Масоперенесення в металічних системах на основі Fe, Cu І Al при імпульсному та інтенсивному опроміненні іонами (стр. 2 )

1.3. Перемішування первинно-вибитими атомами

Під імплантацією первинно-вибитих атомів [38,39] звичайно розуміють процес, протягом якого атоми домішки переходять через міжфазну межу плівка-підкладка в результаті прямих лобових зіткнень між прискореним іоном і атомом плівки. Спрощена схема цього процесу може бути представлена у вигляді моноатомного шару домішки, нанесеного на підкладку і підданого іонному бомбардуванню. Цей процес статистичний і порівняно рідкий, однак він призводить до імплантації атомів віддачі на великі глибини (типово ³ 50,0 нм) при енергіях, звичайно використовуваних в імплантації (100 – 400 кеВ).

Кількісний вираз для профілів розподілу за глибиною одержано в опублікованих роботах Зиґмунда та ін. [30], Грас-Марті [32] і [35]. Проте основні риси імплантації первинно-вибитими атомами можна оцінити прямо:

1 – максимальний пробіг первинно-вибитого атома з тонкого шару буде при центральному ( =0) лобовому зіткненні з налітаючим іоном, тобто RP ~ (gE0);

2 – їхня концентрація при максимальному пробігу буде приблизно задаватися виразом [35]

, (1.5)

де n – концентрація (атом/м2) атомів віддачі;

- зміна пробігу в залежності від первинної енергії, переданої іоном, що рухається, атомам мішені при зіткненні до повної зупинки, приблизно рівній максимальній енергії, одержаній при центральному лобовому зіткненні;

- диференціальний перетин розсіювання;

Т – енергія, одержана атомом віддачі при зіткненні з іоном, що налітає;

Ф – іонний потік;

n0d – реальна густина домішкової плівки;

, (1.6)

де і – маса іона та атома мішені відповідно;

– кут падіння.

3 – концентрація різко зростає поблизу міжфазної межі плівка-підкладка. Це інтуїтивно зрозуміло внаслідок значно більшої ймовірності "дотичних" зіткнень, при яких атоми віддачі одержують меншу частку енергії в порівнянні з центральними (або майже центральними) рідкими лобовими зіткненнями.

У літературі цей процес одержав назву перемішування з великим пробігом (long-range mixing) і досить добре вивчений як теоретично [39,40,46,54,55] , так і експериментально [56-59].

Так, наприклад, у відносно простих експериментах з дослідження перемішування шару міді товщиною 50 нм на алюмінії при опроміненні іонами ксенону (500 кеВ) в температурному діапазоні від 40 до 500 К Бесенбахером і ін. [58] було виявлено два типи перемішування: перемішування з великим і коротким пробігом. Про цей механізм мова йтиме в наступному параграфі. На рис. 1.2 показана залежність величини перемішування обох типів від дози опромінення іонів ксенону при температурі 40 К [58]. На рис. 1.2 видно, що перемішування з великим пробігом пропорційно дозі опромінення і не в такому ступені ефективно,

Рис. 1.1. Розподіл Sn між Si та Ge шарами до (штрихова лінія) та після (суцільна лінія) опромінення іонами As2+ дозою 1·1016см-2 з енергією 360 кеВ при 298 К та залежність енергії виділеної в пружних зіткненнях від глибини: а, в – для системи Ge/Si; б, г – для системи Si/Ge [52]

як перемішування з коротким пробігом. Крім того, автори [58] і [59] показали, що цей процес не залежить від температури і добре збігається з теоретичними оцінками [30]. Подібні результати одержані авторами робіт [56] і [57].

Нарешті, відзначимо ще одну цікаву особливість атомів віддачі, що стосується сплавів [55].

Рис. 1.2. Залежність параметрів кривих, що описують розширення профілів розподілу іонів Cu+ та Al+ від флюєнсу іонів Xe+ при температурі опромінення 40 К для системи Cu/Al (∙ - перемішування з коротким пробігом, ∘ - перемішування з великим пробігом): а – концентрація атомів віддачі; б – розширення профілів розподілу атомів домішки

Автор [55], шляхом теоретичного розрахунку, показав, що в сплавах перетин переміщення і пробіг атомів віддачі залежать від мас і заряду ядер таким чином, що більш ефективно буде відбуватися перенесення (транспортування) легких атомів, ніж важких, у напрямку первинного пучка. Це сумарне перенесення буде паралельне первинному пучкові і пропорційне дозі опромінення [55].

