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

этому в дальнейших исследованиях в качестве мишени (простре­ ливаемой пленки) использовались пленки, выращенные методом эпитаксии. Полярные диаграммы углового распределения ионов, прошедших через кристаллическую решетку пленки меди, выра­ щенной по направлению [100], показаны на рис. 86а. Мишень бом­ бардировалась по нормали к ее поверхности ионами Na+ с раз­ личными £ о : 1—20, 2—25, 3—30 кэв. Толщина пленки составляла

О

'— 500 А. Цилиндр Фарадея вращался в плоскости (001).

Видно, что на фоне углового распределения наблюдается тон­ кая структура, связанная с упорядоченной структурой пленки.

Рассмотрение расположения минимумов и максимумов угло­ вого распределения как отраженных (здесь не приведено), так и проаедших ионов показывает, что тонкая структура обусловлена эффективным выходом ионов вдоль плотно упакованных атомных рядов.

На рис. 866 представлены кривые изменения тока ионов, про­ шедших через кристаллическую решетку тонкой пленки меди, вы­

вокруг оси (ось [100] Си), перпендикулярной к его поверхности что позволило изменять ориентацию решетки, не влияя на толщину

211

с наиболее плотно упакованными атомными рядами. Ток бомбар­ дирующих ионов /0 и их энергия (25 кэв) при этом поддерживалйсь постоянными. Для проверки ориентации пленок по всей тол­ щине аналогичные зависимости снимались при бомбардировке обеих поверхностей пленки.

Кривые / Прош (<р), полученные при различных углах падения, практически не отличаются друг от друга, но сам факт наблюде­ ния эффекта каналирования свидетельствует о монокристаллич­ ности пленок. Известно [151, 205, 301], что самые широкие каналы в случае г. ц. к. находятся между наиболее плотно упакованными рядами атомов, что и наблюдается здесь (рис. 866). Поведение кривых распределений / Прош (ф) позволяет также судить о степени совершенства структуры пленок. Чем выше и отчетливее пики, соответствующие одним и тем же направлениям, и чем меньше они отличаются друг от друга по форме, тем совершеннее струк­ тура пленки.

Из рис. 866 также видно, что пики от неэквивалентных направ­ лений имеют различный вид. Например, пик, соответствующий направлению [110], более узкий, чем пик, соответствующий направ­ лению [М2]. Последнее, по-видимому, связано с геометрией и потенциалом взаимодействия с ионами Na+ соответствующих кана­ лов, которые теоретически должны быть различными. Рассмотре­ ние положения второстепенных пиков, обнаруживаемых между основными пиками, показывает, что они обусловлены плоскостны­ ми каналированиями ((100), (ПО}) ионов.

Нами были измерены также пробеги ионов Na+ при прохож­ дении их через кристаллическую решетку пленки Си, выращенной на гранях (100), (ПО) подложки NaCl. Результаты измерения показали, что проникновение (соответственно и пробеги) наиболь­ шее, когда направление пучка первичных ионов совпадает с плот­ но упакованными направлениями кристалла. Аналогичное увели­ чение длины пробегов протонов и инертных, газов в кристалличес­ ких решетках Си и А1 наблюдалось в [328, 352, 353]. Увеличение проникновения в случае монокристаллической пленки связано с рядом причин. Прежде всего можно сказать, что при прохождении определенного расстояния по каналированной траектории ион те­ ряет меньшую долю своей начальной энергии, так как при этом ион. не претерпевает сильные соударения с отдельными атомами. Этому также способствует меньшая плотность электронного газа вдоль основных кристаллографических направлений. Кроме того, траектории каналируемых частиц ближе к прямой линии, чем траектории любых других частиц, движущихся в кристалле хао­

тично.

■ ■ Электронографические и электронномикроскопические харак­ теристики пленок меди, использованных в качестве монокристал­ лической пленки, изображены на рис. 87. Они показывают хоро­ шую монокристалличность пленок, выращенных (а, б, в) нашим методом. .

212-

кривые 1—6 на рис. 88а) и углов падения первичных ионов 0, 30, 45 и 60° при £ 0 = 30 кэв (см. кривые 1—4 на рис. 886). Как видно на рисунке, энергетический спектр имеет вид несимметричных кривых по отношению к максимуму. В некоторых случаях низко­ энергетический склон максимума энергетического спектра тянется

далеко в сторону меньших энергий спектра. С увеличением энергии первичных ионов этот максимум перемещается в сторону больших энергий. Подробное рассмотрение показывает, что положение мак­ симума энергетического спектра в случае тяжелых ионов (Na+ и К+) линейно зависит от начальной энергии ионов. Последнее сви­ детельствует об упругом взаимодействии ионов с решеткой при прохождении их через веществу.

214

В зависимости от угла падения первичных ионов наблюдается расширение полуширины максимума и смещения его в сторону меньших энергий спектра (рис. 886). Изменение вида энергети­ ческого спектра с увеличением угла падения первичных ионов эквивалентно изменению его вида с ростом толщины пленки.

