В последние годы все более возрастает интерес к явлениям, наблюдающимся при ионной бомбардировке твердого тела. Детальное изучение этих явлений стало возможным благодаря развитию принципиально новых методов исследования, позволяющих определять состав и структуру поверхности твердых тел. Такие методы основаны на исследовании масс-спектров, а также энергетических и пространственных распределений вторичных частиц, возникающих при электронной или ионной бомбардировке твердых тел. К ним относятся масс-спектромет-рия вторичных ионов, электронная и ионная оже-спектрометрия, оптическая спектрометрия возбужденных частиц и др. [I ]. Однако, в настоящее время с помощью указанных методов не всегда удается получить количественные данные о составе и структуре поверхности. Это связано, в частности, с тем, что ряд особенностей эмиссии вторичных частиц при ионной бомбардировке твердого тела пока еще не изучен. Например, не исследовано достаточно подробно пространственное распределение ионов, рассеянных поликристаллом, мало изучено, что происходит с ионно-индуцированной эмиссией нейтральных и заряженных частиц при фазовых переходах первого ж второго рода в твердом теле. Ответы на эти вопросы помогли бы лучше понять природзу процессов, происходящих при ионной бомбардировке, и способствовали бы дальнейшему развитию методов анализа поверхности с применением ионных пучков.
Цель работы. В данной работе была поставлена задача исследовать аномалии эмиссии вторичных частиц лри фазовых переходах первого и второго рода в твердом теле и аномалии пространственных распределений ионов, рассеянных поликристаллом. Такие аномалии не учитываются в современных методах анализа поверхности с помощью ионных пучков, что приводит к ошибкам при определении состава поверхности твердого тела. Кроме того, изучение эмиссии вторичных частиц при ионной бомбардировке в экстремальных условиях (например, при фазовых переходах) позволяет глубже понять физику взаимодействия атомных частиц в твердом теле.
Удобными объектами для изучения эмиссии вторичных частиц при фазовых превращениях являются: кобальт, решетка которого перестраивается из гексагональной плотноупакованной в гранецентрированную кубическую при температуре 420 °C (фазовый переход I рода) и никель, претерпевающий магнитный фазовый переход при температуре 360 °C (переход П рода). Для этих веществ в настоящей работе ставилась задача изучить температурные зависимости и пространственные распределения атомов, ионов и, в ряде случаев, фотонов, выходящих при ионной бомбардировке .
Кроме того, представляло интерес экспериментально проверить аномалию пространственного распределения медленных щелочных ионов, рассеянных поверхностью поликристалла, обнаруженную ранее при численном моделировании.
Научная новизна. В диссертационной работе впервые;
1. Исследовано влияние структурного перехода в кобальте на распыление в условиях, при которых бомбардировка монокристалла кобальта ионами инертных газов не оказывает существенного влияния на кинетику полиморфного превращения. Установлено, что коэффициент распыления монокристалла кобальта в этом случае резко возрастает при переходе монокристалла из гексагональной в кубическую модификацию.
2. Изучено влияние полиморфного о (- р перехода в монокристалле кобальта на пространственные распределения вторичных ионов. Установлено соответствие симметрии пространственных распределений симметрии кристаллической решетки до и после перехода.
3. Обнаружено, что выход вторичных ионов резко возрастает при вС — р переходе. Величина скачка не зависит от массы бомбардирующих ионов.
4. Установлено влияние фазового состава поликристалла кобальта на величину изменения вторичной ионной эмиссии (ВИЭ) при полиморфном превращении.
5. Выявлен аномальный характер поведения ионно-фотонной эмиссии поликристалла никеля в окрестности точки Кюри.
6. Экспериментально обнаружена анизотропия азимутального распределения медленных щелочных ионов, рассеянных поверхностными атомами поликристалла серебра.
Практическая ценность. I. Создана сверхвысоковакуумная установка с сепарацией первичного пучка ионов по массам, позволяющая проводить масс-спетрометрические исследования вторичной ионной эмиссии, газового захвата, газовыделения и др.
2. Результаты исследования вторичной ионной эмиссии кобальта и никеля важны для развития количественного анализа состава поверхности с помощью вторичных ионов.
3. Обнаруженная анизотропия пространственного (по азимутальному углу) распределения медленных щелочных ионов, рассеянных поверхностью поликристалла, должна учитываться при количественном анализе состава поверхности методом спектрометрии рассеянных ионов.
Защищаемые положения. I. При полиморфном ^ - уб переходе в монокристалле кобальта коэффициент распыления ионами 4г+с энергией 10 кэВ резко возрастает в 1,7 раз.
