Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования, 2020, № 7, стр. 104-112

ВВЕДЕНИЕ

В последние годы интерес к эффектам, протекающим при ионной бомбардировке поверхности мишеней, в том числе, к распылению твердых тел ионной бомбардировкой значительно возрос. Это связано с большим числом приложений, в которых распыление при ионной бомбардировке играет заметную роль [1]. Отметим роль процесса распыления в современных методах анализа структуры и элементного состава поверхности: вторичной ионной масс-спектрометрии (ВИМС) и масс-спектрометрии вторичных нейтральных частиц (ВНМС), роль процессов, протекающих при ионной бомбардировке, в разрушении первой стенки реакторов. Также этот интерес обусловлен развитием теоретических моделей и, особенно компьютерного моделирования, которые с успехом описывают наблюдающиеся экспериментально особенности и предсказывают новые закономерности процесса распыления.

Прогресс в исследовании процесса распыления тесно связан с развитием как экспериментальных, так и теоретических работ. При этом роль компьютерного моделирования в выяснении механизмов, определяющих особенности, наблюдаемые в экспериментах по ионной бомбардировке поверхности твердых тел, оказывается весьма значительной. Можно отметить недавние успешные исследования сегрегации [2–6], молекулярно-динамические расчеты распыления монокристаллов и поликристаллов разной структуры и состава [7–9], молекулярно-динамические расчеты взаимодействия кластерных ионов с поверхностью и распыления ионами кластеров [10–12], аналитические и компьютерные расчеты самораспыления [13, 14], аналитические расчеты и моделирование распыления двухкомпонентных мишеней [15–21].

Тем не менее, именно в распылении монокристаллов обнаруживаются особенности, не усредненные по углам вылета, как это случается при исследовании распыления поликристаллов. Картина явления с учетом кристаллической структуры и упорядоченности поверхностного атомного слоя монокристалла на стадии эмиссии атомов с поверхности оказывается наиболее сложной. Поэтому анализ механизмов распыления поверхности монокристаллов представляется наиболее актуальным. Одними из основных вопросов остаются механизмы формирования анизотропии двумерного углового распределения атомов, распыленных с поверхности низкоиндексных граней монокристаллов под действием ионной бомбардировки, в том числе, с разрешением по энергии, и механизмы формирования особенностей распределения распыленных атомов по энергии с разрешением по полярному и азимутальному углам вылета.

К настоящему времени опубликовано большое число исследований анизотропии двумерного углового распределения атомов, распыленных с поверхности низкоиндексных граней монокристалла под действием ионной бомбардировки, являющейся одним из сложных эффектов, отражающих анизотропию структуры поверхности кристаллов. Картина углового распределения распыленных атомов чувствительна к типу облучаемой ионами грани кристалла [22–24]. Очень важным в теории распыления является вопрос, какой механизм является ответственным за формирование особенностей двумерного углового распределения атомов, распыленных с поверхности монокристалла, с разрешением по энергии. В [25–31] представлено обсуждение механизмов фокусировки атомов, распыленных с поверхности низкоиндексных граней монокристалла, по полярному и азимутальному углам, в том числе, с разрешением по энергии.

Для описания формирования особенностей полярного углового распределения распыленных атомов с разрешением по энергии в [26, 32] была предложена классификация распыленных атомов с разделением на сильно блокированные по полярному углу и остальные распыленные атомы. Сильно блокированные распыленные атомы составляют группу распыленных атомов, для которых отклонение по полярному углу в сторону нормали к поверхности вследствие их рассеяния на атомах поверхности велико. Оно больше отклонения в сторону от нормали к поверхности, которое происходит вследствие преломления траектории распыленного атома на плоском потенциальном барьере.

Отметим также ряд важных для настоящей работы результатов исследований. В работе [33] было обнаружено, что при малых энергиях ионов, бомбардирующих поверхность грани (001) Ni, распределение распыленных атомов по полярному углу в каскаде столкновений, пересекающем поверхность, не имеет максимумов вблизи плотноупакованных направлений 〈011〉. При этом в угловом распределении распыленных атомов наблюдались максимумы эмиссии, которые по своей угловой ширине и направлениям формирования соответствовали наблюдаемым пятнам Венера. В [34] было показано, что блокировка траекторий эмитируемых атомов в сторону меньших полярных углов и по азимутальному углу является одним из основных механизмов формирования наблюдаемых пятен Венера.