1.4. Перемішування в каскадах зіткнень і піках зміщень

Імплантація важкого іона у тверде тіло супроводжується його гальмуванням внаслідок втрати кінетичної енергії в невпорядкованих зіткненнях з атомами мішені. І якщо передана енергія в кожному окремому акті зіткнення перевищує деяку межу, що відповідає енергії зв'язку з найближчими сусідами, яка має назву порогу зміщення, то атоми, з якими відбулося зіткнення, можуть зміщатися зі своїх позицій. Число зміщень буде залежати від кількості енергії, одержаної в пружних зіткненнях. Внаслідок цього уздовж треку первинного атома віддачі, аж до його повної зупинки, з'являється район сильних збурень, вздовж осі якого виникає надлишок вакансій, а на периферії – надлишок міжвузлових атомів.

Цю область називають каскадом зіткнень або просто каскадом [60]. Якщо вакансії і міжвузлові атоми утворюються досить близько один до одного, то відбувається їхня анігіляція, у іншому випадку, а це характерно для високотемпературної частини каскаду, вакансії утворяться в безпосередній близькості одна від одної і можуть зливатися в групу. Легко уявити, що така група може стягнутися, утворити невеликі скупчення, які часто називають кластерами, або принаймні зародками наступного згущення вакансій, що перетворюються потім у скупчення.

Каскад зіткнень може бути причиною переміщення домішки та атомів матриці. Зміщення зустрічаються головним чином у низькоенергетичній області каскаду і тому є фактично ізотропними: отже, термін "перемішування" описує цей ефект. Теорії каскадного перемішування розроблені багатьма авторами [14, 22-29, 33-37, 45, 50, 54] і досить коротко охарактеризовані в підрозділі 1.2. Тут же ми зупинимося на самому загальному і тільки властивому цьому процесові. Досить чітко це показано в роботі Зиґмунда і Грас-Марті [30] . Вони розрахували, що при лобових іон-домішкових зіткненнях у низькоенергетичних і високоенергетичних ізотропних каскадах виникає багаторазове переміщення атомів віддачі матриці, що призводить до їхнього перемішування. При цьому одночасно сильно збільшується перетин переміщення, також як і розширення профілю домішкових атомів. Наприклад, оцінюючи розширення платинових шарів-міток у кремнії внаслідок опромінення іонами ксенону, вони показали, що переміщення атомів матриці в 20 разів перевищує переміщення атомів домішки. При цьому розширення профілів розподілу атомів-домішки внаслідок ізотропного каскадного перемішування визначається формулою з [30]

, (1.7)

де Г0 =0,608;

F0(x)- виділена енергія на глибині х (табульована в [61]);

;

N – атомна густина;

Ed – енергетичний поріг зміщення;

Rс – середньоквадратичний пробіг.

У літературі перемішування в каскадах зіткнень, звичайно, називають перемішуванням на короткій відстані (Short-range mixing ) [58] і [25] , величина якого пропорційна кореню квадратному з дози опромінення. Це видно з графіка взятого з роботи [58] і представленого на рис. 1.2 у попередньому підрозділі. Ці результати ілюструють той факт, що перемішування в каскадах зіткнень, тобто перемішування з коротким пробігом, більш ефективно, ніж перемішування первинно-вибитими атомами віддачі (перемішування з великим пробігом). Подібні результати на різних системах одержані й авторами робіт [56-59] і передбачені теоретично [25, 30-32, 34]. Експериментально розширення профілів розподілу атомів домішки в найпростішому випадку, звичайно, визначається зі зміни сигналів спектру зворотного резерфордівського розсіювання іонів гелію, як [62].

, (1.8)

де і зміна сигналів спектра зворотного резерфордівського розсіювання до і після опромінення відповідно. Це приводить до зміни глибини стандартного відхилення (в одиницях глибини) для уширення розподілів атомів домішки відповідно до

, (1.9)

де NM – атомна густина матеріалу матриці;

- гальмовий фактор іонів гелію на атомах матриці зворотно розсіяних від атомів домішки.

Для порівняння експериментальних результатів з теорією приводиться до квадрата напівширини на половині висоти в максимумі сигналу спектра зворотного резерфордівського розсіювання

, (1.10)

де fs – напівширина на половині висоти піка в максимумі сигналу спектра зворотного резерфордівського розсіювання.

