ПОВЕРХНОСТЬ. РЕНТГЕНОВСКИЕ, СИНХРОТРОННЫЕ И НЕЙТРОННЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ, 2015, № 10, с. 100-108
УДК 537:534
ОСОБЕННОСТИ ЭМИССИИ ВТОРИЧНЫХ ИОНОВ ПРИ РАЗЛИЧНОЙ ТЕМПЕРАТУРЕ ОБЛУЧАЕМОГО МОНОКРИСТАЛЛА МЕДИ
© 2015 г. К. Ф. Миннебаев*, А. А. Хайдаров, В. Е. Юрасова
Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова, 119991 Москва, Россия
*Е-таИ: minnebaev@mail.ru Поступила в редакцию 13.03.2015 г.
Обнаружено различие формы и положения максимума энергетического спектра вторичных ионов 63Си+, эмитированных с грани (100) монокристалла меди в направлениях плотной упаковки (110) и между ними при разной температуре мишени. Для образца при комнатной температуре установлено увеличение наиболее вероятной энергии ионов Етах и ширины к энергетического спектра на половине высоты с ростом полярного угла эмиссии 9, отсчитываемого от нормали к поверхности. Противоположная тенденция — уменьшение Етах с увеличением 9 — получена для ионов, эмитируемых из монокристалла, нагретого до нескольких сотен градусов Цельсия. На основе современных моделей вторичной ионной эмиссии проведено обсуждение наблюдаемых закономерностей, которые необходимо учитывать как при теоретическом описании процесса, так и при практическом использовании в масс-спектрометрии вторичных ионов.
Ключевые слова: вторичная ионная эмиссия, распыление, монокристаллы, энергетические спектры ионов.
БО1: 10.7868/80207352815100169
ВВЕДЕНИЕ
В последние годы наблюдается повышенный интерес к исследованиям взаимодействия атомных частиц с поверхностью твердого тела благодаря широкому практическому применению процессов в этой области. Особое место уделяется вторичной ионной эмиссии (ВИЭ) [1—11], на основе которой разработан один из самых чувствительных методов анализа состава поверхности твердого тела — вторично-ионная масс-спектро-метрия (ВИМС) [12—16]. Однако методика ВИМС носит полуколичественный характер, поскольку до сих пор нет единой теории вторичной ионной эмиссии.
Значительный вклад в понимание механизмов ВИЭ внесли работы [17—24], которые позволили построить более точные теоретические модели этого процесса, в частности с использованием понятия локальной электронной температуры Те, отражающей состояние поверхности в области каскада соударений.
Для совершенствования метода ВИМС и создания теории вторичной ионной эмиссии необходимо иметь дополнительные надежные экспериментальные данные о характеристиках этого процесса и, в частности, об энергетических спектрах вторичных ионов.
Особый интерес представляют зависимости формы и положения максимумов энергетических спектров вторичных ионов, эмитированных из монокристалла. Такие зависимости были получены ранее в работе [25] одного из авторов настоящей статьи, где был разработан и использован метод анализа кривых энергетического распределения вторичных ионов путем непрерывного циклического прохождения через различные азимутальные углы их выхода. Кривые имели осциллирующий характер вследствие угловой анизотропии эмиссии вторичных ионов и позволяли анализировать энергетические спектры для всех азимутальных углов эмиссии вторичных ионов (под данными полярными углами наблюдения 9). В [25] исследовалась эмиссия вторичных ионов 63Си+ при бомбардировке грани (100) монокристалла меди ионами с энергией Е0 = = 5—10 кэВ при нормальном падении (а = 0°). Полученные результаты показаны на рис. 1, где видны пики эмиссии в направлениях (110), т.е. в преимущественных направлениях распыления монокристалла меди. Огибающие кривые, проведенные через максимумы и минимумы распределения (рис. 1), представляют собой энергетические распределения вторичных ионов 63Си+ при эмиссии в направлениях (110) и между ними соответственно.
I*, произв. ед. 0 8п
80
е, рад 32п
(а)
(б)
60 -
40 -
20 -
10 20 30 40
50 60
70 80 Е1, эВ
Лч
Аг+
М
СДх
и
Л2
К
Я
МС
11=0| 1 ел1
Ь
Лз
Рис. 1. Результат одновременной записи углового (азимутального) и энергетического распределения вторичных ионов 63Си+: быстрая развертка по углу ф и медленная — по энергии Е1. Условия эксперимента: 5 кэВ ^ (100) Си; а = 0°; 9 = 45° [25].
Как следует из рис. 1, при 9 = 45° наиболее вероятная энергия ионов 63Си+ (энергия в максимуме распределения) Етах = 20 эВ. В то же время для распыленных нейтральных частиц, как известно [26, 27], она не превосходит 10 эВ. Ширина энергетического спектра ионов 63Си+ на половине высоты к составляет Е1/2 ~ 50 эВ в направлениях (110) и ~65 эВ между ними. Эти величины также значительно больше, чем в случае нейтральных вторичных частиц. Такая анизотропия выхода вторичных ионов 63Си+ наблюдалась при их энергии, не превосходящей ~50—60 эВ, которая может рассматриваться, согласно [28], как энергия фокусировки для направления (110) .
