
книги из ГПНТБ / Арифов У.А. Угловые закономерности взаимодействия атомных частиц с твердым телом
.pdfны Г. Кннчиным, Р. Пизом [130, 351], Дине Виньярдом [99] и Томпсоном [205]. Мы остановимся на более поздних работах, свя занных в основном с изучением угловых закономерностей прохож дения ионов через вещество.
Ю. В. Готт и В. Г. Тельковский [93] исследовали тормозную спо собность серебряной фольги на моноэнергетических пучках ионов легких элементов. Серебряная пленка получалась путем испарения серебра в вакууме. Подложкой служила 2-^3-микронная (охлаж даемая жидким азотом) алюминиевая фольга. Толщина пленки серебра определялась непосредственным взвешиванием подложки на микровесах до и после испарения. Алюминиевая подложка растворялась в растворе едкого натрия и затем поднималась из него на мелкоструктурной медной сетке прозрачностью 60%. Ре зультаты измерений пороговых энергий в зависимости от толщины фольги для ионов водорода, дейтерия и гелия показали, что они (пороговые энергии) пропорциональны толщине фольги примерно
до ~ 1300 А.
Для случая полусферического коллектора найдено, что зависи мость тока на коллектор от энергий (выше пороговой и до Е', где
Е '—~ З-Апор — энергия, начиная с которой через фольгу прохо
дят практически все частицы) хорошо выражается формулой |
|
7ко,л = * ( Е0 - ^пор )/„; |
(V.1) |
коэффициент а не зависит от энергии и равен a = A/d", где d—тол щина фольги; А — постоянная, зависящая в основном от коэффи циента вторичной электронной эмиссии; /г= 0,85 для Н+, 0,42 — для D+, 0,2 — для Не+. Значения а и Е ' для ионов Н+ хорошо сов падали с вычисленными.
Вдругой работе [94] исследованы потери энергии легких ионов
втонких металлических фольгах различных металлов для интер
вала энергий 1,5— 15 кэв. В отличие от прежней, в данной работе ионы, прошедшие через фольгу, анализируются по энергиям в элек тростатическом поле конденсатора с двойной фокусировкой.
Результаты измерений |
показали, что зависимость потерь энер |
|
гии от скорости H f и D,+ |
для области v>8-107 см/сек |
можно ап |
проксимировать формулой |
|
|
|
* ■, Зв |
/\ т |
- d 7 = - Az“° Y ' |
{ ] |
где — V—(Е0 + Е выхМг)73 ; Е вых — энергия ионов после прохож дения через фольгу, пг2 — масса иона. Для металлов Ti, Ag, Au, Al, Sn и Си удельные потери увеличивались с сокращением меж атомных расстояний. Эта закономерность нарушалась для Ge, что объяснялось иной природой полупроводника германия. Линейная зависимость удельных потерь энергии от скорости отмечена и для ионов гелия.
190
Изучалось также |
прохождение молекулярных ионов Н * ис |
|
, |
фольгу толщиной |
О |
Нзг через серебряную |
220А. Было показано,, |
|
что в энергетическом |
спектре в случае |
Н * имелись две, а в слу |
чае Н * — три группы ионов, соответствующие различным выход
ным энергиям. Наличие пиков в энергетическом спектре авторы объясняли диссоциацией молекулярных ионов (Н2 -> Н, + Н,, Н3-5-Н2 + Н,) после прохождения некоторого слоя серебряной фольги. В области v < 108 см сек удельные потери энергии иона
ми Hj+, Н^" и Н3'" отклонялись от линейного закона, например,
для |
иона Н * она имела вид — dEtdx = 1,2-10“ 13 X |
v 1'8 |
эв/А. |
|
Это, по мнению авторов, обусловливалось уменьшением |
эффек |
|||
тивного заряда частицы вследствие захвата электронов |
|
при |
ма |
|
лых |
ее скоростях. Удельные потери энергии ионами |
в |
фольге |
для Ti, Ag, Au, Ge, Al, Sn и Си были пропорциональны их ско
рости (при v > |
10s см/сек) и не зависели ни от массы налетаю |
|
щей |
частицы, |
ни от свойств мишени. Коэффициент А определял |
ся в |
основном |
только свойствами кристаллической решетки ме |
талла. Последнее подтверждало предположение о том, чтО' потери энергии ионами в области скоростей (2-107—2-108 см/сек): происходят на свободных электронах металла.