Дотепер ми розглядали каскади, в яких енергія, що виділялась на атом при пружних зіткненнях, пропорційна числу зміщень. Однак, коли ця лінійна залежність порушується, то виділена на атом енергія при щільних каскадах зіткнень, може перевищити температуру для синтезу з'єднань. У такій ситуації "густота гілок" каскаду різко зростає й окремі гілки починають перекриватися внаслідок того, що середні відстані між ними наближаються до міжатомної, або, іншими словами, багато атомів у каскаді починають рухатися. В результаті цей каскад може бути представлений як область сильних порушень, що містить вакансійне ядро, оточене газом міжвузлових атомів. Каскади такого типу Бринкман назвав "піками зміщень" [63] . Огляд робіт, що стосуються цього та інших ефектів з високою густиною каскадів, зроблений Томпсоном [20]. Час життя піка зміщень не перевищує 10-11с. Він включає події утворення високої густини вакансій і міжвузлових атомів у процесі пружних зіткнень, спонтанної аннігіляції нестабільних пар дефектів і фазу охолодження, протягом якої локальний вихід кінетичної енергії дисипується в кристалі. У випадку, якщо теплопровідність кристала низька, а густина енергії досить висока, то пік зміщень може термалізуватися. У такому випадку можна зберегти квазірідкий стан на короткий час (< 10-8 с). Протягом цього часу матеріал може мати термічний коефіцієнт дифузії D ~ 10-12 м2/с [64].

Особливою і дуже важливою рисою піка зміщень є значно більше число зміщень, ніж у звичайному, "лінійному каскаді", внаслідок зниженої енергії зміщення, що виникає в ситуації, коли багато сусідніх атомів знаходяться в русі [15], а значне число зв'язків обірване.

Варто припустити, що на ефекти атомного перенесення, (невпорядкування або аморфізації піка зміщення) можна впливати, тому що ці ефекти в основному залежать від міжатомних відстаней приблизно тих величин, на які віддалені багато рухливих атомів у сильно збудженій області цього нелінійного каскаду.

У зв'язку з цим становить інтерес дослідження перемішування в системах, що складаються з різних сортів атомів, тобто дво - або багатофазні сплави або мішені, що звичайно використовуються в експериментах з іонно-променевого перемішування, такі як шари-мітки, розміщені в товщі матриці, бішарові або багатошарові структури [65-67].

Однак, питання – чи є це явище переважним механізмом в іонному "перемішуванні" – залишається відкритим.

1.5. Радіаційно-стимульована дифузія

Широкий розвиток методу іонної імплантації, що має великі можливості, спонукало по-новому розглянути такі елементарні процеси як дифузія, яку давно вважали досить добре вивченою. У цьому зв'язку необхідно розрізняти звичайну термічну дифузію [68], що може проявлятися під час проведення відпалення або в процесі імплантації, якщо зразок сильно розігрівається за рахунок потужності іонного пучка, і радіаційно-стимульовану [69], що розвивається завдяки впливові високоенергетичних частинок. Цей ефект може існувати або безпосередньо в процесі імплантації іонів, або після імплантації (або дифузії) у результаті опромінення швидкими частинками (нейтронами, протонами, (α-частинками тощо). З фізичної точки зору радіаційно-стимульована дифузія (РСД) виявляється в тому випадку, коли кількість створених дефектів за рахунок імплантації більша, ніж рівноважне число дефектів.

Швидкість РСД залежить від швидкості генерації рухливих вакансій і міжвузлових атомів, імовірності, їхньої аннігіляції рекомбінацією, агломерації або аннігіляції в нерухомі скупчення.

Очевидно, що РСД здійснюється за рахунок надлишку рухливих точкових дефектів, що мігрують до аннігіляції рекомбінацією або агломерації. Протяжні дефекти, такі як дислокації, створені за рахунок агломерації дефектів, можуть служити добрим шляхом для швидкої дифузії. Крім того, радіаційні порушення можуть захоплювати розчинені елементи (легкі міжвузлові атоми) і приводити до їхньої міграції. Протилежним ефектом РСД є уповільнення дифузії під впливом радіаційних дефектів, обумовлене, імовірно, захопленням атомів домішки дефектними центрами.