В расчетах эмиссии атомов с поверхности граней (001) Ni и (111) Ni, в частности, с разрешением по энергии, наблюдались максимумы в двумерном угловом распределении распыленных атомов, которые по своей угловой ширине и направлениям формирования соответствовали экспериментально наблюдаемым максимумам эмиссии – пятнам Венера [26]. Таким образом, формирование экспериментально наблюдаемых пятен Венера в двумерном угловом распределении атомов, распыленных с поверхности монокристалла, оказалось возможным объяснить действием только поверхностного механизма фокусировки. На стадии эмиссии происходит такое значительное перераспределение вылетающих атомов по углам и энергии, что стадия эмиссии играет важную роль в формировании углового и энергетического распределений распыленных атомов.

Для описания формирования особенностей распределения распыленных атомов по полярному и азимутальному углам с разрешением по энергии в [29–31] предложена классификация распыленных атомов с разделением на “собственные” по азимутальному углу и “несобственные” атомы: фокусированные и перефокусированные. При эмиссии атомов с поверхности грани (001) монокристалла с ГЦК-структурой решетки для несимметричных относительно направления 〈010〉 интервалов азимутального угла φ формирование сигнала распыленных атомов происходит за счет “собственных” атомов, начальный угол вылета которых φ₀ принадлежит интервалу углов φ, и фокусировки “несобственных” атомов. “Несобственные” атомы, в свою очередь, состоят из фокусированных атомов, рассеянных на ближайшем атоме линзы из двух ближайших к эмитируемому атому атомов поверхности, и перефокусированных атомов, рассеянных на дальнем атоме линзы (рис. 1). Для фокусированных атомов угол φ и угол φ₀ лежат по одну сторону от направления 〈010〉 на центр линзы из двух ближайших к эмитируемому атому атомов поверхности, для перефокусированных атомов – по разные стороны от этого направления. Таким образом, фокусировка атомов идет к центру линзы из двух атомов, а перефокусировка – через центр линзы из двух атомов поверхности. Эффект перефокусировки был обнаружен в [25, 33] и исследован в ряде работ, например, в [29–31].

Рис. 1.

Рассеяние атома при вылете с поверхности и классификация эмитированных атомов по азимутальному углу φ.

Увеличение атомного номера Z вещества мишени приводит к увеличению жесткости потенциала взаимодействия двух атомов и (вследствие этого) к большему отклонению эмитируемых атомов в сторону нормали к поверхности в процессе вылета. Изменения в особенностях эмиссии атомов при переходе от вылета атомов с поверхности грани (001) Ni к вылету с поверхности грани (001) Au исследовались в [28, 29].

В настоящей работе ставилась задача изучить вклад фокусированных и перефокусированных атомов в формирование распределений распыленных атомов по углам и энергии. Целью работы было исследовать изменения распределения распыленных атомов с разрешением по углам и энергии при увеличении атомного номера Z вещества мишени от Z = 28 (Ni) до Z = 79 (Au).

МОДЕЛЬ РАСЧЕТА

Расчеты были проведены для эмиссии атомов с поверхности грани (001) ряда реальных и модельных монокристаллов с атомными номерами от Z = 28 (Ni) до Z = 79 (Au). Поверхность кристалла моделировалась 20 атомами поверхности, ближайшими к узлу решетки, из которого происходила эмиссия атома (модель 21 атома). Рассеяние атома при вылете с поверхности и классификация эмитированных атомов по азимутальному углу φ представлены на рис. 1. Показана только линза, состоящая из двух атомов, ближайших к вылетающему атому соседей в плоскости поверхности. Подобная модель использовалась в наших работах [20, 30, 31].