2. ШЭ грани (0001) монокристалла С0 при бомбардировке нормально падающими ионами неона и аргона с энергией 4 и 8 кэВ и криптона с энергией 8 кэВ резко возрастает при о (- у3 переходе ~ 30 $. При бомбардировке грани (0001) С0 ионами криптона с энергией 4 и 8 кэВ, падающими под углом 12° с нормалью к поверхности, ВИЭ монокристалла С0 резко падает ~ на 15 $ при полиморфном превращении.
3. Изменение ВИЗ при? — ¡-Ъ переходе в монокристалле Со практически не зависит от массы бомбардирующих ионов благородных газов А/е } Аг, Кг).
4. Величина изменения ВИЗ поликристалла кобальта при полиморфном превращении зависит от фазового состава образца.
5. Ионно-фотонная эмиссия никеля в окрестности точки Кюри имеет максимумвыход фотонов в парамагнитном состоянии больше, чем в ферромагнитном.
6. Пространственное распределение медленных щелочных ионов, рассеянных поликристаллом серебра, имеет аномалию (минимум в плоскости падения ионного пучка, для углов рассеяния? 70°).
Апробация тботы. Материалы диссертации докладывались на Республиканском совещании «Диагностика поверхности ионными пучками», Запорожье, 1983 г.- Всесоюзном семинаре по вторичной ионной и ион-но-фотонной эмиссии, Харьков, 1983 г.- IX Международном вакуумном конгрессе, Мадрид, 1983 г.- Всесоюзной школе по физике поверхности, Ташкент, 1983 г. Основные результаты диссертации обсуждались на научных семинарах физического факультета МГУ и отражены в семи печатных работах.
Объем и структура работы. Диссертационная работа состоит из введения, пяти глав, выводов и списка литературы из 109 наименований.
— 125 -ВЫВОДЫ.
1.Создана сверхвысоковакуумная установка для исследования процессов, происходящих при ионной бомбардировке твердых тел методом масс-спектрометрии вторичных ионов.
2. Установлено соответствие симметрии азимутальных распределений вторичных ионов монокристалла кобальта симметрии бомбардируемой грани до и после перехода. В области существования одной из фаз монокристалла Со анизотропия азимутального распределения ВИЗ практически не зависит от температуры (для р фазы плоть до 500°С).
3. Найдены условия, при которых бомбардировка монокристалла кобальта ионами инертных газов не оказывает существенного влияния на кинетику полиморфного превращения. Установлено, что коэффициент распыления монокристалла кобальта резко возрастает в 1,7 раз при -/3 переходе, что хорошо согласуется с теоретической оценкой изменения распыления при переходе кристалла из гексагональной в кубическую модификацию.
4. Обнаружено, что при бомбардировке грани (0001) монокристалла кобальта нормально падающими ионами благородных газов выход вторичных ионов резко возрастает при с (- /3 переходе ^ на 30 $, а при бомбардировке под углом 12° с нормалью к поверхности — резко уменьшается на <^15 $.
5. Показано, что изменение ВИЗ при ^ - (Ь переходе в монокристалле кобальта практически не зависит от массы бомбардирующих ионов благородных газов.
6. Установлено, что величина изменения ВИЗ поликристалла кобальта при полиморфном превращении зависит от фазового состава образца.
7. Исследование азимутальных распределений выхода примесных ионов калия и кальция из монокристалла кобальта не выявило какой-либо повторяющейся регулярной картины пространственного распределения.
8. Выявлен аномальный характер поведения ионно-фотонной эмиссии поликристалла никеля в окрестности точки Кюри.
9. Экспериментально обнаружена анизотропия пространственного распределения медленных щелочных ионов, рассеянных поверхностными атомами поликристалла серебра. Эта аномалия пространственного распределения медленных щелочных ионов, согласно численному расчету на ЭВМ, объясняется анизотропией выхода многократно рассеянных частиц.
В заключение, считаю своим приятным долгом выразить глубокую благодарность и самую искреннюю признательность Вере Евгеньевне Юрасовой и В. С. Чернышу за предложенную тему, большое внимание и помощь, оказанные мне при выполнении данной работы.
Выражаю искреннюю благодарность Д. Д. Груичу, М. В. Кувакину,.
Л.Б.Шелякину, В. Й. Бачурину, М. А. Тухтаеву, С. Ф. Белых, С. П. Линнику и М. А. Андронову за практические советы, поддержку и большую помощь, оказанные при проведении настоящих исследований.
Приношу свою самую искреннюю признательность Т. Е. Андреевой и Ю. А. Мшгокову за большую помощь, оказанную при оформлении диссертации.
Заключение
.