Вивченню РСД присвячене значне число робіт, наприклад, [3,70-73]. Харт та ін. [70] вивчали РСД атомів міді в системі мідна плівка на кремнієвій підкладці при опроміненні іонами неону з енергією 20 кеВ в умовах, коли точкові дефекти рухливі. Після опромінення атоми міді були виявлені на глибині, що дорівнювала величині пробігу іонів неону. А наступне опромінення іонами аргону з енергією 1 кеВ привело до того, що атоми міді частково мігрували назад до поверхні. Дірилі [71] пояснив цей ефект присутністю концентраційного градієнта вакансій, що може розглядатися як зворотний ефект Киркендалла (нормальний ефект Киркендалла [72] – це утворення концентраційного градієнта вакансій у процесі взаємної дифузії двох елементів, один із яких дифундує швидше, ніж інший). До аналогічного висновку прийшов і Хобс [74] при вивченні розчинених елементів у матриці. Він припустив, що якщо вакансії будуть більш швидше обмінюватися місцями з атомами розчиненого елемента, то це призведе до направленого потоку цього елемента проти потоку вакансій. Іноді в літературі для позначення цього процесу вживають термін "висхідна дифузія".

Цей приклад [70] прямо пов'язаний із проблемою, яка виникає при побудові концентраційних профілів за допомогою установок, де використовується розпилення та аналіз компонентів, що розпорошуються. Він показує, що оптимальні умови для цього процесу будуть тоді, коли буде мінімальна РСД. А цього можна досягти у випадку низької енергії іонів (мінімальна кількість точкових дефектів) і великої маси (максимальний коефіцієнт розпилення).

Численні експерименти [66, 67, 74-83], проведені з дослідження перемішування металевих покрить на кремнієвій підкладці в процесі іонного бомбардування показали, що радіаційно-прискорена дифузія в умовах, коли точкові дефекти рухливі, відіграє визначальну роль і може сприяти утворенню силіцидів, відмінних від одержуваних звичайним термічним відпаленням. Два яскравих типи перемішування були виявлені в метал-напівпровідникових системах, що утворюють евтектики (Au-Si, Au-Ge і Ge-Al) авторами роботи [84]. Опромінення іонами ксенону в одних випадках приводило до перемішування, а в інших – ні. Перемішування в Au-Si і Au-Ge системах автори пояснюють утворенням потоків точкових дефектів у процесі опромінення, що приводить до міграції атомів золота. Вони виникають внаслідок того, що золото є більш швидким дифузантом, ніж атоми матриці (аналогічно, як і в Сu – Si, розглянутих вище). Атоми золота можуть швидше обмінюватися місцями з вакансіями в кремнії і германії, тому що коефіцієнти самодифузії атомів матриці малі. Тому золото мігрує проти створеного опроміненням градієнта вакансій. Однак, в алюмінії вакансії рухливі при кімнатній температурі і, у порівнянні з Au-Si, Аu-Ge-системами процес, описуваний зворотним ефектом Киркендалла, буде малий, тому що коефіцієнт самодифузії в цих умовах у алюмінію набагато більший, ніж у кремнію і германію. Тому визначальним фактором у формуванні рівноважних фаз тут буде не процес атомного перемішування, а процес зародкостворення. Руебридж знайшов [85], що германій в алюмінії при опроміненні іонами алюмінію рухається уздовж концентраційного градієнта дефектів, ймовірно зв'язуючись з комплексами алюмінієво-германієвих вакансій. Це приводить до того, що германій концентрується поблизу поверхні, тому поводження алюмінію на германії повинно відрізнятися від описаного вище.

Автори робіт [86,87], вивчаючи перемішування металічних систем прийшли до висновку, що на рух атомів, індукований каскадом зіткнень, сильний вплив має температура.

Оскільки, літературні дані стосуються, в основному. напівпровідникових систем то, враховуючи необхідність вивчення властивостей багатоструктурних металічних систем, напрям наших досліджень визначався із таких міркувань:

– вибір об’єктів досліджень узгоджений з їх технологічними характеристиками та параметрами;

– такі умови задовольняють імпульсні та інтенсивні пучки іонів;

– важливо також мати на увазі, що при опроміненні кристалів виникає ефект дальнодії, який полягає у змінюванні структурного та фазового станів систем і утворення дефектів на глибинах ~ 100 мкм, значно більших за довжину пробігу іонів [19,33,49];

– принциповим також є питання про перенесення речовини за допомогою радіаційно-стимульованої дифузії.

Викладені міркування були покладені в основу аналізу профілів елементів і визначення коефіцієнтів масоперенесення.