Для расчета эмиссии атомов использовался метод молекулярной динамики. Взаимодействие эмитируемого атома с атомами поверхности в модели описывалось потенциалом отталкивания, а на достаточно большом удалении атома от поверхности был введен плоский потенциальный барьер. В качестве потенциала взаимодействия атом–атом был использован потенциал Борна–Майера:

Таким образом, реальные силы взаимодействия атомов (отталкивания–притяжения) заменялись силами отталкивания, а притяжение к кристаллу моделировалось плоским потенциальным барьером при большом удалении атома от поверхности. Использование потенциала отталкивания вместо потенциала отталкивания–притяжения дает возможность разделить вклады рассеяния эмитируемого атома на ближайших атомах поверхности и его дальнейшего притяжения к поверхности – преломления на плоском потенциальном барьере – в характеристики распыления.

При переходе к элементам с бóльшим атомным номером Z, например, при переходе от Ni к Au, возрастает константа A в выражении (1) для потенциала взаимодействия атом–атом [35] и увеличивается сечение взаимодействия сталкивающихся атомов. В частности, используя выражения для констант потенциала взаимодействия атом–атом [35], получаем:

Согласно (2) при переходе от Ni к Au константа A возрастает в ≈5.63 раза. Параметры кристаллической решетки не менялись при переходе к расчетам эмиссии атомов с грани (001) монокристаллов с бóльшим атомным номером Z. Это дало возможность исследовать изменения особенностей эмиссии при изменении только одного параметра – атомного номера вещества мишени Z. При переходе к элементам с бóльшим атомным номером Z использовалась одинаковая величина энергии связи атомов на поверхности, равная энергии сублимации для никеля 4.435 эВ. Этим мы исключаем влияние разницы энергий связи атомов для мишеней с бóльшим атомным номером Z на особенности эмиссии атомов с поверхности.

Атом выбивался из узла на поверхности с энергией Е₀ под углами ϑ₀ (начальный полярный угол, отсчитывался от нормали к поверхности) и φ₀ (начальный азимутальный угол, φ₀ = 90° соответствовал направлению 〈010〉 на центр линзы из двух ближайших к эмитируемому атому атомов поверхности). Начальная энергия Е₀ изменялась от 0.5 до 100 эВ. Шаг по Е₀ составлял 0.01 эВ. Шаг по φ₀ был равен 0.5°, шаг по 1 – cos ϑ₀ составлял 1/450. Было использовано начальное распределение эмитируемых атомов по углам и энергии ${{{\text{cos}}{{\vartheta }_{0}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\text{cos}}{{\vartheta }_{0}}} {E_{0}^{{\text{2}}}}}} \right. \kern-0em} {E_{0}^{{\text{2}}}}}$ [36, 37]. Таким образом, распределение эмитируемых атомов по начальному азимутальному углу φ₀ было изотропным.

Считалось, что распыление происходит только за счет атомов поверхностного слоя. Это допущение вполне оправдано ввиду того, что для мишеней, состоящих из средних по массе и тяжелых атомов, вклад атомов поверхностного слоя в распыление является доминирующим (88.6% для случая ионной бомбардировки Cu [38], 82% для случая ионной бомбардировки Мо [39]). Обсуждение некоторых особенностей и корректности модели, используемой в настоящей работе, приведено также в работе [25].

При выполнении расчетов исследован вопрос, каким образом взаимодействие эмитируемых атомов с атомами поверхности кристалла в процессе вылета влияет на особенности наблюдаемых распределений распыленных атомов по углам и энергии.

Расчеты были выполнены с использованием оборудования Центра коллективного пользования сверхвысокопроизводительными вычислительными ресурсами МГУ имени М.В. Ломоносова [40, 41].

РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

Эволюция распределений распыленных атомов по энергии с изменением атомного номера вещества мишени

Изучено изменение распределений распыленных атомов по энергии с одновременным разрешением по полярному ϑ и азимутальному φ углам при изменении атомного номера Z вещества мишени. Для несимметричных относительно направления 〈010〉 интервалов угла φ в распределениях распыленных атомов по энергии различаются максимумы для фокусированных и перефокусированных атомов [30, 31]. При сравнительно низких энергиях (ниже ~8 эВ) в распределении распыленных атомов по энергии при углах наблюдения φ [76.5°, 79.5°] и ϑ [49.9°, 51.5°] для Z = 28 (Ni) наблюдаются максимум фокусированных атомов при энергии ~3 эВ и максимум перефокусированных атомов при энергии ~6 эВ (рис. 2).

Рис. 2.

Распределения всех распыленных атомов (а) и только фокусированных распыленных атомов (б) по энергии E при углах наблюдения φ [76.5°, 79.5°] и ϑ [49.9°, 51.5°] для атомных номеров Z вещества мишени: 28 (1), 29 (2), 47 (3), 74 (4), 79 (5).

При увеличении Z до 29 (Cu) оба максимума смещаются менее чем на 0.5 эВ в сторону меньших энергий. При увеличении Z до 47 (Ag) и далее до 79 (Au) обнаружен сдвиг максимума фокусированных атомов на 2.5 эВ в сторону меньших энергий, в то время как максимум перефокусированных атомов смещается более чем на 5 эВ в ту же сторону. Таким образом, при низких энергиях максимум перефокусированных распыленных атомов является более чувствительным к изменению атомного номера вещества мишени, чем максимум фокусированных атомов.

При сравнительно высоких энергиях (выше ~40 эВ) в распределении фокусированных распыленных атомов по энергии при углах наблюдения φ [76.5°, 79.5°] и ϑ [49.9°, 51.5°] для Z = 28 (Ni) наблюдается максимум при энергии ~64 эВ (рис. 3). Это высокоэнергетический максимум в распределении распыленных атомов по энергии с разрешением по азимутальному и полярному углам. Высокоэнергетический пик сравнительно мал по величине, однако он является достаточно протяженным и выраженным и представляет собой новую важную особенность распыления монокристаллов с угловым разрешением.

Рис. 3.

Распределения фокусированных распыленных атомов по энергии E при углах наблюдения φ [76.5°, 79.5°] и ϑ [49.9°, 51.5°] для атомных номеров Z вещества мишени: 28 (1), 29 (2). Отчетливо виден сильный сдвиг высокоэнергетического максимума распределения даже при небольшом изменении Z.

Этот максимум был обнаружен и исследован в расчетах распределений распыленных атомов по энергии с угловым разрешением [42]. Было обнаружено, что этот пик практически целиком образован распыленными атомами, сильно блокированными в сторону нормали к поверхности на стадии эмиссии, распыленными под углами ϑ < ϑ₀ (такой вклад отсутствует в моделях распыления без учета атомной дискретности поверхности на стадии эмиссии). Было показано, что эти атомы эмитировались с поверхности под большими полярными углами ϑ₀ от нормали к поверхности.

Для этого азимутального направления φ [76.5°, 79.5°] наблюдается важная особенность, которая уже наблюдалась в работе [42], состоящая в том, что в некоторых направлениях не распыляются атомы с энергиями между низкоэнергетическим и высокоэнергетическим максимумами распределения распыленных атомов по энергии (рис. 2, 3). Так, для выбранных интервалов азимутального и полярного углов полностью отсутствуют атомы, распыленные с энергиями в диапазоне от 7.5 до 45 эВ, эти энергии были названы “запрещенными”. Атомы в этом диапазоне энергий сильно отклоняются в сторону нормали к поверхности в процессе вылета и наблюдаются при меньших полярных углах ϑ. “Запрещенные” энергии соответствуют области тени, то есть полному отсутствию распыленных атомов при определенных энергии и полярных углах, возникающей вследствие рассеяния эмитируемых атомов на атомах поверхности в сторону нормали к поверхности в процессе вылета.

