Углов В.В. Радиационные эффекты в твердых телах

Подождите немного. Документ загружается.

161

гиях, отражает характер изменения с энергией сечения упругого тормо-

жения S

Толщина слоя, из которого в вакуум выходит основное количество

распыленных атомов, обычно составляет 1-2 нм, что, как правило, значи-

тельно меньше глубины проникновения ионов. Из-за этого коэффициент

распыления зависит от угла падения ионов



, отсчитываемого от норма-

ли к поверхности. В первом приближении можно считать, что путь, про-

ходимый ионом в активном слое – поставщике распыленных атомов,

пропорционален



cos1. Энергия, рассеиваемая в этом слое, а, следова-

тельно, и коэффициент распыления S изменяются примерно по такому

же закону. Количественный расчет в рамках теории П. Зигмунда приво-

дит к выражению

SS )(cos)0()(



 .

Здесь S(0) – коэффициент распыления при



= 0; f – фактор, определяе-

мый соотношением масс сталкивающихся частиц (для M

≥ М

f ≈ 1,7;

для M

<< М

f ≈ 1).

Заметим, что при наклонном падении ионов на мишень в дополнение

к столкновениям, изображенным на рис. 3.29, становятся возможными

такие соударения, когда ион сразу же выбивает атом в вакуум.

Экспериментальные угловые зависимости коэффициента распыления

поликристаллических образцов приведены на рис. 3.31. При углах паде-

ния, больших некоторого критического

max



, происходит уменьшение ко-

эффициента распыления, что обусловлено увеличением с ростом



ко-

личества отраженных от поверхности мишени первичных ионов и их

«выходом из игры» до развития полного каскада столкновений.

Рис. 3.31. Угловые зависимости коэффициентов распыления поликристаллических

образцов ионами Ar

с Е

= 1 кэВ

162

Коэффициенты распыления нейтронами исследованы очень плохо,

поскольку возможные в экспериментах дозы нейтронного облучения еще

довольно низки. Немногочисленные измеренные коэффициенты распы-

ления по порядку величины равны 10

-5

атом/нейтрон (в прямом направ-

лении), что удовлетворительно согласуется с расчетами по каскадной

теории. Несколько лучше исследована эмиссия с поверхности радиоак-

тивных первичных выбитых атомов, поскольку такие атомы гораздо лег-

че регистрировать.

Распыление нейтронами представляет некоторый интерес в исследо-

ваниях по управляемому термоядерному синтезу в связи с тем, что рас-

пыленные атомы стенки могут попадать в качестве примеси в плазму.

Эмиссия радиоактивных первичных выбитых атомов на установке с

большими потоками высокоэнергетических нейтронов может приводить

к радиоактивному заражению жидкости, применяемой для охлаждения.

3.7. ТРЕКООБРАЗОВАНИЕ

Для быстрых ионов с кинетической энергией E ≥ 1 МэВ·а.е.м.

-1

ин-

тенсивность выделения энергии в электронную подсистему (d

E/dx)

-10

раз превышает выделение энергии в ядерную подсистему твердо-

го тела. Например, (d

E/dx)

составляет 20-30 кэВ·нм

-1

для тяжелых ионов

с массой ≈ 100 а.е.м. и

E ≈ 1 МэВ·а.е.м.

-1

. Высокая скорость выделения

энергии в электронную подсистему усиливает роль электронных возбуж-

дений в генерации дефектов структуры, вызывает интенсивное неупру-

гое распыление материалов и инициирует ряд специфических эффектов,

таких, как формирование треков, локальное плавление, аморфизация,

создание необычных фаз (фазы высокого давления, фуллерены, нанот-

рубки). Наиболее важным и интересным результатом прохождения вы-

сокоэнергетических ионов в твердых телах является формирование спе-

цифических пространственно распространенных макродефектов –

тре-

ков

. В англоязычной литературе такие дефекты называют «latent tracks».