I. При полиморфном е* - р переходе в монокристалле кобальта коэффициент распыления ионаш, А Г *, падающими вдоль канала ^ 0001 > с энергией 10 кэВ резко возрастает в 1,7 раз, что хорошо согласуется с теоретической оценкой.
2. При небольших энергиях бомбардирующих частиц, когда размер нарушенной области значительно меньше критической области мар-тенситного превращения, ионная бомбардировка не оказывает существенного влияния на кинетику фазового перехода.
ГЛАВА 3. ОСОБЕННОСТИ ТЕМПЕРАТУРНОЙ И УГЛОВОЙ ЗАВИСИМОСТИ ВТОРИЧНОЙ ИОННОЙ ЭМИССИИ КОБАЛЬТА ПРИ ПОЛИМОРФНОМ ПРЕВРАЩЕНИИ.
§ 3.1. Описание экспериментальной установки.
Экспериментальная аппаратура, предназначенная для исследования вторичной ионной эмиссии, должна удовлетворять ряду весьма высоких требований [ 53. Поскольку на вторичную ионную эмиссию (ВИЭ) сильное влияние оказывает адсорбция молекул остаточных газов, то для получения атомно-чистой поверхности исследуемых образцов, необходимо поддерживать сверхвысокий вакуум.
Использование для откачки паромасляных насосов приводит к присутствию в откачиваемом объеме паров масел и, как следствие, к образованию углеводородных пленок на поверхности образцов. На это указывает высокий фон углеводородных пиков в масс-спектре вторичных ионов. Для предотвращения образования углеводородных пленок на поверхности мишени, необходимо применять безмасляную откачку.
В связи с тем, что давление рабочего газа в разрядной каме.
Я 4 ре большинства ионных источников составляет 10 ° - 10 Topp, а в камере образца, по причинам упомянутым выше, давление остаточп ных газов должно быть не выше 10 Topp, нужно использовать дифференциальную откачку. При исследовании ВИЭ чистых металлов необходимо бомбардировать образцы ионами благородных газов, не реагирующими химически с атомами исследуемого образца.
Ионный пучок должен быть разделен по массам, хорошо сфокусирован и высокостабилен по энергии и току.
Исходя из этих требований, для проведения исследований закономерности вторичной ионной эмиссии была создана экспериментальная установка, рассчитанная на энергии ионов от 3 до 20 кэВ.
Общий вид установки и схема ее вакуумной части представлены на рис. II (а),(б),(в). Блок-схема управления установкой и измерительного тракта представлена на рис. II (г).
В состав установки входит: источник ионовлиния формирования и разделения пучка ионов по массамсверхвысоковакуумная камера образцасредства откачкиприборная часть.
Вакуумная система установки построена по принципу дифференс циальной откачки для обеспечения перепада давлений от 10 Topp в источнике ионов до 8*1СГ^ Topp в камере образца.
3.I.I. Источник ионов.
В качестве источника ионов выбран дуоплазматрон с горячим катодом, который позволяет получать пучки ионов с высокой плотностью тока и малым разбросом по энергиям [7,79 3. Схема дуоплазматрона вместе с вытягивающим электродом и одиночной линзой приведена на рис. 12. Ионы вытягиваются из источника по оси системы из плазмы дуги низкого давления через диафрагму анода диаметром 0,6 мм. Разряд горит между катодом (I) и анодом (3). Для увеличения концентрации ионов перед анодной диафрагмой диаметром 0,6 мм используется двойное контрагирование в электрическом и магнитном поле. Для электрического контрагирования применяется конический промежуточный электрод (2), для магнитного — сильное аксиальное поле, создаваемое магнитной линзой, полюсными наконечниками которой являются промежуточный электрод (2) и анод (3), изготовленные из магни-томягкой стали армко.
При использовании в качестве рабочего газа неона дуоплазматрон позволяет получать ток пучка первичных ионов равный 1=0,5мА, при токе разряда 1р = 0,5 А, напряжении разряда Up = 70 В, вытягивающем напряжении Ыь = 10 кэВ. Давление рабочего газа в источ.
Рис. II. Общий вид установки: а) вакуумная часть, б) пульт управления и регистрации.
Рис.П (в). Схема вакуумной части установки.
I — дуоплазматрон, 2 — одиночные линзы, 3 — диффузионный насос, Н0РД-100, Н0РД-250, 4 — затворы, 5-цеолито-вый насос, 6-крионасос, 7нугассспектрометр ШС-2А, 8-лампа МИ-Х2, 9-электромагнит, камера сепарации, Ю-микронатекатель, П-баллон с рабочим газом, 12-фор-баллон, 13-азотная ловушка, 14-электромагнитный клапан, 15-форвакуумный. насос, 16 — сильфоны, 17-заслонка, 18-азотная ловушка, 19-окно, 20-манипулятор.