В. И. Лепешинская и Е. М. Заруцкий [142] исследовали проник новение ионов Li+ и Na+ в медь и серебро. Прошедшие через плен ку ионы и электроны, выбитые ими, регистрировались с помощью’
цилиндра Фарадея, потенциал |
которого варьировался в преде |
лах —200 + 200 эв. |
R = f(E 0) для ионов Li+ и Na+, по |
Кривые пробег — энергия |
строенные на основе кривых проницаемости, показали, что для: ионов Na+ эти зависимости в исследуемом диапазоне энергий (до
20 кэв) |
носят линейный характер. |
Для |
ионов 1Л+ зависимость |
||||
R = f(E 0) |
имела более сложный |
характер. |
При низких энергиях |
||||
(5 — 6 кэв) кривая R = f ( E Qj |
аппроксимировалась как /?=10,9-£°'' |
||||||
для |
серебра и R — 9,1 ■Е °’75— для |
меди; при более высоких энер |
|||||
гиях |
R = |
15,1 ■ Е8,1’2 и R = \Ь,2-ЕцАа соответственно. Определены |
|||||
максимальные значения Е |
на |
кривой |
пробег — энергия |
для |
|||
ионов Na^ и Li+ в случаях |
пленок серебра и меди и сравнива |
||||||
лись с критическими величинами Е., устанавливаемыми по |
фор |
||||||
муле |
|
|
|
|
|
|
|
т з |
(V.3) |
|
т |
||
|
предложенной Зайтцем [367, 368] для критического значения £ ;, до которого в общих потерях энергии можно пренебрегать потерями на неупругих столкновениях (здесь bf — энергия электронов на уровне Ферми, и т — массы иона и электрона). Результаты.
191
сравнения показали, что основные потери энергии ионами Na в исследуемой области энергий обусловлены упругими атомными столкновениями, а ионами Li+ — обоими видами столкновений.
Е. М. Заруцкий [111] этим же методом и при таких же условиях [142], исследовал характер торможения ионов К в меди и серебре.
Кривые зависимости пробег — энергия, построенные по данным кривых прохождения (проницаемости), в данном случае тоже име ли линейный характер (Я д = 21,8 Е0 для меди и Я д =25,7 Е0 кэв
—для серебра), что свидетельствовало об упругих (атомных) столкновениях ионов при прохождении кристаллической решетки металла. Электронная эмиссия на прострел начиналась одновре менно с выходом из пленки ионов, т. е. электроны получали энер гию, необходимую для выхода в вакуум, в приповерхностных слоях'. А^аксимальная энергия электронов не превышала 25 эв. По скольку в исследуемом диапазоне энергий (до 20 кэв) согласно
[342], параметр, определяющий характер столкновения е = ^ - (здесь
b — диаметр столкновения, а — параметр экранирования [261, 342]), применялись расчеты классической механики. Были опреде лены пробеги ионов с помощью выражения, предложенного Ниль соном [342] для упругих взаимодействий в экранированном куло новском поле в случае т \ > т 2
0,7 |
|
(V .4) |
|
|г (1 — COS ft)]''a |
А + -^2 |
||
|
здесь R — пробег (мгк-см~2) , г — средний логарифмический дек ремент энергии, cosp — средний косинус угла рассеяния в лабора торной системе координат. Для комбинации К+—”Си и К+—*"Ag выражение Нильсона давало Я д =3,08 Е0 и Я д = 3,54-£0 кэв соот
ветственно. Такое несогласие между опытными и теоретическими данными объяснялось тем, что пробеги, определяемые методом прострела тонких пленок, являются максимальными, в то время как расчеты Нильсона сделаны для средних пробегов.
Чтобы проверить природу прошедших ионов, т. е. чтобы уста новить, имеет место эстафетная передача или нет, в работе [112] цилиндр Фарадея был заменен вольфрамовой ленточкой толщи ной 10 мк. После очищения поверхности ленточки подогрев вы ключался и вставленная в прибор тонкая пленка меди подверга лась обычному прострелу при энергии выше граничной. По исте чении некоторого времени, производя резкий нагрев ленточки, авторы наблюдали резкий всплеск ионного тока, образующегося в результате поверхностной ионизации калия.