Металлы. Установлено, что электронные возбуждения высокой

плотности вызывают образование дефектов в некоторых кристалличе-

ских металлах. Например, исследование титана, облученного ионами Pb

E = 1-5 ГэВ, с помощью электронного микроскопа просвечивающего

типа выявило формирование

плотных агломераций кластеров дефектов,

ориентированных вдоль направления пучка ионов. Величина сечения

дефектообразования

σ, полученная экспериментально по измерениям

163

электросопротивления при криогенных температурах, была значительно

больше теоретической оценки

calc

, полученной при учете только упругих

смещений атомов матрицы. Эффективность дефектообразования

ξ опре-

деляется как

ξ=σ/σ

calc

. Так, для Ti, облученного ионами Pb с

E = 4,484 ГэВ, ξ достигает 21,5, а для сплава Fe

, облученного иона-

ми Ag с

E = 445 МэВ, ξ=22,8.

Подтверждением особой пространственной локализации нарушений

является аморфизация металлических сплавов в индивидуальной треко-

вой области около траектории иона. Исследования облученных сплавов

NiZr

позволили непосредственно измерить средний диаметр трека

(≈ 4 нм). Первоначальная вытянутая каплеобразная форма треков с рос-

том (d

E/dx)

постепенно переходит в непрерывную цилиндрическую.

В металлах электронные возбуждения вызывают образование нару-

шений только при очень высокой плотности энергии, выделяемой в элек-

тронную подсистему. Например, прерывистые треки формируются в

NiZr

, когда скорость выделения энергии на электронные возбуждения

превышает 40 кэВ·нм

-1

, в то время как типичные пороговые значения

E/dx)

для образования треков в изоляторах приблизительно на порядок

меньше. Чтобы в полной мере рассмотреть проблему формирования де-

фектов в металлах за счет электронных возбуждений, необходимо внача-

ле выделить основные процессы: релаксацию сильного электронного

возбуждения с передачей части энергии в атомную подсистему и после-

дующую термализацию возмущенных атомов с передачей избытка

энер-

гии в окружающую матрицу.

Первый процесс существенно определяется типом материала (металл,

полупроводник или диэлектрик), концентрацией электронов в зоне про-

водимости (на уровне Ферми) и их подвижностью. Транспорт энергии из

электронной в атомную подсистему также зависит от типа материала, его

структурных особенностей (массив, тонкая пленка, размер зерен в поли-

кристаллах, концентрация

и типа примесей и т.д.). Процесс термализа-

ции и структурные особенности области после «остывания», как и при

низкоэнергетической имплантации, зависят от типа материала, типа кри-

сталлической решетки, соотношения объемов материала в жидкой и

твердой фазах, наличия аллотропных форм. Для оценки процессов пере-

дачи энергии от электронов к решетке и

диссипации локальной запасен-

ной решеточной энергии обычно используют подход, учитывающий

электрон-электронные и электрон-фононные взаимодействия.

Существует несколько механизмов образования треков:

164

1) механизм так называемого

кулоновского взрыва, который эффекти-

вен, когда скорость ионов становится близкой к скорости электронов

K-

оболочки атомов мишени, может быть ответственным за образование

треков в легких мишенях (LiF, пластмасса, алмаз, кубический нитрид бо-

ра и др.). Движущийся ион создает в мишени цилиндрическую высоко-

ионизованную среду, которая нестабильна из-за кулоновского расталки-

вания между электростатическими зарядами одного знака (ионные осто-

вы). На основе этого механизма сформулировано несколько

родственных

моделей: плазменного ядра трековой области, ударных волн и модифи-

цированного потенциала решетки.

2) высокая плотность ионизации приводит к значительному

сниже-

нию пороговой энергии смещения

атомов из узлов решетки E

. Низкие

значения

увеличивают вероятность смещения тех матричных атомов,

которые получают малое количество упругой энергии от движущегося

иона.

3) в рамках механизма

термического пика считается, что энергия от

возбуждаемой электронной подсистемы передается в решетку через

электрон-фононные взаимодействия.