ИКТОЧННА ионов м"гс-спект ронетр блоки питания вакуумных насос оь. контроль ьлкуума • автоматика и защита.
Рис.
II (г).Блок-схема питания, управления и измерительного тракта установки.
Рис, 12. Схема дуоплазматрона. I — катод, 2 — промежуточный электрод, 3 — анод, 4 — контакты катушки электромагнита, 5 — электромагнит, б — подача рабочего газа, 7 — водяное охлаждение, 7 — катодный фланец, 9 — изолятор, 10 — вытягивающий электрод, II — одиночная линза, 12- высоковольтный металло-керамический ввод, 13-окно, 14,15 — фланцы, 16 — корпуе переходника. о нике ионов = 5*10 Topp.
Дуоплазматрон через изолятор из капролактана (9) присоединяется к фланцу переходника (16). С другой стороны изолятора (9) соосно с анодной диафрагмой крепятся вытягивающий электрод (10) и электростатическая одиночная линза (II). Высокое напряжение подается на средний электрод линзы (II) через высоковольтный метал-ло-керамический вакуумный ввод (12). Окно (13) служит для визуального наблюдения фокусировки пучка ионов. К фланцу (14) пристыковывается оптически прозрачный вакуумный затвор (4) рис. П (в) с уплотнением из витона, отсекающий от остальной линии пучка переходник с одиночной линзой и источником ионов.
Источник ионов откачивается диффузионным масляным насосом, который через сильфон пристыковывается к фланцу (15) переходника (16). Для того, чтобы максимально снизить парциальное давление паров масла в диффузионный насос (3) (рис.- II (в)) залит полифенило-вцй эфир 5Ф4Э, давление насыщенных паров которого Р ~ IGT*® Topp. Диффузионный насос соединяется с откачиваемым объемом через водяную и азотную (18) ловушки. Предварительное разрежение в источнио ке ионов и на выходе диффузионного насоса до давления 5*10 Topp создается форвакуумным насосом ВН-2 (15). Для предотвращения попадания в откачиваемый объем паров форвакуумного масла и отравления ими полифенилового эфира форвакуумный насос соединяется с диффузионным через азотную ловушку (13). Давление остаточных газов в переходнике (16) (рис.12), несмотря на отсутствие байпасной откачки источника ионов, не превышает I-I0 1 Topp.
3.1.2. Линия формирования пучка.
Для разделения первичного пучка ионов по массам в установке использован 90° электромагнит с двойной фокусировкой от массспектрометра МИ-1201. Радиус средней траектории ионов 200 мм. Большой радиус средней траектории и малый зазор междзу полюсами магнита (К = II мм) сильно ограничивают ток пучка на образец при данном ускоряющем напряжении Uy. Для увеличение тока пучка ионов, после его сепарации по массам, на входе и выходе электромагнита (9) установлены электростатические одиночные линзы (2) (см. рис. И (в)). Это позволяет на порядок увеличить максимальный ток на образец при данном Uy. Для удобства сборки линии пучка и юстировки электростатических линз отдельные части линии пучка и электромагнит установлены на специальных подвижных столиках, прикрепленных к единой жесткой платформе. Все детали линии пучка изготовлены из нержавеющей стали марки XI8HI0T. Подвижные детали соединяются между собой сильфонами. Уплотнение осуществляется фланцевыми соединениями с медными прокладками. Линия пучка соединяется с рабочей камерой через сильфон (16) (рис. П (в)) и отсекается от нее сверхвысоковакуумным затвором (4). Вакуумный промежуток между затворами (4), включающий переходники с линзами (2) и камеру сепарации (9), откачивается электроразрядным насосом НОРД-ЮО. Давление о остаточных газов в этой части установки не превышает 5"I0~° Topp. Предварительное разрежение создается сорбционным насосом.
Диаметр пучка ионов на образце равен 2 мм. Он определяется установленным на входе в рабочую камеру коллиматором, образованным двумя диафрагмами диаметром 1,5 мм и расположенными на расстоянии 120 мм друг от друга. Первая диафрагма коллиматора одновременно является и вакуумной диафрагмой, разделяющей объем линии пучка и объем рабочей камеры. Угловая расходимость пучка ионов 1,5°.
Зависимость тока ионов на мишень от энергии ионов, при использовании в качестве рабочего газа неона представлена на рис. 13. т 1.
Рис. 13. Зависимость тока пучка первичных ионов л/е + на мишень от ускоряющего напряжения.
С увеличением энергии ток на мишень резко возрастает, а при энергии 10 кэВ составляет 3 мА.
3.1,3. Камера образца и средства откачки.