Нильсон и Томпсон [300] исследовали изменение интенсивности протонов (с энергией 50 кэв), прошедших через кристаллическую решетку золота, от азимутального угла поворота мишени (пленки). Угол падения был выбран так, чтобы направление ионного пучка последовательно совпадало с наиболее плотно упакованными атомными рядами. Интенсивность прохождения была больше, ког
192
да направление пучка совпадало с плотно упакованными осями кристалла, что объяснялось эффектом каналирования.
Измерения пробегов показали такое же увеличение проникно вения при падении протонов вблизи направлений каналирования [352]. Оно объяснялось тем, что при каналированной траектории терялась меньшая энергия, так как происходило меньше сильных соударений с отдельными атомами. Кроме того, при каналирова нии траектории частиц лежат в области низкой электронной
плотности и |
она (траектория) была гораздо |
ближе к прямой |
линии. |
|
|
Изучалось |
распределение ионов криптона, |
остановившихся в |
кристалле алюминия, в зависимости от ориентации кристалла по отношению к направлению пучка ионов. Самые открытые каналы обнаруживались между наиболее плотно упакованными рядами атомов в решетке [352].
Ю. В. Готт и В. Г. Тельковский [95] исследовали торможение медленных ионов водорода и дейтерия в тонкой серебряной фольге. Энергия, соответствующая максимуму в энергетическом распреде лении ионов, прошедших через фольгу, принималась за £ Пор. Зави симость удельных потерь энергии ионами Н+ и D+ от скорости их (в области ЫО8 сщ/св/с^и^2,5-108 см/сек) аппроксимировалась
прямой, |
проходящей через начало |
координат. При о < Ы 0 8 и |
||
н>2-108 |
см/сек эта зависимость нарушалась. |
Удельные потери |
||
энергии ионами Н+ и D+ в серебре были одинаковы при одинако |
||||
вых скоростях и аппроксимировались следующим образом: |
||||
dE |
0,76-\0~7v эв';К |
при 108< ‘И <2-108 см'сек, |
||
|
|
|
|
|
dx |
0,31 • 10-9 V1'3 эв/А |
при |
v < 10® |
см/сек. |
|
Полученные экспериментально кривые зависимости удельных по терь от v сравнивались с теоретическими, рассчитанными по фор муле Линдхарда [206, 325] для потери энергии ионами при взаимо действии с электронным газом.
dE |
4e'm- |
vG(a, S). |
(V.5) |
dx |
ЛЛЗ~ |
||
где a = -p-- £ = — ; v |
— скорость электрона на |
ферми-по- |
верхности.
Результаты сравнения показали, что между теоретическими и экспериментальными результатами имеется качественное согласие при v < v ?.
Е. М. Заруцкий [115, 116] методом прострела свободных пленок, как и в [111, 142], изучал энергетические спектры ионов Н]1", Н2+ и Н3 , прошедших через тонкие металлические фольги меди. Кри
вые энергетического распределения ионов водорода, прошедших через пленку меди, имели вид симметричных кривых с максиму
13-85 |
193 |
мом, возрастающим по величине и смещающимся в сторону боль ших энергий по мере увеличения энергии первичного пучка.