Висновки до розділу 1

Аналіз літературних даних дозволяє зробити висновки, які можуть бути обґрунтуванням напрямку наших досліджень.

1. Вивчити процеси іонного перемішування та їх еволюційні зміни в часі. Вибір компонентів плівкових систем повинен охоплювати елементи від слаборозчинених до повної розчинності, а також системи з твердими розчинами і проміжними фазами.

2. Проаналізувати співвідношення іонізаційних і радіаційних втрат енергії іонів при русі в кристалах. Іонізаційні втрати енергії зв'язані з непружним розсіюванням на електронній підсистемі, в той час як радіаційні втрати зумовлені пружними зіткненнями.

3. Розглянути процеси сегрегації і масоперенесення в поверхневих і приповерхневих шарах речовини при її опроміненні іонами.

4. З'ясувати, чому перемішування іонами з коротким пробігом більш ефективне, ніж перемішування зумовлене атомами віддачі (перемішування з великим пробігом).

5. Проаналізувати ефект диференційованого перемішування атомами віддачі.

6. Необхідно провести дослідження профілів елементів у процесі іонного перемішування, процесів перенесення речовини за допомогою радиаційно-стимульованої дифузії, структури поверхневого і приповерхневого шарів та розрахувати коефіцієнти масоперенесення при імпульсному впливі ПІП на металічні системи.

Розділ 2
Експериментальні методики приготування, опромінення та аналізу зразків

2.1. Умови приготування та опромінення зразків

Для досягнення мети, поставленої в дисертаційній роботі були використані зразки з А1(99,9%) товщиною від 200 до 500 мкм, поверхню яких попередньо очищали шляхом розпилення пучками іонів Ar+ з енергією Е = (0,5-4) кеВ потім осаджували іони Сu+ або Ta+ і одночасно імплантували іони цих металів на підготовлені зразки А1 при прискорюючій напрузі 60 кВ.

Було реалізовано кілька режимів:

1) на А1 (Ta+o+Ta+i+Ta+o) – при дозі імплантації ≈ 8·1015 см-2, товщина плівки становила d Ta ≈ 40 нм;

2) на А1 (Ta+o+Ta+i+Ta+o) +(Cu+o+Cu+i+Cu+o) – при дозі імплантації ≈ 8·1015 см-2 товщина d Ta ≈ 25 нм і dCu ≈ 30 нм;

3) на А1 (Ta+o+Ta+i+Ta+o) + (Cu+o+Cu+i+Cu+o) + (Ta+o+Ta+i) – при дозі імплантації ≈ 1016 см-2 товщина d Ta ≈ 45нм, dCu ≈ 55нм, d Ta ≈ 70 нм;

4) попередній режим +Ta+o,

де i – імплантація;

о – осадження.

Більш детально режими описані у роботі [88].

Використовувалися зразки хімічно чистого α-Fe (сумарний вміст домішок не перевищував 0,01 ваг. %). Зразки заліза 14 мм у діаметрі і товщиною від 1 до 2 мм відпалювались при температурі відпалення 1113 К протягом 2 годин і мали дрібне зерно із середнім розміром близько 40 мкм. Поверхня зразків (до відпалення) механічно, а потім електрохімічно полірувалася.

Використовувалися зразки Fe54-Cr20-Ni16-Mn10, які були вирізані із злитку паралельно площинам (111) і (100), за допомогою електроіскрової установки. Розміри пластин 10·10·2 мм. Поверхня зразків електрохімічно протравлювалася перед імплантацією. Імплантація іонів W з енергією Е = 40 кеВ у ці зразки проводилася на вакумно-дуговому джерелі без сепарації [89-91].

Зразки монокристала Cu вирізані паралельно площинам (100) і (111) мали розміри 10·10·3 мм. Монокристали Сu опромінювались іонами Та+ з енергію 40 кеВ.

Зразки Au/Fe/Ni опромінювались іонами (С+ 30%, H+ 70%) з енергією (0,2‑0,5) МеВ та потоком енергії (0,9-1,2)∙10-4 Дж/м2.

Зразки Fe/Pb/Fe та Pb/Fe опромінювались іонами (С+ 30%, H+ 70%) з енергією 300 кеВ та потоком енергії (0,9-2,5)∙10-4 Дж/м2.

2.2. Установки для опромінення іонами

2.2.1. Роботи імплантера в режимах імплантації та осадження плівок.