Камера экспериментальной установки представляет собой цилиндр из нержавеющей стали марки II8HI0T. Внутренний диаметр камеры par вен 232 мм, высота — 300 мм. К боковой поверхности рабочей камеры приварены патрубки с фланцами. На фланцах рабочей камеры крепятся манипулятор образца (20) рис. 1Kb) и датчик ШС-2А (7) массспект-рометра АЩЩ-1, а также плоскопараллельное стеклянное окно, необходимое для визуального наблюдения. Ось рабочей камеры расположена вертикально.
При помощи фланцевого соединения рабочая камера состыкована с титановым сублимационным насосом (16), представляющим собой цилиндр из нержавеющей стали с двойными стенками, в пространство между которыми заливается жидкий азот. Внутренний диаметр насоса равен 190 мм. Ось его также расположена вертикально. На внутреннюю поверхность насоса термическим напылением наносится слой титана, обладающего высокими геттерными свойствами. Для напыления титана используется титановая проволока диаметром 2 мм, через коQ торую пропускается ток 60 А. Напыление титана при P=I0 Topp осуществляется в течение 2-х минут через каждые 40−60 минут. Во время напыления титана на стенки сублимационного насоса, объем рабочей камеры отсекается от объема сублимационного насоса заслонкой (17), для того, чтобы титан не попадал на детали рабочей камеры и поверхность исследуемого образца.
Сублимационный насос установлен непосредственно на выходном фланце насоса «Н0РД-250», что обеспечивает наибольшую скорость откачки. о.
Предварительное разрежение в системе до давления Р ~ 10 ° Topp создается двумя цеолитовыми насосами (5), которые соединены с откачиваемым объемом при помощи прогреваемого высоковакуумного вентиля ДУ-25.
Во всех фланцевых соединениях для уплотнения используются медные прокладки.
После прогрева при 200 °C в течение 3*4 часов в камере образца Я достигается давление остаточных газов 2−10 * Topp, а с использованием титанового сублимационного насоса — 8"КГ*®Topp. Давление измеряется вакууметром ВИ-14 с ионизационной лампой МИ-12. Горизонтальное сечение рабочей камеры показано на рис. 14(а).
3.1.4. Манипулятор образца.
Манипулятор позволяет совершать перемещения образца на -10мм с точностью 0,05 мм по трем осям декартовых координат и осуществлять поворот вокруг одной оси на 360° с точностью 6 '. Высокая точность перемещения достигается использованием микрометрических винтов. Манипулятор может прогреваться до 400 °C, при этом микрометрические головки необходимо снимать. Ввод вращения и линейные перемещения осуществляются при помощи сильфонов. Общий вид манипулятора показан на рис, 14(6). К фланцу манипулятора приварено пять одноштырьковых и один четырехштырьковый металло-керамический токовод. Маяипулятор снабжен нагревателем (2) (рис. 14(а)), позволяющим нагревать образец до температуры 600 °C. Нагреватель представляет собой катушку из нержавеющей стали диаметром 25 мм, на боковую поверхность которой навит коаксиальный провод, средняя жила которого изолирована от экрана керамическим порошком. Сопротивление изоляции не менее 15 Мом.
К торцу нагревателя при помощи крыжи из тантала толщиной.
Рис. 14(а). Схема рабочей камеры.
I — образец, 2-нагреватель, 3 — керамический изолятор, 4-корпус рабочей камеры, 5 — термопара, 6-металло-керамический токоввод, 7-машшулятор, 8-энергофильтр, 9-корпус масс-спектрометра ММС-2А, 10-камера вторично-электронного умножителя.
Рис. 14(6). Общий вид сверхвыс оковакуумн ого манипулятора образца.
Рис. 14(в). Схема проведения эксперимента.
0,5 мм тремя молибденовыми винтами крепятся образцы (I) в виде дисков диаметром 10 мм и толщиной 1−2 мм.
Нагреватель через керамические шайбы, служащие для тепловой развязки, крепится к оси манипулятора.
Для электрической изоляции образца от корпуса прибора, необходимой для контроля тока пучка ионов на мишень, в ось манипулятора при помощи цанговых зажимов врезана керамическая втулка (3),.
3.1.5, Система регистрации вторичных ионов.
Масс-анализ вторичных ионов в настоящей установке проводится при помощи монопольного масс-спектрометра ММС-2А — датчика анализатора парциальных давлений АПДМ-1.