В предположении, что энергия иона делится равномерно, между продуктами диссоциации, происходящей в начале траекто рии движения иона (энергия связи атомов в молекуле водорода мала) по решетке, построена кривая зависимости удельных по терь энергий от скорости ионов. На основе кривых пробег — энер гия также рассчитаны удельные потери и построена зависимость их от скорости ионов. Полученные кривые dE/d = f(v) сравнива лись с рассчитанными с помощью выражения, которое дают Линдхард и Шарф [326] для сечения неупругого взаимодействия при
скорости частиц v < ®0^ /з, а также с помощью аналогичного выражения, выведенного Б. А. Трубниковым и Ю. Н. Явлинским
[206] |
для |
е- |
1, |
что |
и имеет место |
в металле |
|
|
j——> |
|
|||||||
|
|
|
|
S e = |
ее • 8тг<Га0 -1^-2 |
V |
(V.6) |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
2 |
|
|
здесь |
2 = |
( 2 °/з + |
^о8)^ ’ |
а 0— радиус |
боровской орбиты, |
v0 — ско |
||
рость электрона в атоме водорода |
и ее — величина порядка 1—2, |
|||||||
но' может меняться |
как z{‘. |
|
|
|
||||
Отклонение экспериментальных |
кривых dE/dx = f(v) |
от линей |
||||||
ности при малых v связывалось с атомными (упругими) |
соударе |
|||||||
ниями, которые при таких скоростях |
становятся существенными |
|||||||
даже для протонов. |
|
|
|
|
|
Е. М. Заруцкий [116, 197] на той же установке и тем же мето дом, что и в [113], исследовал энергетический спектр ионов щелоч ных металлов (Li+, Na+, К+, Rb+, Cs+), прошедших через тонкие пленки меди. Спектры, как и в случае иона водорода [116], имели вид симметричных кривых с максимумом, возрастающим по вели чине и смещающимся в сторону больших энергией по мере увели чения энергии первичных ионов. Аналогичное сравнение кривых dE/dx = f(v), полученных из энергетического спектра и из зависи мости пробег — энергия, с теоретическими кривыми, полученными из выражения (V. 6), проводилось и здесь. Было показано, что с уменьшением энергии первичных ионов (£0< Ю кэв) даже в слу чае ионов 1Л+ в энергетическом спектре появляется низкоэнерге тический «хвост», свидетельствующий о возрастающей роли упру
гого |
взаимодействия. Поэтому |
полные |
потери |
вычислялись |
по |
формуле, учитывающей потерю для упругого |
взаимодействия |
с |
|||
использованием соответствующего сечения [212], как и в [221]; |
|
||||
|
- %■ = |
N (S, + |
S,); |
(V.7) |
|
здесь |
S n — сечение упругого |
взаимодействия, N — число атомов |
тормозящей среды в единице объема. Энергетические спектры в случае бомбардировки медных пленок ионами Na+ и К+ свидетель-
194
ствуют о том, что торможение вызвано преимущественно упругим взаимодействием. Удельные потери, связанные с торможением,
выражаются как |
dE/dx = ^ N , |
где |
о = [2/га1/тг2/(/га1 + /и2)2] -Е0 -т- |
||||
средняя потеря |
энергии |
при столкновении; |
о — транспортное |
се |
|||
чение упругого |
взаимодействия |
[212]: |
|
|
|
||
|
|
а |
0,62 ъа0е2 /я, + |
пи |
(V.8) |
||
|
|
|
|
Щ |
|
|
|
где |
<]>= (у гг 1+ У г 2У''\ |
|
|
|
|
|
|
|
Зависимости o—f(E 0) |
в случае прострела пленок ионами Na+ и |
|||||
К+, |
полученные |
экспериментально из |
энергетических спектров |
и |
из кривых пробег—энергия, сравнивались с зависимостями сече ний, рассчитанными по формуле (V. 8). Оказалось, что ход экспе риментальных кривых качественно совпадает с теоретическими, что свидетельствует об упругом характере взаимодействия ионов с кристаллической решеткой.
А. Я. Вятскин с сотрудниками [87, 88] исследовал коэффициен ты прохождения ц, отражения г и поглощения у ионов Не+ в тон ких свободных пленках Au, А1, Си и Ag в зависимости от началь ной энергии Е 0, толщины х и порядкового номера вещества z. Начальная энергия ионов Не+ равнялась 3—30 кэв. Для подавле ния вторичной ионно-электронной эмиссии система коллекторов была помещена между полюсами постоянного магнита, создаю щего поперечное магнитное поле напряженностью 300 э.
Как показали результаты исследования, с увеличением Е 0 ко эффициент прохождения г) монотонно возрастал, коэффициент от ражения г также стремился к насыщению в области больших зна чений Е 0, а коэффициент поглощения у уменьшался. С помощью метода сечений при £o = const из кривых тДАо), г(Е 0) и у(Е 0) были получены семейства кривых г](х), г(х) и у(х). Кривые про хождения г\(х) ионов Не+ через пленки хорошо описывались эм пирической зависимостью
т) = exp (— ахр), |
(V.9) |
где р и а — численные параметры, зависящие от p = p (z ), а = а (Е 0). При увеличении z вещества (переход от А1 к Au) коэффициент прохождения ц(х) ионов Не+ заметно уменьшался. Установлено, что в области энергий З^Д о^ЗО кэв основными процессами яв лялись поглощение и прохождение ионов, а отражение в общем было невелико и росло с ростом порядкового номера вещества. Аналогичное исследование проводилось на тонких полупроводни-
ковых |
пленках Si и Ge толщиной |
|
О |
в пределах 4 6 0 ^ x ^ 2 0 1 0 А, |
|||
чтобы |
выяснить, применима ли найденная для |
металлов форму-, |
|
ла (V. 9) в случае полупроводника [89]. |
.-и. |
||
Показано, что кривые г|(До), г(Ео) |
и у (До), |
полученные в ■ сл.у»-. |
чае полупроводника, сходны с подобными кривыми для металлов.. Формула (V. 9) пригодна и для полупроводников.