При наборі високодозної імплантації іонів реалізуються режими зі струмом ВДР (вакуумно-дуговий розряд зі струмом Іg ~ (20-60) А). Іони з плазми ВДР витягуються і доприскорюються до енергії (104-105) еВ з тривалістю імпульсів τі ~ (10-4 – 10-3) с, що змінювались з частотами f ~ (10-102) Гц при струмі пучка I ~ (0,1 – 1) A.

Діаметр іонного пучка можна було змінювати від 5 до 30 см. Такі параметри забезпечували на мішенях площею ~102-103 см2 швидкість набору дози близько, 1016 см-2хв-1. Цей режим був реалізований на джерелі «Імпульс–4». Для одержання низькоенергетичних (~102 еВ) плазмових потоків великої концентрації (~1012 см-3) прискорююча напруга знижується, а струм ВДР зростає до Ig ~ (102-103) A при тривалості імпульса близько τі~10-3 с. При змінюванні імпульсів з частотою f ~102 Гц на мішені площею (102-103) см2 осаджується плазма зі швидкіцстю росту плівки (покриття) ~ (10-103) нм/хв. Описані два режими, реалізуються з допомогою однієї схеми електроживлення, заснованій на частотно-імпульсьній зарядці накопичувальної ємкості і її розрядки через імпульсьні трансформатори, які забезпечували необхідні параметри [92]. Здійснюючи перемикання в схемі живлення можна на мішень послідовно впливати плазмовими або іонними (електронними) потоками, створюючи таким чином напилення іонно-плазмової структури.

В вакуумно-дугових джерелах сорт іонів визначається в основному матеріалом суміжного катода (метали, сплави, композиційні матеріали, включаючи також і неметали та ін.)

При спрацюванні схеми живлення на внутрішньому радіусі катода запалюючим розрядом формується катодне пляма (КП), яке після запалювання ВДР між катодом і анодом, починає розширюватися радіально від центру катода. Під час напускання активних газів (~) Па як в область розряду [93], так і в область мішені можливо формування іонно-перемішаних структур, що складаються із атомів металів і газів (наприклад, нітриди, оксиди, карбіди та ін.).

Використовувалося широкоапертурне іонно-електронно-плазмове джерело, яке описане в роботі [94].

Підключення до імпульсного трансформатора Тр, що живив вакуумний дуговий розряд, як слабострумного формуючого кола (Ig ≤ 60 A, τи ~ 200 мкс), так і ємкості накопичення (Ig ≤ 2000 A, τи ~ 1500 мкс), а також керований роздільний запуск тиристорів (f ≤ 50 Гц) дозволяє на заземленій мішені площею близько 300 см2 без розгерметизації вакуумної камери реалізувати такі режими роботи [95] (див. рис. 2.1):

1. При одночасному запуску теристорів Д2, Д3, Д4 здійснити імплантацію іонів з енергією Е1 ≤ 100 кеВ, τи ~ 200 мкс, f = 50 Гц, I ~ (0,3-0,8) A. Вказані параметри забезпечують на всій площі мішені набір дози 1017 см-2 за час (5-15) хв;

2. При одночасному запуску Д1, Д3 здійснюється осадження на мішень низькоенергетичної плазми зі швидкістю росту покриття ~ (50-300) нм/хв;

3. При імпульсно контролюючому запуску Д1, Д3, або Д2, Д3 Д4 здійснюється чергування режимів плазмового осадження і іонної імплантації;

4. При одночасному запуску Д1, Д3 Д4 на початку кожного імпульсу (доки Ig ≤ 60 A) генерується високоенергетичний потік іонів з переходом без розриву в часі до режиму плазмового осадження. Змінюючи величини С4, С5 та Ig можна змінювати співвідношення в кожному імпульсі товщини осаджуваного шара (~0,1 нм)

Рис. 2.1. Схема широкоапертурного іонно-електронно-плазмового джерела [95]:

П – підпалюючий електрод;

І – керамічний ізолятор;

К – дисковий (багатошаровий) витратний катод;

А – анод;

ВЕ – витягуючий електрод;

КОЛ – охолоджуваний колектор;

ПК – пульт керування.

і дози імплантації (~1012 см-2). В цьому режимі на початку кожного імпульсу відбувається зачищення поверхні від газової плівки, перемішування нанесеного попереднім імпульсом шару плівки і без розриву в часі наступне осадження іонів з плазми на чисту, активовану поверхню.