Впервые вопрос о возможности применения монопольного масс-анализатора для исследования вторичной ионной эмиссии подробно рассмотрен в С 3 ]. Теоретический анализ показал, что изменение энергии ионов в среднем на 30 $ приводит к снижению разрешения на 5 $. В этой же работе описан разработанный ее авторами прибор с монопольным масс-фильтром и приведены масс-спектры, полученные с помощью различных спектрометров. Теоретический анализ и экспериментальная проверка полученного результата позволяет авторам [5] сделать вывод о возможности применения монопольного масс-спектрометра для исследования вторичной ионной эмиссии. о.
Вторичные ионы, распыленные в телесном угле 10 ср после прохождения через энергофильтр и масс-спектрометр ШС-2А попадали в каналовый электронный умножитель ВЭУ-6, далее сигнал пропадал в предусилитель электрометрического усилителя УЭ-1 и, после усиления в УЭ-1, регистрировался на экране электронно-лучевой трубки и одновременно записывался на диаграммной ленте автоматического потенциометра КСП-4. Блок-схема измерительного тракта и управленда установкой приведены на рис. II (г).
Используемый в настоящей работе плоскопараллельный энергофильтр подробно описан в [85]. Фильтр существенно снижает уровень шумов, поскольку не пропускает высокоэнергетичные рассеянные ионы, нейтральные атомы, электроны и фотоны.
Анализатор парциальных давлений АЩЭД-1 настроен на диапазон энергий анализируемых ионов от 20 до 60 эВ. Имеется два диапазона масс от I до 200 а.е.м. и от I до 400 а.е.м. Разрешение M/a M = 200.
§ 3,2. Методика проведения измерений.
Дяя проведения исследований были подготовлены образцы поли-и монокристалла кобальта чистотой 99,99%. Перед началом измерений образцы механически полировались с последовательным уменьшением размеров зерна до 0,5 мкм, а затем проводилась электрополировка кристаллов в растворе Нг$ 0ч в дистиллированной воде. На поверхность монокристалла Со при помощи рентгеноструктурного анализа была выведена грань (0001). В вакуумной камере проводилась очистка поверхностей образцов прогревом при температуре 600 °C с одновременной бомбардировкой пучком ионов благородного газа в течение 1,5*2 часов. В результате такой очистки интенсивность выхода вторичных ионов 59Со+ существенно уменьшалась, а в интервале температур от 50°0 до 400 °C, не включающем температуру фазового перехода, оставалась практически постоянной. Это говорит о том, что после очистки происходило резкое уменьшение концентрации кислородосодержащих соединений и углеродных пленок и количество загрязнений, влияющих на выход положительных вторичных ионов, в процессе измерений затем практически не менялось. При охлаждении и нагреве через каждые 50° записывался масс-спектр вторичных ионов, тем самым осуществлялся контроль за состоянием поверхности.
При снятии азимутальных распределений и температурной зависимости выхода вторичных ионов пик соответствующего элемента записывался не менее пяти раз. Нормированные на максимальное значение температурные зависимости 1+(Т) выхода вторичных ионов строились по высоте пика исследуемого элемента. Кадцая точка этой зависимости определялась с ошибкой -3 $. Шаг по температуре был переменным и изменялся от 50° вдали от температуры полиморфного превращения до 10° вблизи этой температуры. Азимутальные распределения ВИЗ снимались при вращении монокристалла вокруг нормально падающего на поверхность образца пучка первичных ионов. Образцы могли прогреваться до Т = 600 °C. Регулировка температуры проводилась с помощью электронного регулятора температуры с точностью I%. Температура контролировалась с помощью хромель-копелевой термопары, приваренной к держателю образца.
Сверхвысокий безмасляный вакуум в рабочей камере обеспечивался сочетанием сорбционных, электроразрядного и титанового сублимационных насосов. После прогрева при Т=200°С в течение 3−4 часов в камере образца достигалось давление остаточных газов 8*10~^Торр. При включении источника ионов давление в камере образца увеличиваа лось за счет натекания рабочего газа 4*8"НГ*Торр.
Бомбардировка мишеней осуществлялась ионами Кг4 с энергией 4 и 8 кэВ. Плотность тока первичного пучка в зависимости от энергии и сорта бомбардирующих ионов менялась от 15 до р
50 мкД/см. Пучок ионов падал по нормали к поверхности образца и под углом — 12°. Угол отсчитывался от нормали к поверхности мишени. Схема эксперимента представлена на рис. 14(в).
В качестве примера на рис. 15(а) представлен масс-спектр нержавеющей стали марки Х18Н10Т, а на рис. 15(6) масс-спектр поликристалла Со .
Г ¦ i 1 11 i-: I * i j f 1 • i ! ! ' '. t — i 1- о 1 С л • i 1. 1, i! i i ¦. — i ¦ • • t • •, i ¦: t: i i 11: i ' ! —. (, .