195
. А. Д. Цендин [220] рассмотрел в диффузионном приближении прохождение пучка легких атомов (ионов) средней энергии через аморфные пленки, состоящие из тяжелых элементов, считая, что при прохождении пучка легких атомов через вещество с большим атомным номером время релаксации по импульсу значительно меньше времени релаксации по энергии. Это означает, что в до статочно толстой пленке частица большую часть времени движется хаотически, и следовательно, применимо представление о диффу зии [343]. Было решено кинетическое уравнение для налетающих частиц путем разложения его по полиномам Лежандра:
^ = 5н ( Я + 5 у(/) = ^ г , I*); (V.10)
здесь (х — косинус угла между направлениями скорости и осью, z; q(z, v, р.) —■ функция источника; S y и S„ — интегралы упругих и нёупругих соударений соответственно.
Найдено выражение для углового и энергетического распреде лений частиц, прошедших через достаточно толстую аморфную пленку. При этом были использованы выражения для сечений уп
ругих и |
неупругих соударений, полученные О. |
Б. |
Фирсовым |
|
[212, |
213]. |
|
|
|
Применив полученные результаты к прохождению |
частиц с |
|||
атомным |
номером zt ^> 1, т. е. рассмотрев случай, |
когда энергия |
теряется главным образом при упругих соударениях, А. Д. Цендин вывел выражение для коэффициента прохождения
|
|
Д*- |
|
|
5Г* |
у]{ х ) = А ± ^ - е |
(V.11) |
|
где е0 = -----а . Е 0; а = 4,68-10~9 |
см; |
А — множитель — ~ 1 ; х = |
== (rcAfa2/2<J>2) У 3od — безразмерная |
толщина пленки. |
Результаты расчета по формуле (V. 11) сравнивались с экспе риментальными данными [142] (NaH— bAg, Au). Оказалось, что, несмотря на большое число пренебрежений, сделанных при выво де формулы (V. 11), согласие удовлетворительно.
А. М. Маркус и А. Л. Файштейн [151] изучали эффект каналиро* вания протонов с энергией 130— 180 кэв в монокристаллических пленках меди с целью контроля монокристалличности и уточнения ориентаций последних. Пленки меди, как обычно, выращивались из паровой фазы в вакууме ~10~6 тор методом эпитаксиального ро;ста на плоскости (100) монокристалла NaCl, подогретого до тем пературы 320°С.
' Коллимированный пучок протонов диаметром 1 мм падал на плёнку, укрепленную на гониометрической головке, обеспечиваю щей поворот пленки вокруг нормали к ее плоскости на (азиму тальный) угол ср 0—360° и наклон нормали относительно направ ления пучка на угол Ф = ±60°. Для уточнения ориентации полу^
196
ченных пленок снимались зависимости тока прошедших протонов /пор от угла ср при различных значениях угла Ф.
Измеренные зависимости / Пор(ф) показали наличие эффекта каналирования, что свидетельствовало о монокристалличности пленок. По виду кривых / Ппр(ф) можно было качественно судить о степени совершенства структуры последних. Наиболее откры тые каналы были обнаружены при Ф = 45°, что совпадало с распо ложением наиболее плотно упакованных направлений [ПО] ; в г. ц. к. решетке относительно направления [100]. Расположение каналов, наблюдавшееся при Ф = 35 и 55°, также хорошо согласо вывалось с расположением и степенью открытости каналов [112], [111] и плоскостных каналов (100), (110) относительно направле ния [100].
Е. М. Заруцкий и Г. Э. Абрамов [114] изучали прохождения щелочных ионов Li+ и Na+ через тонкие пленки Си при непрерыв ном увеличении их толщины. В приборе за пленкой размещалась молибденовая нить накала с медной навеской, при испарении ко торой увеличивалась толщина пленки. Конечная толщина пленки определялась по убыли веса распыляемой меди.