Джерело, схема якого приведена на рис. 2.1, має великі функціональні можливості.

2.2.2. Використання магнітноізольованого діода. При опроміненні зразків потужним пучком іонів (ПІП) використовувався прискорювач «Тонус» і «ТЕМП» (Томский політехнічний університет, НДІ ядерної фізики) з використанням магнітоізольованих діодів (графіт). Для одержання пучка в схемі прискорювача був задіяний двохімпульсний режим роботи діода [96]. В експериментах використовувались також два катоди, плоский – з максимальною густиною струму до 50 А/см2 і фокусуючий катод, який дозволяв змінювати густину струму від 50 до 250 А/см2. На рис. 2.2 наведені залежності густини енергії від відстані, між анодом та мішенню: а – по осі z і б – по осі y.

Рис. 2.2. Залежність густини енергії від відстані між анодом та мішенню: а – по осі z; б – по осі y

Використовувався пучок ПІП з таким складом: близько 30% С+ і 70% Н+. Для отримання більш однорідного пучка і рівномірного розподілу втрат енергії за глибиною пучок С+ відсікався поліетеленовою плівкою. Для діагностики експериментів використовували пояс Роговського та калориметр, а також осцилограми струму і напруги для визначення параметрів пучка. В окремих експериментах використовували також діагностику для вимірювання амплітуди ударної хвилі, спеціальними датчиками [97].

2.3. Методи аналізу

2.3.1. Резерфордівське зворотне розсіювання. При зворотному розсіюванні Резерфорда моноенергетичні частинки пучка зіштовхуються з атомами мішені, розсіюються назад і влучають в детектор-аналізатор, що вимірює енергії частинок. При зіткненні енергія передається від частинки, що рухається нерухомому атому мішені. Зменшення енергії розсіяної частинки залежить від її маси і маси атома мішені. Це і дозволяє ідентифікувати атом мішені.

Кінематика пружного зіткнення двох ізольованих часток може бути повністю вивчена за допомогою законів збереження енергії і імпульсу [98]. Нехай налі-таюча частинка масою М1 має швидкість v і енергію Е0 (Е0=М1v2/2), а атом мішені М2 покоїться. Після зіткнення значення швидкостей v1 і v2 і енергій Е1 і Е2 налітаючої частинки і атому мішені визначаються кутом розсіювання θ і кутом віддачі φ.

Відношення енергій налітаючої частинки у випадку М1 < M2, визначається виразом:

. (2.1)

Це відношення енергій К=Е1/Е0, що називається кінематичним чинником, показує, що енергія після зіткнення визначається тільки масами частинок і кутом розсіювання.

При зворотному розсіюванні на кут 1800 співвідношення енергій досягає свого мінімального значення, рівного:

, (2.2)

При рівності мас М1=М2 частинка, що налітає, зупиняється після зіткнення, передавши всю енергію атому мішені, – випадок, добре відомий в більярді. Для θ = 180о енергія Е2, передана атому мішені, досягає свого максимального значення. Загальне співвідношення має вигляд:

. (2.3)

Потрібно відзначити, що при доведенні формули Резерфорда для перетину розсіювання припускається, що силовий центр нерухомий і фіксований. Однак реальні виміри проводяться в лабораторії, тому необхідно знати відповідні перетворення.

На практиці, коли мішень містить два типу атомів, маси яких розрізняються на невелику величинуМ2, геометрія експерименту вибирається таким чином, щоб отримати можливо більшу різницюЕ1, що вимірюється після розсіювання енергії Е1. Зміна М2 (при фіксованій масі М1 < M2) супроводжується максимальною зміною К у випадку θ = 180о. Тому напрямок θ = 180о є найкращим для розміщення детектора (на практиці вибирають θ = 170о із-за кінцевих розмірів детектора). Саме така схема експерименту дала методу назву спектрометрії зворотного розсіювання.