• | i • ! !: 11: ¦• ! • i — ' 4. .,. — |. .-: ¦ - s • ?1: ]. i T '?-T-" j7 «к» * fv, 1 i ^ • ! i L i. i. '. — |: ? i. .. , i ! ¦ -: ¦ j — О о. 0 1: i: •: a: ¦j 1.
Рис. 15. Масс-спектр а) нержавеющей стали марки XI8HI0T, 4 кэВ XI8HI0T, Р = ДЖТ^Торр, б) поликристалла кобальта, 8 кэВ Со Р ± 8. ДГ9 Topp.
§ 3.3. Влияние полиморфного превращения в монокристалле кобальта на пространственные распределения ВИЗ.
В работах В. Е. Юрасовой и В. М. Буханова [96] была впервые обнаружена анизотропия углового распределения вторичных ионов и было выявлено совпадение пространственных распределений вторичных ионов (при нормальном и наклнном падении первичного пучка) и распределении нейтральных распыленных частиц. Изменение структуры при полиморфном превращении в монокристалле Со должно сказаться и на пространственных распределениях вторичных ионов. Поэтому при изучении ВИЗ монокристалла кобальта при полиморфном превращении в настоящей работе прежде всего исследовалось пространственное распределение вторичных ионов. Результат измерения зависимости выхода вторичных ионов Со от азимутального угла представлен на рис. 16. Из рисунка видно, что характер азимутальных распределений соответствует симметрии распыляемой грани. Действительно, при распылении грани (0001) монокристалла Со, когда температура образца Т < 420 °C, в азимутальном распределении выхода вторичных ионов наблюдается 6 максимумов, одинаковых по величине и имеющих одинаковую угловую ширину. В работе [87] показано, что преимущественный выход распыленных частиц при распылении монокристаллов с ГПУ решеткой наблюдается, в основном, вдоль направлений типа <2203>, составляющих угол ^ - 32° с нормалью к поверхности образца. Характер азимутальных распределений изменяется при переходе монокристалла в фазу. Как уже говорилось, при этом переходе грань (0001)Со перестраивается в грань (III), и вместо шести направлений <2203> преимущественного распыления появляются чередующиеся друг за другом через каждые 60° три направления <110> (V = 35°) и три направления (V = 55°). При.
Рис. 16. Азимутальные распределения выхода вторичных ионов59Со* при бомбардировке 1-грани (0001) и 2-грани (1ГЦ монокристалла Со падающими по нормали к поверхности ионами д/е+ с энергией 8 кэВ.
Рис. 17. Масс-спектр монокристалла Со, 8 кэВ Кг+— (0001)Со, нормальное падение первичных ионов. этом максимум преимущественного распыления в направлении <110> наблюдается при угле = 35°, а в направлении <100> при = 40° [88], угол отсчитывается от нормали к поверхности.
Выход распыленных частиц в направлении <�П0> превышает выход в направлении <100> [89]. сд Л +.
Соответственно, и выход вторичных ионов Со в настоящей работе в направлении <�П0> (1р = 120°, рис. 16, кривая 2) превышает выход ионов 59 С о* в направлении <100> (1р = 60°).
Для характеристики азимутальных распределений целесообразно ввести коэффициент анизотропии К, равный отношению высоты пика ионов Со в максимуме азимутального распределения к высоте пика в минимуме.
В области существования одной из фаз монокристалла кобальта (то есть до и после полиморфного превращения) анизотропия азимутального распределения ВИЗ практически не зависит от температуры (для фазы вплоть до 500°С), При Лпереходе анизотропия азимутального распределения увеличивается скачком: в случае 8 кэВ л/е* -(0001) Со для о (Со у = 1,4- а для ]2> С О у =1,7.
В настоящей работе проводилось также исследование азимутальных распределений выхода примесных ионов калия и кальция из монокристалла кобальта. Однако, какой-либо повторяющейся регулярной картины пространственного распределения выявлено не было.
§ 3.4. Температурная зависимость ВИЗ монокристалла в области полиморфного превращения.
В этом разделе представлены результаты исследования температурной зависимости ВИЗ ГЧ" Г) монокристалла Со. Установлено влияние в".- р перехода на выход вторичных ионов при бомбардировке грани (0001) Со. Характер поведения 1″ ЧТ) и величина изменения выхода вторичных ионов при полиморфном превращении зависит от чистоты поверхности, числа циклов нагрев-охлаждение, дозы облучения, энергии бомбардирующих ионов, угла падения первичного пучка и угла регистрации вторичных ионов.
S.4.I. Влияние числа циклов нагрев-охлаждение на вид 1ЧТ).