Как упоминалось выше, в случае бомбардировки медных пле­ нок ионами Na+ и К+ в этой области энергии торможение вызва­ но преимущественно упругим взаимодействием. При этом удельные потери, связанные с торможением, можно записать в виде

а — транспортное сечение упругого взаимодействия по О. Б. Фир­ сову [212], выражаемое формулой

вичных ионов Во, полученных из энергетических спектров ионов Na+ и К+, прошедших через пленку меди. Кривые 1 и 3 соответст­

ческих спектров. Совпадение весьма удовлетворительное, что сви­ детельствует об упругом характере взаимодействия ионов с кри­

Кривые 1—5 получены при различных азимутальных углах пово­ рота мишени (1—0; 2— 15; 3—45; 4—75; 5—90°). Анализу по энер­ гиям подвергались ионы, лежащие в плоскости рассеяния (001). В зависимости от азимутального угла поворота мишени не только изменяется вид спектра, но и происходит заметное смещение мак­ симума энергетического спектра. В случае, когда направление пучка совпадает с основными (низкоиндицированными) кристал­ лографическими осями, максимум смещен в сторону больших энер­ гий спектра. При совпадении направления пучка с плотно упако­ ванными направлениями кристалла полуширина максимума энерге­

215

ки, выращенной на грани (100) NaCl, от азимутального угла пово­ рота мишени ф показывает, что с изменением азимутального угла поворота мишенн вокруг оси, перпендикулярной к ее поверхности, наблюдается анизотропия потери энергии ионами при прохожде­ нии, что связано с упорядоченной структурой пленки. Наиболее ве­ роятная энергия прошедших ионов больше при совпадении направ­ ления пучка ионов с плотно упакованными рядами кристалла, что обусловлено эффектом каналирования налетающих ионов между плотно упакованными атомными рядами мишени.

Показано, что величина потери энергии ионами вдоль откры­ тых каналов в случае монокристаллической пленки в 1,5 и 2 раза меньше, чем в случае прохождения ионов через поликристаллические пленки.

Известно [323], что понятие каналирования впервые было вве­ дено в работах [352, 362] по проникновению частиц (ионов и про­ тонов) в кристаллы. Под каналированием, как обычно, понимают явление, в котором траектория частицы, проходящей вблизи сере­ дины каналов вдоль низкоиндицированных осей кристалла, может иметь определенную устойчивость. Линдхард [322, 323] внес зна­ чительный вклад в теорию каналирования, определив критерий неустойчивости.

Кратко остановимся на некоторых сторонах теории каналиро­ вания (она подробно описана в [322, 323] Линдхардом и в [205] Томпсоном) в связи с обнаружением анизотропии потери энергии в зависимости от кристаллических направлений пленки.

На частицы, движущиеся вдоль каналов, действуют периоди­ ческие (гармонического типа) силы, что приводит к фокусировке их вдоль канала. Только в случае, когда угол между направлением падающего иона и осью канала меньше d, ион начинает свое дви­ жение вблизи оси канала. При прохождении имеются два источ­ ника потерь энергии заряженными частицами [261]. Потери, обу­ словленные торможением частицы в электронном газе, т. е. когда частица возбуждает или вырывает электроны атомов, теряя при этом энергию. Соответствующая передача импульса мала, из-за малой массы электрона. Другой вид потерь обусловлен упругим столкновением налетающих ионов с атомами решетки с переда­ чей как энергии, так и импульса.

При каналировании на большей части канала на частицу дей­ ствует очень слабая сила, и соударение иона с атомом приводит к рассеянию на малые углы и соответственно потери энергии малы.-

Томпсон [205] для потенциала канала в случае двух рядов атомов дает выражение

216

(V.18>

где Er — энергия Ридберга, равная 13,6 эв; а — радиус экраниро­ вания (он обычно намного меньше, чем расстояние между рядами

атомов 26); d — расстояние между атомами рядов

амплитуда отклонения частицы от оси канала.

Рассмотрение поведения потенциала канала в случае более тяжелых ионов показало, что он ведет себя совсем иначе в центре канала. В этом случае, как указывает Томпсон, электронные обла­ ка ионов, движущиеся вместе с ним, способствуют тому, что потен­ циал взаимодействия простирается гораздо дальше от стенок ка­ нала, и в результате частица каналируется в потенциальной яме, имеющей почти параболическую форму. Знание вида потенциала взаимодействия канала с каналированной частицей позволяет вы­ числить наиболее важные характеристики ее траектории. В част­ ности был вычислен так называемый критический угол каналиро­ вания рк [205, 322, 323].

