

При исследовании угловых зависимостей энергетических спект­ ров ионов, рассеянных сплавом (§ 3 гл. IV), представляется весьма

интересным случай, когда масса атома одного из элементов сплава была меньше массы бомбардирующего иона. Поэтому изучение угловой зависимости энергетических распределений рассеянных ионов было распространено на указанный случай, имеющий место при бомбардировке мишени из сплава Nb—Ti ионами Rb+.

Осциллограммы распределений вторичных ионов по энергиям, полученные при бомбардировке накаленной до высокой темпера­ туры (1400°К) мишени из сплава Nb—Ti ионами Rb+ с энергией 800 эв представлены на рис. 72 а. Осциллограммы / —3 сняты при углах падения первичных ионов, равных 40, 60 и 70° соответствен­ но. Анализу по энергиям во всех случаях подвергались вторичные поны, распространяющиеся под углом 0= 80°.

Когда масса атома одного нз элементов сплава меньше массы налетающего иона и углы Ф сравнительно малы, в высокоэнергетичеекой области спектра отсутствует пик, соответствующий ио­ нам, испытавшим однократное столкновение на атомах этой со­ ставной части сплава. С увеличением угла падения первичных ионов область спектра между пиками медленных и однократно рассеянных ионов на атомах другой составной части сплава рас­ ширяется. И наконец, когда угол между продолжением направле­ ния первичного пучка и направлением части вторичных ионов, вхо­ дящих в щель электростатического анализатора, становится мень­ ше предельного угла рассеяния, вытекающего из соотношения для парного однократного соударения, в энергетическом спектре на­ блюдаются оба пика, соответствующие ионам, испытавшим одно­

Таким образом, внутри предельного угла рассеяния рПред угло­ вые и энергетические характеристики ионов, рассеянных на ато­ мах обоих составных частей сплава, идентичны между собой и под­ чиняются закономерностям, установленным при исследовании уг­ ловых закономерностей взаимодействия ионов с чисто металличе­ скими поверхностями одного состава.

Продолжительный нагрев мишени из сплава при высокой тем­ пературе (1600—2000°К) приводит сначала к увеличению, а потом к снижению интенсивности пика, соответствующего ионам, испы­ тавшим однократное столкновение на атомах более летучего составного элемента сплава. Последнее, по-видимому, связано с испарением пленки, образовавшейся на поверхности мишени вследствие диффузии из более летучего элемента сплава при теп­ ловой обработке. Относительное изменение высоты пиков энерге­ тического спектра ионов, рассеянных сплавами, в зависимости от различных тепловых обработок позволяет судить о толщине плен­ ки, сформировавшейся на поверхности мишени из летучих ком­ понентов сплава, что имеет большое, значение для определения ре­ жима работы сплавных эмиттеров.

§5. ЭНЕРГЕТИЧЕСКОЕ, ПРОСТРАНСТВЕННОЕ И УГЛОВОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ ИОНОВ, РАССЕЯННЫХ МОНОКРИСТАЛЛИЧЕСКИМИ СПЛАВАМИ

Как мы видели выше (гл. II и III), различие углового, пространственного и энергетического распределений ионов, рассе­ янных поверхностью разных граней монокристаллов, позволяет индицировать грани, плоскости, направления и исследовать их свойства. В этом отношении большой интерес представляет изуче­ ние углового, пространственного и энергетического распределений ионов, рассеянных различными гранями сплавных соединений.

.179