При увеличении Z до 29 (Cu) высокоэнергетический максимум смещается на ~6 эВ до ~70 эВ, то есть сдвиг максимума происходит в сторону бóльших энергий. Таким образом, при высоких энергиях максимум фокусированных распыленных атомов оказывается чувствительным даже к небольшому изменению атомного номера вещества мишени. Этот сдвиг происходит в другую сторону по отношению к сдвигу низкоэнергетического максимума. В настоящей работе было показано, что сдвиг высокоэнергетического максимума в сторону бóльших энергий с увеличением атомного номера вещества мишени Z определяется рассеянием эмитированного атома на ближайших атомах поверхности и связан с увеличением угловых размеров тени за рассеивающими атомами поверхности с увеличением атомного номера вещества мишени.

При дальнейшем увеличении Z до 47 (Ag) и далее до 79 (Au) оказалось, что в этих интервалах азимутального и полярного углов наблюдения высокоэнергетического максимума распыленных атомов не наблюдается. Это связано с сильной блокировкой распыленных атомов в сторону нормали к поверхности, в связи с этим сигнал распыленных атомов при этих углах наблюдения и энергиях становится равным нулю.

Изменение фокусировки распыленных атомов с увеличением атомного номера вещества мишени

Была изучена эволюция полярных угловых распределений распыленных атомов с одновременным разрешением по энергии E и азимутальному углу φ при изменении атомного номера Z вещества мишени. Для несимметричных относительно направления 〈010〉 интервалов угла φ в распределениях распыленных атомов по полярному углу ϑ различаются максимумы для фокусированных и перефокусированных атомов [30, 31]. В полярном угловом распределении распыленных атомов для энергии E = 2.0 ± 0.4 эВ и углов φ [76.5°, 79.5°] для Z = 28 (Ni) наблюдаются максимум фокусированных атомов при ϑ ~ 55.5° и максимум перефокусированных атомов при ϑ ~ ~ 72.5° (рис. 4).

Рис. 4.

Распределения всех распыленных атомов (а) и только перефокусированных распыленных атомов (б) по 1 – cos ϑ при энергии E = 2.0 ± 0.4 эВ и углах φ [76.5°, 79.5°] для атомных номеров Z вещества мишени: 28 (1), 29 (2), 47 (3), 74 (4), 79 (5).

Распределение распыленных атомов по полярному углу для фиксированных интервалов энергии и азимутального угла состоит из вкладов фокусированных атомов (левый максимум), перефокусированных атомов (правый максимум) (рис. 4б) и вклада “собственных” атомов вблизи нормали к поверхности. Распределение распыленных атомов по полярному углу для того же интервала азимутальных углов без разрешения по энергии имеет один максимум, образованный фокусированными и перефокусированными атомами.

При увеличении Z до 29 (Cu) оба максимума незначительно смещаются в сторону нормали к поверхности. При увеличении Z до 47 (Ag) и далее до 79 (Au) обнаружен сдвиг максимума фокусированных атомов в сторону нормали до ϑ ~ 14.8°, максимум перефокусированных атомов смещается в ту же сторону до ϑ ~ 33.6°. Таким образом, максимумы фокусированных и перефокусированных распыленных атомов в полярном угловом распределении распыленных атомов при низкой энергии являются очень чувствительными к изменению атомного номера вещества мишени. Эти сдвиги связаны с усилением эффекта блокировки с увеличением Z.

Эволюция распределений распыленных атомов с разрешением по энергии и полярному углу с увеличением атомного номера вещества мишени

В распределениях распыленных атомов с одновременным разрешением по энергии и полярному углу для фиксированных интервалов углов φ отчетливо различаются отдельные хребты – максимумы распределений для фокусированных и перефокусированных атомов (рис. 5). Верхний хребет образован в основном фокусированными атомами, нижний – только перефокусированными атомами. Максимум распределения перефокусированных атомов наблюдается в области энергии и полярных углов, при которых нет вылета других групп атомов. Перефокусированные атомы на 100% формируют наблюдаемый сигнал. Таким образом, в экспериментах с разрешением по углам и энергии оказывается принципиально возможным выделить отдельно сигнал только перефокусированных атомов.

Рис. 5.