Например, если угол между направлением пучка и осью кри­ сталла (Зк малый, то при пересечении оси кинетическая энергия

связанная с поперечным движением в канале, будет равна р^о-

а при достижении максимального отклонения уо вся кинетическая энергия превращается в потенциальную V(y0), что приводит к следующему:

(V.19)

Отсюда с помощью потенциала канала можно найти простоесоотношение между (и) у0 и рк.

Если считать, что расстояние наибольшего сближения частицы со стенкой канала, при котором осуществляется устойчивое кана­

лирование, равно т\/~а- + & (где х — амплитуда колебаний ато­ мов решетки, а — радиус экранирования, т — численная постоян­ ная порядка единицы), то максимальная амплитуда устойчивой

217"

Учитывая, что х2 и а2— величины одного порядка, авторы [205, 323] для оценки порядка величины рк дают выражение

(V.22)

Оценка и сравнение этого угла с данными эксперимента показы­ вают на весьма удовлетворительное согласие теории с эксперимен­

отметить, что эксперименты по проникновению ионов в кристаллы подтверждают предсказание о том, что угловая ширина эффектов

Одновременное изучение коэффициентов прохождения г], по­ глощения у и отражения г ионов в зависимости от энергии и угла падения первичных ионов показывает, что наличие граничной энер­ гии прострела, обусловленной' толщиной пленки, и монотонный рост значения -ц с увеличением энергии первичных ионов связаны с длиной пробегов ионов в веществе. С увеличением энергии пер­ вичных ионов доля ионов преодолевающих толщину пленки, по­ степенно растет, что и приводит к монотонному росту значения коэффициента тр Корреляция между коэффициентами у, т] и г в зависимости от энергии и угла падения первичных ионов, подтвер­ ждает правильность указанной точки зрения. Известно, что коэф­ фициенты у и г характеризуют долю первичных ионов, поглощен­ ных и отраженных пленкой. В соответствии с законом сохранения заряда, с ростом значения коэффициента т] должны уменьшаться значения коэффициентов у и г, что и согласуется с экспериментом

(рис. 82 а, 83 а).

Если учесть, что увеличение угла Ф приводит к увеличению

.длины пути, преодолеваемого ионом при прохождении, то умень­ шение значения коэффициента ri с ростом угла падения объясня­ ется аналогичным образом.

Рассмотрение кривых пробег — энергия, построенных по ре­ зультатам кривых прохождений т] (Е0) и измерений энергетичес­ ких положений максимумов спектра прошедших ионов, свидетель­ ствует об упругих столкновениях ионов с атомами кристалличес-

218

ное меньше примерно в 103 раз [323]. При средних (o<U|) ско­ ростях электронное торможение может все еще преобладать и быть почти пропорциональным скорости [327]. При низких скоро­ стях в замедлении тяжелых ионов отмечается более всего ядерное торможение. Согласно Линдхарду [323], в неупорядоченных (поликристаллических) системах потери, обусловленные упругими атом­ ными столкновениями, превосходят потери, связанные с неупруги­ ми процессами, когда е < 10, где е — безразмерная мера энергии по Томасу — Ферми [327]:

Na+, К+ на Си, А1 и Ag в области энергии 1—50 кэв) указанное выше неравенство выполняется, т. е. основные потери происходят при рассеянии на атомах, что и согласуется с экспериментом. Дей­ ствительно, при этих энергиях скорость ионов еще не сравнима с орбитальной скоростью электронов в атомах и, следовательно, ве­ роятность возбуждения или вырывание электронов атомов под действием налетающих ионов мало.

Угловое и пространственное распределения ионов, прошедших через поликристаллические пленки металлов, в зависимости от энергии и угла простреливаемых ионов тоже хорошо объясняют­ ся характером взаимодействия ионов с кристаллической решеткой. В области энергии первичных ионов > 3 0 кэв угловое распределе­ ние прошедших ионов имеет вид более вытянутый в направлении, совпадающем с направлением продолжения пучка первичных (см. § 4. наст. гл. и рис. 84 а, б), т. е. слабо рассеянных ионов. С умень­ шением энергии первичных ионов количество ионов, рассеянных на большие углы, растет, и угловое распределение делается более изотропным, приближаясь по форме к косинусоидальному. Послед­ нее свидетельствует о преобладании рассеяния ионов на атомах мишени.

Изменение углового распределения прошедших ионов в зави­ симости от угла падения первичных ионов при постоянной энер­ гии в большей степени обусловлено изменением длины пути дви­ жения ионов при прохождении. Рост угла падения приводит к удлинению пути движения ионов при прохождении, что эквивалент­ но увеличению толщины простреливаемой пленки. Последнее, как обычно, уменьшает количество прошедших ионов главным обра­ зом в направлении, совпадающем с направлением пучка первич­ ных ионов и, следовательно, угловое распределение (см. рис. 846) делается как бы более изотропным.

Рассмотрение характера торможения и потери энергии иона­ ми при прохождении в зависимости от угла падения первичных и вылета вторичных ионов тоже указывает на преобладающую роль упругих атомных столкновений.

2 1 9