Впервые треки в металлических массивных материалах наблюдались

в интерметаллических сплавах (аморфные области). К первому классу

относятся сложные по составу материалы, которые легко аморфизуются

за счет упругих столкновений при их облучении низкоэнергетическими

ионами или электронами и характеризуются

низкой локальной кристал-

лографической симметрией. Среди них такие, как NiZr

, NiTi и Ni

имеют особую практическую значимость. В отличие от Ni

B и NiZr

, ко-

торые имеют соответственно орторомбическую и тетрагональную кри-

сталлические структуры во всем температурном диапазоне, NiTi претер-

певает мартенситное превращение при температуре близкой к 300 К, на-

ходится в кубической (высокотемпературной) B2-фазе при

T > 300 К и в

моноклинной (низкотемпературной) – при температуре ниже фазового

перехода.

Второй класс состоит из материалов, характеризующихся высокой

локальной симметрией (LI

-кристаллографические структуры). Он вклю-

чает в себя сплав Zr

Al, который достаточно трудно аморфизовать за

счет упругих столкновений, и Cu

Al, который никогда не аморфизуется,

но может претерпевать химическое разупорядочение при низкотемпера-

турном облучении в режиме упругих столкновений.

В сплаве NiTi чувствительность кубической и моноклинной фаз к

электронным возбуждениям различна. Выше порогового значения

165

E/dx)

≈ 48 кэВ·нм

-1

треки в этом сплаве наблюдаются только в тех об-

ластях образца, которые были в моноклинной фазе в процессе облуче-

ния. На рис. 3.32 представлена электронная микрофотография образца, в

котором при облучении присутствовали обе фазы. Треки видны в моно-

клинной прослойке и отсутствуют в окружающей кубической матрице.

Треки, созданные в низкотемпературной фазе,

четко выявляются, имеют

диаметр 12 нм и представляют собой гомогенно нарушенные цилиндри-

ческие области. Они аморфны по данным электронной дифракции и ос-

таются стабильными, когда образец переходит обратно в кубическую

структурную модификацию при температуре сплава 300 К.

Рис. 3.32. Светлопольные электронные микрофотографии:

а – образца NiTi, облученного при T = 300 К ионами свинца с E = 0,84 ГэВ, (dE/dx)

≈ 52

кэВ·нм

-1

и дозой 10

ион/см

; б – моноклинного образца NiTi, облученного при T = 80 К ио-

нами урана с E = 0,76 ГэВ, (dE/dx)

≈ 57 кэВ·нм

-1

и дозой 5·10

ион/см

(снимок получен при

T = 300 К). Скрытые треки на рис. а видны только в моноклинной решетке, но не в окру-

жающей матрице, которая была в кубической фазе в течение облучения

Полупроводники. Условия формирования треков и их внутренняя

структура (фазовый состав) в металлах и полупроводниках сильно раз-

личаются. Наиболее обстоятельные и широкие исследования трекообра-

166

зования в полупроводниках A

выполнены в случае облучения моно-

кристаллов InP высокоэнергетическими ионами Xe и Kr. Детальные ис-

следования методом просвечивающей электронной микроскопии попе-

речного сечения кристаллического InP, облученного ионами Xe с

E = 250 МэВ и флюенсом 7·10

см

-2

при комнатной температуре, выяви-

ли (рис. 3.33) следующие основные характерные черты в распределении

нарушений по глубине кристалла. В результате облучения ксеноном в

InP создаются две базовые зоны нарушений. Первая зона формируется на

глубине между 19 мкм и 21 мкм и представляет собой слой сильно на-

рушенного InP, состоящий из аморфных и кристаллических областей и

по

положению совпадающий с максимумом упруго выделенной энергии.