Можливість розподілу двох типів атомів мішені, маси яких розрізняються на малу величину М2, визначається спроможністю вимірювальної системи розрізняти малі різниці Е1 енергією розсіяних назад частинок. Більшість пристроїв по зворотному розсіюванню іонів 4Не з енергією порядку мегаелектронвольт оснащена поверхньо-бар'єрними напівпровідниковими детекторами для виміру енергетичного спектру зворотно розсіяних частинок. Детектор спрацьовує при генерації налітаючою частинкою безлічі електронно-діркових пар в чутливій області замкнутого зворотною напругою діода Шотткі. Статистичні флуктуації числа електронно-діркових пар породжують розпливання вихідного каналу, що обмежує роздільну здатність приладу. За допомогою звичайних електронних систем можна отримати для іонів 4Не з енергією в діапазоні мегаелектронвольт енергетичний дозвіл порядку (10-20) кеВ, означене по повній ширині сигналу на половині його висоти (скорочення від англ. Full Width at Half Maximum). Наприклад, зворотне розсіювання іонів 4Не з енергією 2.0 МеВ дозволяє визначити ізотопи з масами до 40 а. о.м. (наприклад, хлору). Для мішені з елементів з атомними масами порядку 200 енергетична роздільна здатність складає близько 200, що призводить до неможливості розрізняти атоми елементів, що знаходяться між 181Та і 201Hg.

Для дослідження елементного аналізу використовувались методи РЗР, що реалізувалися на пристрої ЕСТ-2,5. Для прискорення використовувались іони Не+. Кут між мішенню і пучком іонів складав φ=60о , а кут розсіювання θ=170о Детектор мав дозвіл 25 кеВ. Для одержаних профілів елементів використали програму обробки, добре описану в роботі [99].

2.3.2. Конверсійна електронна мессбауерівська спектроскопія (КЕМС).

Для дослідження структурно-фазових перетворень при іонній імплантації був використаний метод мессбауерівської спектроскопії з реєстрацією конверсій-них електронів. При русі джерела за рахунок ефекту Допплера відбувається зміна частоти g-квантів, а, отже, їхньої енергії. Якщо квант має енергію точно співпада-ючу з енергією збудження ядерного рівня, то відбувається ефективне поглинання кванта. Таким чином, залежність інтенсивності випромінювання, що пройшло від швидкості джерела прямо відображає структуру ядерних рівнів ядра заліза в до-сліджуваному зразку. Структура ж ядерних рівнів залежить від кристалічної структури і найближчого оточення в якому знаходиться ядро заліза. Наприклад, у мартенситному стані у ядра заліза спостерігається шість рівнів, а в аустенітному тільки один. Таким чином, отримувана в експериментах тонка структура ядерних рівнів несе інформацію про структурно-фазовий склад досліджуваних зразків. Для дослідження структурно-фазового складу використовувалася методика з реєстрацією конверсійних електронів, суть якої полягає в наступному. Гама-квант поглинається ядром заліза. Із збудженого стану в основний ядро переходить з імовірністю 20% випромінення конверсійного електрона, який реєструється газорозрядним детектором. Енергія конверсійного електрона складає 9,4 кеВ, а його пробіг 100 нм, отже, інформацію про структурно-фазовий склад у цьому методі дає поверхневий шар товщиною порядку 100 нм.

Найпростіший спектр поглинання – одиночна лінія лоренцівської форми, що описує ймовірність безфононних переходів у кристалі при швидкості vi [100]

, (2.4)

де e(d) – ефект при = d;

d – положення центра ваги лінії відносно початку відліку, що може бути обране довільно.

Якщо резонансні ядра взаємодіють з електричними або магнітними полями, (2J +1) – кратне виродження енергетичних рівнів (J -спін ядра) цілком або частково знімається, і спектр поглинання являє собою суперпозицію декількох ліній – спостерігається надтонка структура. Для нескінченно тонких поглиначів ширина лінії спектра дорівнює 2Г0 (Г0 – природна ширина лінії), якщо відсутні електричні і магнітні поля на резонансних ядрах. На ширину лінії впливають дефекти кристалічної решітки, так для ліній мессбауерівських спектрів твердих розчинів заміщення і проникнення характерне концентраційне розширення, викликане зміною умов резонансного поглинання g- квантів ядрами, які мають різне оточення.

Енергія резонансного переходу залежить від електростатичної взаємодії ядра з атомними електронами, які оточують його. Якщо ядра мессбауерівських атомів у джерелі і поглиначі знаходяться в однакових умовах, то ослаблення інтенсивності випромінювання, яке реєструється, буде максимальним при нульовій швидкості їхнього відносного руху. Відсутність хімічної ідентичності може бути пов'язана з розходженням валентного стану мессбауерівських атомів у джерелі і поглиначі. Це обумовлює різну зміну енергії їхніх ядерних рівнів, а отже, і зрушення центра ваги резонансного спектра.