Температурная зависимость ВИЭ при бомбардировке грани (0001) монокристалла С 0 ионами Л/е+ с энергией 8 кэВ, падающими по нормали к поверхности приведена на рис. 18. В случае, когда предварительная очистка поверхности мишени не проводилась (рис.18(а)) в первых нескольких циклах нагрев-охлаждение изменение I (Т) происходит следующим образом: I) в интервале температур от 200 до 425 °C при нагреве наблюдается линейное увеличение ВИЭ на~Т7%,.
2) в интервале температур от 425 до 490 °C включающем температуру? — р перехода, происходит резкое возрастание ВИЭ на ~ 43 $,.
3) после этого вплоть до Т = 550 °C ВИЭ монокристалла Со остается постоянной.
При охлаждении образца наблюдается температурный гистерезисвыход вторичных ионов при охлаждении превышает выход при нагреве. Причем при температурах от 350 до 425 °C происходит небольшое увеличение ВИЭ, затем до 350 °C 1*(Т) постоянна, а в интервале от 350 до 325 °C выход ионов резко уменьшается на ~ 12 $, после чего наблюдается небольшое уменьшение ВИЭ. Причем при Т = 200 °C 1″ Ч" Г) при охлаждении превышает 1+ ^Т) при нагреве на 48 $.
С увеличением числа циклов — нагрев охлаждение с одновременной ионной бомбардировкой (что, как показывают масс-спектрометри-ческие исследования приводит к очистке поверхности образца) происходит изменение вида, хотя качественно, поведение остается прежним. Так, (см. рис. 18(6)) в интервале температур
Рис. 18. Температурная зависимость выхода вторичных ионов монокристалла Со при бомбардировке грани (0001) нормально падающими ионами Не* с энергией а, б, в — 8 кэВ, г — 4 кэВ. от 325 до 45&К60°С при нагреве ВИЗ монокристалла С 0 остается постоянной, затем происходит резкое увеличение ^ на 40 $ ВИЗ, причем при Т — 490 °C наблюдается максимум, полуширина которого равна ~ 20 °C, а при Т = 520 °C — минимум, полуширина которого ~ 30 °C. При охлаждении ВИЗ, как и ранее, превышает ВИЗ при нагреве. В интервале температур от 55° до 425 °C (она остается практически постоянной, а в интервале от 425 до 350 °C, включающем температуру уЬ- «Л перехода, происходит резкое уменьшение ВИЗ с грани (0001) Со причем при температурах меньших 350 °C выход вторичных ионов как при нагреве, так и при охлаждении одинаков.
После 10 циклов нагрев-охлаждение вид I* (Т) стабилизируется, максимум при Т ~ 490 °C сглаживается, а минимум при Т = 520 °C исчезает. Величина изменения ВИЗ при Л- ]2> переходе уменьшается до ~ 30 $ (см. рис. 18(в)).
При дальнейших циклах нагрев-охлаждение после резкого увеличения ВИЗ с грани (0001) монокристалла Со при оСр> переходе наблюдалось небольшое уменьшение выхода вторичных ионов (см. рис. 19−20). Известно [90], что вблизи температуры полиморфного превращения наблюдается аномальное поведение ряда свойств металлов, например, пластичности, электропроводности и др. Меняется и диффузионная подвижность атомов. Это приводит к увеличению диффузии атомов объемных примесей к поверхности образца, что может быть причиной наблюдаемого максимума при Т- 430 °C.
Уменьшение его высоты, связано, возможно, с очисткой образца в результате многократных циклов нагрев-охлаждение, одновременной ионной бомбардировкой.
После ~ 20 циклов нагрев-охлаждение с одновременной ионной бомбардировкой, когда доза облучения ионами Л/е достигла Ь =102° ион/см2, при переходе от бомбардировки ионами Л/е* к ионам Аг+ величина изменения ВИЭ при оСр переходе упала с 25 $ при 4 кэВ (0001) Со до 20 $, а затем до 10 $ см. рис.19(а) кривые (I) и (2) соответственно). После отжига в течение двух часов при Т = 600 °C величина изменения ВИЭ восстанавливалась до первоначального значения. В дальнейшем, после каждых пяти циклов нагрев-охлаждение с одновременной ионной бомбардировкой проводился отжиг монокристалла Со при Т = 600 °C в течение двух часов.
3.4.2. Влияние энергии и массы бомбардирующих ионов на величину изменения ВИЭ при оС-р переходе.
Температурная зависимость ВИЭ монокристалла Со исследовалась при бомбардировке грани (0001) ионами //е*, КГ* с энергией 4 и 8 кэВ, падающими по нормали к поверхности (т.е. вдоль канала [0001]). Результаты представлены на рис. 18−19 и в таблице I.
