ЭМИССИЯ ВТОРИЧНЫХ ЧАСТИЦ ИЗ ФЕРРОМАГНИТНОГО
БИНАРНОГО СОЕДИНЕНИЯ
К. Ф. Миннебаев, К. А. Толпин, В. Е. Юрасова*
Московский государственный университет им. М. В. Ломоносова 119991, Москва, Россия
Поступила в редакцию 24 июля 2012 г.
Экспериментально и путем моделирования с помощью методов молекулярной динамики исследована вторичная ионная эмиссия из бинарного соединения в ферро- и парамагнитном состояниях. В качестве объекта выбрано широко используемое соединение К1Р(1, которое облучалось наклонно падающими ионами аргона с энергией 10 кэВ. Обнаружено значительное уменьшение эмиссии ионов К1+ и Р(1+ при переходе поликристалла К1Р(1 из ферромагнитного состояния в парамагнитное. Полученный эффект объяснен изменением поверхностной энергии связи, плотности электронных состояний вблизи уровня Ферми и кумулятивным процессом при распылении. Проведено совместное исследование энергий и направлений выхода вторичных атомных частиц из поли- и монокристаллов К1Р(1 в ферромагнитном состоянии. Установлено отклонение в сторону нормали к облучаемой поверхности максимума углового полярного распределения вторичных частиц при уменьшении их энергии. Наблюдалось различие азимутального распределения эмитированных частиц N1 и Р(1 при ионном облучении грани (001)К1Р(1, объясненное особенностями коррелированных соударений. Наилучшее согласие экспериментальных распределений с данными моделирования получено при учете в расчетах изменения состава трех верхних атомных слоев 1ч1Р(1, установленного ранее в эксперименте [39].
DOI: 10.7868/S0044451013020028 1. ВВЕДЕНИЕ
Исследования в области вторичной ионной эмиссии (ВИЭ) активно развиваются в настоящее время. Это связано как с необходимостью решения фундаментальных вопросов ВИЭ [1 9], так и с разработкой чувствительного метода анализа поверхности с помощью вторично-ионной масс-спектрометрии [3,4,10,11]. Несмотря на значительное количество работ в области ВИЭ, многие вопросы в механизме формирования вторичных ионов еще не получили ответов. К ним относятся, в частности, закономерности вторичной эмиссии нейтральных и заряженных атомных частиц при ионной бомбардировке металлов в области температур магнитных фазовых переходов. Этот вопрос впервые был исследован в работе [12], где было обнаружено, что распыление монокристалла никеля резко меняется, когда образец переходит из ферро- в парамагнитное состояние так
E-mail: yurasova'fflphysics.msu.ru
называемый квантовый эффект в распылении (см. также [9,13,14]). В дальнейшем этот эффект наблюдался для ВИЭ из никеля [9,15 19], а также для распыления и ВИЭ из гадолиния и тербия [17 22] и был частично объяснен с использованием результатов из работ [23,24].
Остался неясным также ряд вопросов, связанных с ВИЭ из монокристаллов простых веществ и соединений. Для их решения необходимо принимать во внимание результаты, полученные для процесса эмиссии нейтральных частиц, и прежде всего анизотропию распыления монокристаллов. Она была обнаружена в работе [25] при распылении монокристалла меди медленными ионами ртути с энергией Ео, не превышающей 200 эВ. На экране, расположенном параллельно бомбардируемой грани (001), были видны четкие пятна из распыленного осадка, соответствующие кристаллографическим направлениям (110) с наибольшей плотностью упаковки атомов. Появление пятен из распыленного вещества было объяснено процессом коррелированных соударений в цепочках атомов в направлениях (110) [26], названным прямой фокусировкой.
При более высоких энергиях ионов анизотропию выхода распыленных частиц удалось наблюдать впервые в работе [27], где грань (001 )Сп облучалась ионами аргона с энергией до Е0 = 5 кэВ. Тогда преимущественное распыление происходило не только в направлениях (110), но и в следующем за ним по плотности упаковки направлении [001] и тем больше, чем выше энергия ионов. Этот эффект исследовался затем в ряде работ (например, [28 30]) для более быстрых облучающих ионов и был объяснен процессом «ассистированной» или «дополнительной» фокусировки [31,32], в котором принимают участие ряды атомов, ближайших к основной цепочке коррелированных соударений.
Для бинарных упорядоченных соединений пространственное распределение распыленных частиц впервые изучалось в работах [33,34] при ионной бомбардировке монокристаллов соединений АШВУ (InSb и GaAs). Было обнаружено, что компоненты А и В распыляются в различных плотноупакован-ных направлениях. Так, при ионном облучении грани (111) монокристалла InSb атомы индия выходят в направлениях (110) (благодаря прямой фокусировке), а атомы сурьмы в направлении [111] (за счет дополнительной фокусировки). Это явление было названо анизотропией пространственного распределения распыленных частиц по направлению и составу. Недавно тот же эффект был обнаружен при моделировании с помощью методов молекулярной динамики (МД) распыления упорядоченного бинарного соединения нитрида бора вюрцитной структуры [35].
Выход компонент при ионном облучении бинарного неупорядоченного соединения впервые изучен в работе [36], где был рассчитан с помощью МД-мо-делирования ряд характеристик распыления грани (OOl)NiPd ионами Аг с энергией Е0 = 0.1 5 кэВ для кристаллов с различным составом верхних слоев, установленном в работах [37 39].