Приведенные в [25] закономерности были получены только для одного полярного угла наблюдения 9 = 45°. Представляло интерес провести подобные исследования и для других углов наблюдения, т.е. получить зависимость Етах(9). Кроме того, важно знать форму и положения максимумов энергетических спектров вторичных ионов, эмитированных из монокристалла в различных направлениях в широком интервале температур мишени, что поможет сделать дополнительное заключение о влиянии на процесс ВИЭ динамики электронной температуры Те в каскаде соударений. В [21—23] было показано, что динамика электронной температуры может быть различной при изменении температуры мишени. Это приводит к тому, что характер зависимости энергетических спектров вторичных ионов от угла эмиссии 9 может изменяться с температурой —
Рис. 2. Картина пятен распыления грани (100) монокристалла меди при облучении ионами Аг+ с энергией Е0 =10 кэВ, а = 0° (а). Схема установки: СД1 — 180-градусный сферический дефлектор со средним радиусом Я0 = 40 мм (Л1 = 35 мм, Л2 = 45 мм); СД2 — 90-градусный сферический дефлектор; Л1, Л2 и Л3 — одиночные электростатические линзы; МС — масс-спектрометр; М — облучаемая мишень (б).
от увеличения Етах с ростом 9 до отсутствия изменений Етах(9) и даже до обратного хода (т.е. уменьшения Етах при увеличении угла 9). Заметим, что такие изменения Етах(9) наблюдались в [29, 30] в экспериментах по ВИЭ кремния в узком интервале температур.
В настоящей работе впервые проведены экспериментальные исследования зависимости формы и положения максимума энергетического
спектра вторичных ионов
63Си+
эмитированных
с грани (100) монокристалла меди в различных кристаллографических направлениях при разной температуре мишени.
МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА
При исследовании ВИЭ важно иметь возможность одновременно измерять угловые и энергетические распределения разделенных по массам вторичных ионов. Такие измерения проводились на специально созданной установке с подвижным 180-градусным сферическим энергетическим анализатором, соединенным с неподвижным квадрупольным масс-спектрометром. Осуществлялась фокусировка ионов в двух направлениях, что обеспечивало высокий коэффициент пропускания и позволяло применять аксиально-симметричную оптику. Разрешение по энергии составляло 0.5 эВ (при энергии пропускания 20 эВ); диапазон массовых чисел 1—350 а. е. м. В камере образца с помощью магниторазрядного насоса поддерживалось давление ~10-9 мбар. Грань (100) монокристалла меди облучали ионами Аг+ с энергией 10 кэВ по нормали к поверхности (а = 0°). Ориентация грани проверялась по картине пятен распыления (рис. 2а). Выход вторичных ионов определялся путем интегрирования энергетиче-
1+, отн. ед.
Ф,град
Рис. 3. Азимутальное распределение ионов 63Си+, выходящих с грани (100) Си при полярном угле наблюдения 9 = 45°: мишень без нагрева (1); мишень при Т = 600°С (2).
ских спектров ионов. Схема установки показана на рис. 2б.
РЕЗУЛЬТАТЫ
Азимутальное распределение вторичных ионов.
Пространственное распределение вторичных ионов 63Си+ по азимутальному углу ф их выхода с грани (100) Си с энергией Е1 = 20 эВ представлено на рис. 3 при разной температуре (Т) мишени.
Пики эмиссии в азимутальном угловом распределении наблюдаются через каждые 90° в направлениях (110), т.е. в преимущественных направлениях распыления монокристалла меди. При нагреве образца высота пиков уменьшается, а их ширина по азимутальному углу выхода ф значительно возрастает. В то же время эмиссия частиц между направлениями плотной упаковки изменяется мало с нагревом образца. Такая картина обусловлена разницей в механизмах распыления монокристалла в направлениях (110) и между ними.
Е1, эВ
Рис. 4. Энергетические спектры вторичных ионов 63Си+, э а - в плоскостях (100) при 9 = 30° (1), 45° (2), 65° (3) и 75° лениями (110) (2).
Действительно, в направлениях плотной упаковки (110) распыление происходит в основном за счет фокусированных соударений [26, 27], а между этими направлениями — благодаря процессам каналирования [31, 32] и прямого выбивания поверхностных атомов [33]. Очевидно, что повышение температуры приводит к большему нарушению фокусировки соударений и меньше влияет на процесс прямого выбивания [34].
Энергетический спектр вторичных ионов ^^ для образцов без нагрева. Энергетический спектр вторичных ионов, эмитируемых с грани (100) Си, для ненагретых мишеней показан на рис. 4а. Видно, что с увеличением полярного угла эмиссии 0 максимум Етах энергетического спектра ионов 63Си+ смещается в сторону больших значений энергии Е1 вторичных ионов. Спектры несколько различаются при эмиссии ионов в направлениях (110) и между ними, как следует из рис. 4б.
Для выхода вторичных ионов между направлениями плотной упаковки энергетический спектр становится немного шире, Етах сдвигается в сторону бльших значений Е1, и общий выход ионов 63Си+ несколько возрастает.
Относительное увеличение выхода вторичных ионов между плотноупакованными направлениями (по сравнению с тем, что наблюдается в направлениях (110)) приводит к тому, что для заряженных частиц разница в эмиссии частиц в направлениях (110) и между ними оказывается меньше, чем в случае выхода нейтральных частиц (рис. 2а).
При увеличении полярного угла эмиссии 0 изменяется не только форма и положение максимума энергетического спектра вторичных ионов 63Си+ (рис. 4)
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.