Вторая приповерхностная зона до глубины около 10 мкм содержит скры-

тые треки с диаметром от 7 до 15 нм. Треки представляют собой непре-

рывные прямые цилиндры длиной в несколько микрон или вытянутые

дефекты, похожие на цепочку жемчужин, расположенные вдоль траекто-

рии ионов на глубинах от 35 до 100

нм и от 7 до 10 мкм. Полученные

данные описываются моделью трекообразования в InP, базирующейся на

приближении термопиков и предполагающей плавление материала во-

круг траектории иона до глубин, на которых электронные потери энер-

гии превышают критическое значение (d

E/dx)

e,th

. Критические потери

энергии зависят от материала мишени (а также от степени совершенства

кристаллической структуры) и отражают эффективность механизма, ко-

торый преобразует энергию электронных возбуждений в движение ато-

мов, по сравнению с эффективностью конкурирующих механизмов, от-

ветственных за диссипации энергии возбуждений. Показано, что крити-

ческое значение электронных потерь энергии для трекообразования

кристаллическом InP составляет ≈ 13 кэВ·нм

-1

167

(а)

поверхность

(б)

~1,5-3 мкм

(в)

~5-8 мкм

(г)

~16-18 мкм

(д)

~20 мкм (R

)

5 10 15 20 25

13 кэВ/нм

N, смещ/ион нм

, кэВ/нм

Глубина, мкм

Рис. 3.33. (а-д) – Светлопольные электронные фотографии структуры InP, получен-

ные в поперечном сечении одного образца на различной глубине от поверхности

(указаны вверху). Кристалл InP был имплантирован ионами Xe

с энергией 250 МэВ

до дозы 7·10

ион/см

при Т = 300 К. (е) – Соответствующее схематическое изобра-

жение распределения дефектов по глубине, воссозданное по данным электронно-

микроскопических исследований. (

ж) – Профили распределения по глубине: S

–

энергии, выделенной в электронную подсистему,

N – количества атомов, смещен-

ных ионом

Хе

на 1 нм длины пути за счет ядерных потерь энергии. Получены из

расчетов TRIM-95

(е)

(ж)

168

Особенности процесса затвердевания расплава, создаваемого вокруг

траектории иона, предлагают рассматривать в качестве второго критерия

трекообразования. Расплавление трека сопровождается быстрым охлаж-

дением и

ресолидификацией окружающей матрицы. В исходном образце

расплавленные ядра окружены совершенным кристаллом, и в течение

процесса закалки термопика должна происходить эпитаксиальная рекри-

сталлизация. Однако рекристаллизованная область не совсем совершен-

на, в ней остается определенное число точечных дефектов и комплексов

дефектов. Когда на кристалл падают последующие ионы, эпитаксиальная

рекристаллизация трековых областей может не

достигаться, так как ок-

ружающий кристалл уже не совершенен. При дальнейшем облучении

скорость рекристаллизации может стать значительно меньшей, чем ско-

рость затвердевания, что приводит к «замораживанию» достаточно не-

прерывного аморфного трека.

Процессы трекообразования при облучении материалов высокоэнер-

гетическими ионами способствуют образованию дискретных прерыви-

стых треков, геометрия которых изменяется от квазинепрерывной до

бу-

синкообразной по мере прохождения иона в глубь мишени (рис. 3.33).

Для интерпретации этих данных привлекаются различные механизмы.

Предполагается, что треки образуются преимущественно за счет процес-

са ионизации внутренних оболочек атомов тормозящей среды, который

сопровождается интенсивным образованием низкоэнергетических

δ-

электронов. Предполагается, что дискретность треков является следстви-

ем

дискретности процесса ионизации внутренних электронных оболо-

чек

. При этом отмечается, что только малая часть энергии иона может

быть высвобождена в результате ионизации внутренних оболочек атомов

тормозящей среды и предполагают, что главным «топливом» для треко-

образования является

непрерывное выделение энергии ионов в электрон-

ную подсистему твердого тела

. Кроме того, на тех участках траектории

иона в мишени, где ионизация внутренних электронных оболочек отсут-

ствует, треки вообще не образуются. Второй подход, относящийся к

структуре треков, связывается с дискретностью формирования потока

электронов вдоль пути иона, обусловленной действием закона сохране-

ния импульса.