Распределения распыленных атомов при эмиссии с грани (001) Cu, Z = 29 (а) и (001) Ag, Z = 47 (б) одновременно по 1 – cos ϑ и энергии E для интервала азимутальных углов φ [76.5°, 79.5°]. Верхний хребет образован в основном фокусированными атомами, нижний – только перефокусированными атомами.

Если в распределении распыленных атомов с одновременным разрешением по энергии и полярному углу для Z = 29 (Cu), представленном на рис. 5а, мысленно выделить по горизонтали интервал углов ϑ [49.9°, 51.5°], то становится понятной структура наблюдаемых максимумов на рис. 2а и 3. При этом видно, что между низкоэнергетической частью распределения по энергии и высокоэнергетической частью наблюдается область тени, то есть полное отсутствие распыленных атомов при энергии E = 7.3–49 эВ.

При переходе от Z = 28 (Ni) к Z = 29 (Cu) вследствие увеличения сечения взаимодействия атомов с увеличением атомного номера Z вещества мишени происходит сдвиг всей структуры распределения, представленного на рис. 5а, в сторону нормали к поверхности (вверх). Становится понятным, почему при этом происходит сдвиг низкоэнергетических максимумов фокусированных и перефокусированных атомов в сторону меньших энергий (рис. 2а), сдвиг высокоэнергетического максимума в сторону больших энергий (рис. 3) и расширение области “запрещенных” энергий между низкоэнергетической частью и высокоэнергетической частью распределения по энергии, то есть увеличение области тени.

Если в распределении распыленных атомов с одновременным разрешением по энергии и полярному углу для Z = 29 (Cu), представленном на рис. 5а, мысленно выделить по вертикали интервал энергии E = 1.2 ± 0.4 эВ и дальше увеличивать энергию, то в распределении по 1 – cos ϑ для фокусированных распыленных атомов будет наблюдаться немонотонный сдвиг максимума распределения. Сначала с увеличением энергии до E = = 10.0 ± 0.4 эВ максимум распределения смещается в сторону нормали к поверхности, а при дальнейшем увеличении энергии − в сторону от нормали к поверхности.

Этот немонотонный сдвиг максимума полярного углового распределения распыленных атомов обусловлен следующими причинами. При формировании положения максимума полярного углового распределения распыленных атомов с изменением энергии E происходит конкуренция двух факторов: блокировки атомов в сторону нормали к поверхности и преломления на плоском потенциальном барьере. С ростом энергии действие эффекта блокировки, то есть отклонение эмитируемого атома в сторону нормали к поверхности, уменьшается вследствие уменьшения сечения взаимодействия атом−атом, что приводит к сокращению угловых размеров тени от линзы из двух рассеивающих центров [25, 26]. С другой стороны, с ростом энергии плоский барьер все менее эффективно отклоняет атомы в сторону от нормали к поверхности. В настоящем случае при сравнительно малых (менее 10 эВ) энергиях E (и, соответственно, малых энергиях Е₀) энергия атомов перед плоским потенциальным барьером оказывается соизмеримой с величиной энергии связи, что приводит к сильному влиянию плоского барьера. В результате в этом диапазоне энергий E уменьшение энергии приводит к более сильному преломлению атомов на потенциальном барьере и, следовательно, к сдвигу максимума полярного углового распределения в сторону от нормали к поверхности.

В диапазоне энергий E > 10 эВ с увеличением энергии происходит сдвиг максимума полярного углового распределения в сторону от нормали к поверхности. Этот сдвиг более слабый и связан с сокращением угловых размеров тени от линзы из двух рассеивающих атомов в плоскости поверхности [25, 26]. Немонотонный сдвиг максимума полярного углового распределения распыленных атомов с увеличением энергии наблюдался также в расчетах с применением полной модели молекулярной динамики (с учетом взаимодействия бомбардирующих ионов с поверхностью) [32].

