Электронное торможение

Процессы электронного торможения долгое время не являлись объектом специальных фундаментальных исследова­ний, а изучались лишь побочно или же при решении узких технических задач. В связи с этим на сегодняшний день существует несколько подходов или эмпирических формул. В области высоких энергий и скоростей ионов обычно считают справедливой теорию Бете.Длянизких энергий было показано, что сечение электронного торможения пропорционально скорости ионов, то есть — корню квадратному из их энергии:

, (2.11)

, (2.12)

где –– безразмерная постоянная того же порядка, что и .

Используя рассчитанные значения и , согласно выражению (2.2) можно вычислить пробег иона. Первые теоретические расчеты для ионной имплантации были выполнены в рамках теории ЛШШ.С помощью этой теории можно, в частности, оценить разброс пробегов :

, (2.13)

где — константа, равная 1 или 2 в зависимости от величи­ны переданной при столкновении энергии, и –– соответственно массы иона и атома мишени.

Практический интерес для экспериментального исследования представляют значение проекции пробега на направление падающих ионов — средний проецированный пробег , а также стандартное среднеквадратичное отклонение от этого пробега .Для их расчета необходимо решить интегральные и дифференциальные уравнения теории ЛШШ. В свою очередь, распределение пробегов имплантиро­ванных ионов связано с дозой облучения следующим образом:

. (2.14)

Это уравнение носит приближенный характер и не учитывает конечных размеров мишени, а также наличия обратно-рассеянных ионов, число которых может быть оценено методом Монте-Карло. Если при расчете пробегов учитывать моменты более высоких порядков, то кривая распределения пробегов приобретает сложный вид. В имеющихся функциях распределения ионов, как правило, также не принимаются во внимание эффекты каналирования и диффузии, результатом чего могут быть существенные различия между расчетными и экспериментальными величинами и .

В целом для строгого количественного описания профилей распределения имплантированной примеси обычно ис­пользуют три основных подхода: математическое моделирование процессов прохождения ионов в веществе методом Монте-Карло; численное решение транспортного уравнения Больцмана; метод моментов распределений, исходной точкой которого также является уравнение Больцмана.

Имеющиеся справочные данные, таблицы и расчетные программы не охватывают все встречающихся на практике комбинаций ион - мишень. Предполагается, что полные потери энергии и квадратичный разброс потерь энергии в много­компонентной мишени аддитивны, а решение транспортного уравнения может быть получено в квадратурах; формула сложения средних проецированных пробегов при этом приобретает следующий вид:

,(2.15)

где –– средний проецированный пробег ионов в веществе, cсостоящий из атомов двух элементов, атомная плотность которого ; и –– пробеги в простых веществах, состоящих из атомов первого и второго типа с атомными плотностями и соответственно. Тогда для относительного среднеквадратичного разброса имплантированных ионов в объеме мишени получим:

, (2.16)

где и –– относительный разброс пробегов в мишенях, состоящих из атомов первого и второго типа соответственно (величины и от плотности мишени не зависят).

Необходимо отметить, что основным недостатком почти всех теоретических описаний процесса ионной имплантации является их справедливость лишь для аморфных мишеней.

Пробеги же в реальных веществах отличаются от расчетных вследствие возможного каналирования внедряемых частиц, явлений радиационно-стимулированной диффузии и т.п. В силу указанных выше причин существует необходимость проведения экспериментальных исследований с целью определения реальных профилей распределения внедренных ионов. Для этой цели чаще всего используются методы резерфордовского обратного рассеяния, ядерных реакций, вторичной ионной масс-спектроскопии и некоторые другие. Сравнение с экспериментальными данными позволяет моделировать вторичные процессы, протекающие во время и после ионной бомбардировки (включая диффузию вне­дренной примеси), а также получать важную информацию о деталях структуры ионно-имплантированного слоя.

Обработка поверхности твердого тела пучками заряженных частиц, начиная со сверхпрочных кристаллов природного алмаза и кончая эластичными природными или синтезированными высокомолекулярными соединениями, открывает широкие возможности по управлению их электрическими, оптическими, а также трибологическими свойствами. Характер и последствия ионно-лучевого воздействия на материал мишени зависят как от природы вещества, так и от типа излучения, мощности, интегрального потока, а также от температуры материала при его облучении. Движение заряженной частицы в твердом теле сопровождается потерей энергии в результате взаимодействия с атомами и электронами мишени. Атомы, испытавшие столкновения с налетающей частицей, будут смещаться из своих положений в случае, когда энергия возбуждения превышает энергию связи атома в материале. При малой плотности атомных столкновений число смещенных атомов будет пропорционально количеству энергии, переданной атомам мишени в упругих столкновениях. В ходе электронного торможения частицы в твердом теле происходит ионизация близлежащих к траектории атомов мишени с образованием ионов и электронов, причем некоторая часть электронов имеет энергию, достаточную для выхода за пределы трека имплантируемого иона. Вместе с тем испытавшие соударения атомы могут также перейти в возбужденное состояние. Температура области трека определяется конкурирующими процессами передачи атомам мишени энергии возбужденной подсистемы электронов посредством электрон-фононного взаимодействия и отвода тепла в окружающую матрицу. Свидетельством достижения высоких температур в области движения частицы могут служить экспериментальные результаты по распылению мишени высокоэнергетическими ионами, когда энергия распыленных атомов мишени соответствует температуре 3500 К. Локальный разогрев вдоль пути прохождения высокоэнергетической частицы, а затем быстрое охлаждение вызывают образование нарушенных областей вдоль траектории движения частицы, т.е.скрытых (латентных) треков. Интенсивность дефектообразования в треках, согласно этой модели, должна зависеть от теплофизических характе­ристик облучаемого материала, а также от величин элек­трон-фононного взаимодействия.

Концентрацию дефектов в условиях отсутствия отжига мишени в общем случае (без детализации природы дефектов) можно оценить по следующему уравнению:

, (2.17)

где –– атомная плотность, –– энергия смещения частицы, –– доза, –– энергия, выделяющаяся в мишени на единицу пути.

Проведенные исследования имплантации при низких температурах показали, что не более 30 % пар сохраняются после заключительных стадий каскадного процесса. Радиационные эффекты, связанные с повреждениями структуры материала в результате электронных и ядерных взаимодействий, переводят его в неравновесное термодинамическое состояние, сохраняющееся достаточно долго после прекращения облучения.

Забыстро протекающими процессами первичного радиационного воздействия следуют относительно медленные термически активируемые процессы релаксации. Взаимодействие первичных дефектов между собой и с внедренными атомами приводит к образованию кластеров и других видов дефектов. Многообразие типов и форм вторичных дефектов в облученном веществе отражает как сложный характер процессов релаксации при переходе системы к минимуму свободной энергии, так и неравномерность пространственного разупорядочения структуры, которая заложена в самом характере взаимодействия ускоренных ионов с веществом.