В настоящей работе ставилась задача совместного экспериментального и МД-исследований пространственного и энергетического распределения при эмиссии вторичных частиц из бинарного неупорядоченного соединения NiPd в ферро- и парамагнитном состояниях. Это соединение широко используется практически, например, в электрохимии, электронике, катализе, медицине (при магнитно-резонансной томографии и фиксировании необходимых участков для локального нагрева) и в других областях [36,40].
1
Рис. 1. Схема эксперимента: 1 — образец; 2— энергетический анализатор, соединенный с масс-спектрометром
2. МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА
Измерения ВИЭ проводились па установке [41] с подвижным 180-градусным сферическим энергетическим анализатором, соединенным с неподвижным квадрупольным масс-спектрометром. Разрешение по энергии составляло 0.5 эВ (при энергии пропускания 20 эВ); диапазон массовых чисел 1 350 а.е.м. В камере с помощью магниторазряд-ного насоса поддерживалось давление 2 • Ю-6 Па. Проводилась длительная очистка поверхности мишени периодическим нагревом до 650° С и охлаждением с одновременной ионной бомбардировкой при малых дозах облучения (порядка 10-1В ион/см2). Электронно-микроскопические исследования показали, что поверхность мишени после такой очистки состояла из мелкого рельефа высотой от десятка до сотни ангстрем. По окончании очистки температурные н угловые распределения ВИЭ не изменялись со временем ионного облучения. Наблюдалась хорошая воспроизводимость результатов. Схема эксперимента показана на рис. 1. Пучок ионов Аг+ с энергией 10 кэВ падал на кристалл Х1Рс1 под углом а = 45° или о. = 60° от нормали к поверхности. Плотность ионного тока была 400 мкА-см-2. Полярный угол наблюдения в менялся в пределах 90° путем вращения энергоанализатора; азимутальный угол изменялся поворотом образца на угол 3. Ток вторичных иоиов компонент соединения NiPd определялся интегрированном масс пика при определенной энергии или путем интегрирования энергетических спектров иоиов. Выход иоиов и их энергетические спектры измерялись как при нагреве, так и при охлаждении образца. Точка Кюри определялась по перегибу кривых намагниченности.
3. КОМПЬЮТЕРНОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ
Расчет распыления соединений МРс! проводился по МД-модели [42,43] с подвижным монокри-сталлнческнм блоком атомов в полубесконечной среде [44,45]. В каждый момент времени рассматривалось взаимодействие движущейся (активной) частицы (энергия которой была больше энергии обрезания потенциала взаимодействия) с атомами мишени.
Перестройка блока происходила при смене атома, ближайшего к активному. Поскольку процесс распыления атома протекает в очень короткое время (порядка Ю-13 с с момента удара иона [46]), нестабильность блока атомов не успевала проявиться.
Уравнения движения интегрировались по модифицированной схеме Эйлера предиктор корректор, которая является стабильной [42,46,47]. Неупругие потери рассчитывались по формуле Фирсова [48]. Тепловые колебания считались некоррелированными. Постоянные решетки (1 и энергия связи атомов Еь брались из экспериментальных данных для МРс!: (1 = 3.72 А, Еь = 4.20 эВ [49]. Использовался потенциал взаимодействия
пмп. / с
и (г) = АЬт ехр
г \ Аь ( 2г \
--Н--ехр--
иьт ) 'I' \ ЧЬт)
где АЬт = 52(ад)3/4 [50], аЬт = 0.219А, Аь = = к(е2Е 1^2), и 2-2 атомные номера иона и атома мишени, г радиус-вектор, к подгоночный параметр порядка единицы. При расчете фиксировались импульс распыленного атома, длина траектории каскада, приведшего к распылению, номер поколения распыленного атома и глубина разворота импульса, приведшего к распылеишо.
Представленные далее экспериментальные и расчетные кривые приводятся в единицах, нормированных на максимальное значение.
4. РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ
4.1. Вторичная ионная эмиссия вблизи точки Кюри
Исследование влияния магнитного фазового перехода (Тс = 190 °С) на ВИЭ из поликристалла МРс! проводилось для наклонного падения под углом а = 45° ионов Аг с энергией 10 кэВ. Анализировались ионы 58М1+ и 106Р(1+ с энергией 20 эВ. Результат показан на рис. 2. Видно, что эмиссия ионов М1+ при переходе МРс! из ферромагнитного состояния в
Рис.2. Температурная зависимость эмиссии вторичных ионов ,81\Н+ с поверхности поликристалла 1ч1Р(1 (Тс = 189 °С) при падении ионов Аг с энергией 10 кэВ под углом о = 45°
парамагнитное (/ /¿-переход) уменьшается примерно в два раза. При нормальном падении бомбардирующих ионов это различие меньше [51]. Заметим, что согласно работе [52], коэффициент распыления поликристалла МРс! ионами Аг с энергией 10 кэВ при о. = 45° также в два раза больше, чем в случае нормального падения, вследствие увеличения числа и длины цепочек соударений, приводящих к распылению.
Увеличение длины каскадов соударений в МРс! при наклонном падении ионов должно сказываться на эмиссии не только нейтральных, но и заряженных ча
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.