При переходе от Z = 29 (Cu) к Z = 47 (Ag) вследствие увеличения сечения взаимодействия атомов с увеличением атомного номера Z вещества мишени происходит довольно резкий сдвиг всей структуры распределения, представленного на рис. 5а, в сторону нормали к поверхности (вверх) и низкоэнергетической части распределения в сторону меньших энергий распыленных атомов (влево) − рис. 5б. Становится понятным, почему при этом происходит довольно резкий сдвиг низкоэнергетических максимумов фокусированных и перефокусированных атомов в сторону меньших энергий (рис. 2). При этом высокоэнергетического максимума при этих углах наблюдения φ [76.5°, 79.5°] и ϑ [49.9°, 51.5°] для Z = 47 (Ag) уже не наблюдается (рис. 3) из-за расширения области “запрещенных” энергий и резкого увеличения области тени за рассеивающими атомами поверхности. Кроме того, ясно, почему при энергии E = 2.0 ± 0.4 эВ при переходе к Z = 47 (Ag) наблюдается сильный сдвиг максимумов фокусированных и перефокусированных атомов в сторону нормали к поверхности (рис. 4). Отметим, что и для высоких энергий E > 30 эВ сдвиг максимума полярного углового распределения распыленных атомов с увеличением атомного номера Z вещества мишени происходит также в сторону нормали к поверхности (рис. 5). Это связано с возрастанием сечения взаимодействия атомов с увеличением атомного номера Z вещества мишени.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

С помощью модели молекулярной динамики исследованы особенности эмиссии атомов с грани (001) ряда реальных и модельных монокристаллов. Обсуждаются механизмы формирования распределений распыленных атомов с разрешением одновременно по энергии, азимутальному и полярному углам.

Исследована эволюция распределений распыленных атомов по энергии с одновременным разрешением по полярному и азимутальному углам с изменением атомного номера вещества мишени. Показано, что в распределении распыленных атомов по энергии с увеличением атомного номера вещества мишени происходит заметный сдвиг низкоэнергетических максимумов фокусированных и перефокусированных атомов в сторону меньших энергий. При этом максимум перефокусированных распыленных атомов является более чувствительным к изменению атомного номера вещества мишени, чем максимум фокусированных атомов. Обнаружено, что высокоэнергетический максимум, сформированный фокусированными сильно блокированными атомами, смещается в сторону больших энергий с увеличением атомного номера вещества мишени.

Выявлено изменение распределения распыленных атомов по полярному углу с одновременным разрешением по энергии и азимутальному углу при изменении атомного номера вещества мишени. При низких энергиях максимумы фокусированных и перефокусированных распыленных атомов являются очень чувствительными к изменению атомного номера вещества мишени и смещаются с увеличением атомного номера в сторону нормали к поверхности. При высоких энергиях максимум распределения распыленных атомов смещается также в сторону нормали к поверхности с увеличением атомного номера вещества мишени. Эти сдвиги связаны с усилением эффекта блокировки с увеличением атомного номера вещества мишени.

Исследовано изменение распределений распыленных атомов с одновременным разрешением по энергии и полярному углу с увеличением атомного номера вещества мишени. Показано, что при переходе к бóльшим атомным номерам Z вещества мишени вследствие увеличения сечения взаимодействия атомов с увеличением атомного номера Z происходит довольно резкий сдвиг всей структуры распределения в сторону нормали к поверхности и низкоэнергетической части распределения в сторону меньших энергий распыленных атомов.

Это становится причиной относительно резкого сдвига низкоэнергетических максимумов фокусированных и перефокусированных атомов в сторону меньших энергий. При этом происходит сдвиг высокоэнергетического максимума, образованного фокусированными сильно блокированными атомами в сторону бóльших энергий при небольшом изменении Z. Высокоэнергетического максимума при этих углах наблюдения для Z = 47 (Ag) и выше уже не наблюдается из-за расширения области “запрещенных” энергий и резкого увеличения области тени за рассеивающими атомами поверхности.

Возрастание сечения взаимодействия атомов с увеличением атомного номера Z вещества мишени является также причиной сильного сдвига максимумов фокусированных и перефокусированных атомов в распределении распыленных атомов по полярному углу в сторону нормали к поверхности при низкой энергии. Это же является причиной заметного сдвига максимума полярного углового распределения с увеличением атомного номера Z также в сторону нормали к поверхности при высоких энергиях.