Третий подход связан с предположением о том, что среднее

число на-

блюдаемых в треке дефектов напрямую связано с флуктуацией в плотно-

сти ионизации, а не с ее средним значением. Однако, как и в других ука-

занных выше подходах, здесь не рассматриваются первичные процессы,

связанные со статистическими флуктуациями зарядового состояния дви-

169

жущихся в твердом теле ионов за счет процессов «обдирки» и захвата

электронов. Именно

флуктуации зарядового состояния иона могут при-

водить к значительному изменению выделяемых в электронную подсис-

тему потерь энергии на определенных участках траектории иона. Роль

этих процессов становится заметной, когда энергия движущегося иона

близка к энергии, которой соответствуют пороговые значения средних

потерь энергии (d

E/dx)

e,th

для образования трека.

Таким образом, наблюдаемые в экспериментах прерывистые треки

могут быть обусловлены статистическими флуктуациями в процессах

перезарядки с потерей ионом одного или нескольких электронов, когда

величина (d

E/dx)

становится на определенном отрезке пути иона боль-

ше, чем (d

E/dx)

e,th

для трекообразования. Средний путь пробега иона до

изменения зарядового состояния будет определять длину дефектной об-

ласти в прерывистом треке и расстояние между такими дефектами, а

диаметр или геометрия дефекта определяется числом оторванных элек-

тронов в одном акте.

3.8. КАНАЛИРОВАНИЕ И БЛОКИРОВКА

Для понимания основных особенностей взаимодействия ионов с мо-

нокристаллами, рассмотрим сначала упрощенную задачу. Пусть ион с

энергией Е

направлен на цепочку атомов, располагающихся на равном

расстоянии d

(рис. 3.34, а) друг от друга. Угол между осью цепочки и

направлением движения иона на расстоянии, где его взаимодействием с

атомами можно пренебречь, достаточно мал и равен ψ. В этой ситуации

ион испытал бы лобовое соударение с атомом А, если бы на него не воз-

действовали предыдущие атомы цепочки. На самом деле, при приближе-

нии иона к атомному ряду на него действуют силы отталкивания, причем

из-за упорядоченного расположения атомов это отталкивание коррели-

ровано, т. е. направлено все время в одну сторону. В результате никакого

лобового соударения не происходит, а ион просто отражается от такой

цепочки, приблизившись к ней на расстояние ρ

min

, d

, ψ), которое мо-

жет существенно превышать расстояние максимального сближения для

случая лобового столкновения иона, имеющего энергию Е

, с атомом А.

Эффект этот очень интересен и важен, поскольку он приводит к сущест-

венному изменению всех параметров, характеризующих ионно-атомные

взаимодействия (должны измениться угол рассеяния иона, потери энер-

гии и т. д.), по сравнению с ситуацией, когда корреляцией между отдель-

170

ными парными соударениями можно пренебречь. Очевидно, что такая

корреляция столкновений происходит, если ион провзаимодействует в

процессе движения к оси цепочки с достаточно большим числом атомов.

В этом случае можно рассматривать рассеяние не на потенциале каждого

атома, а на усредненном потенциале всех атомов цепочки U(ρ).

Рис. 3.34. Взаимодействие ионов с упорядоченными структурами:

а – с цепочкой атомов; б – с монокристаллом

Ион, подлетающий к цепочке атомов под углом ψ, меньшим, чем кри-

тический ψ

, вместо того, чтобы испытать сильное рассеяние, отражается

от нее под тем же углом ψ. При этом он не может приблизиться к оси

атомного ряда на расстояние, меньшее, чем параметр экранирования а.

Подробное рассмотрение может быть проведено также для рассеяния

иона на какой-либо плоскости, заполненной атомами. При достаточно

малых углах скольжения, когда энергия поперечного движения иона ма-

ла по сравнению с усредненным потенциалом взаимодействия с такой

плоскостью, ион отражается от нее, не испытывая близких взаимодейст-

вий с атомами.

Для этого рассмотрим рис. 3.34, б. На нем показан участок кристалла,

поверхность которого совпадает с низкоиндицированной кристаллогра-

фической плоскостью. Из вакуума на кристалл падает пучок ионов, па-

раллельный плотноупакованным рядам атомов. При пересечении по-

верхности кристалла направление движения ионов в общем случае изме-

няется, причем все ионы можно условно разделить на три группы. Ионы