Сравнение зависимостей пробег — энергия показало, что глу бина проникновения ионов в пленке в процессе образования их структуры оказалась выше, чем у пленок, полученных заранее. Граничная толщина прострела, соответствующая кривой пробегэнергия, измеренная в процессе формирования пленки, была боль ше граничной толщины в случае заранее полученной пленки.
Ш. А. Абляев и Н. X. Джемидев [1] с помощью электростатиче ского анализатора исследовали энергетическое распределение электронов, выбитых ионами и электронами при прохождении че
рез |
тонкие фольги. Простреливались тонкие пленки из |
КС1, А1 и |
|||
Ni |
О |
ионами Li+, Na+, |
К+ с энергией 20 кэв. |
||
(толщиной 300—400 А) |
|||||
Изменения энергии ионов от |
10 до 35 кэв |
(в пределах |
точности |
||
эксперимента) не влияли |
на |
энергетическое |
распределение элект |
ронов. Ширина энергетического распределения зависела от мате риала пленки, т. е. в случае пленки из хлористого калия она наибо лее узкая, а в случае никеля — широкая. Число вторичных элект
ронов со сравнительно высокими энергиями уменьшалось |
при |
переходе от ионов лития к ионам калия. |
. ' |
Авторы [49] с помощью электростатического анализатора так же исследовали вторичные эмиссии ионов и электронов при про хождении ионов Li+ через монокристалл Си. В этом случае при бор был дополнен гониометрическим устройством, что позволило изменить угол падения пучка ионов Ф от —30 до +60°, создать азимутальное вращение ф и изменить угол детектирования (рас сеяния) |3. Мишенью служили тонкие монокристаллические пленки Си, полученные вакуумным испарением на кристаллах с ориента-. цией плоскости [100].
На кривой / * (<р), как и в [151], наблюдались |
четко выра |
женные максимумы, совпадающие с прозрачными |
кристаллогра |
197
фическими направлениями [011]. Кривые электронной эмиссии
/~(<р) также немонотонны. Однако они |
имели другой |
характер, |
||
т. е. (при больших энергиях — Е 0> 14 |
кэв), |
когда |
на |
кривой |
/ * р (?) отмечался максимум, на кривой /~(®) |
наблюдался |
мини |
мум, а при малых энергиях (£0<9 кэв) они по характеру совпа
дали. Угловые распределения |
прошедших ионов и эмиттирован- |
|
ных |
электронов имели такой |
же характер, что и кривые /+ (да), |
7поР |
(?)• |
максимумов углового распределе |
Превращение минимумов и |
ния ионно-эллектронной эмиссии в максимумы и минимумы |
соот |
|
ветственно при уменьшении £ 0 |
объяснялось «инверсией» электро |
|
нов из высокоиндицированных |
направлений ионами, вылетающи |
|
ми вдоль низкоиндицированных направлений. |
мало |
|
Таким образом, в настоящее |
время насчитывается очень |
исследований углового и энергетического распределений ионов, прошедших через тонкие пленки. В существующих работах в ос новном изучался коэффициент прохождения в зависимости от энергии первичных ионов и толщины простреливаемой пленки. В работах [94, 95, 113, 116] для нахождения соотношения пробег — энергия анализировалось энергетическое распределение ионов, од
нако |
пленки простреливались легкими ионами |
^Н,+, Н * :, НеТ |
Li+j, |
торможение которых (в области £ 0<50 кэв) |
происходило |
в основном на электронном газе металла.
Изучалась лишь зависимость энергетического распределения от энергии и толщины пленки, а угловая зависимость этих распреде лений не рассматривалась вовсе. Мало исследованы также угло вые распределения ионов, прошедших через монокристаллические пленки. Такие исследования позволят выяснить природу торможе ния заряженных частиц в твердых телах и помогут разработать метод изучения структуры твердого тела, конкурирующий с мето дом рентгеноструктурного анализа.
В настоящее время весьма важно изучение характера тормо жения заряженных (или атомных) частиц внутри вещества, так как результаты определения тормозной способности вещества, ее связи со скоростью (энергией) и сортом частицы, с параметрами кристал лической решетки и т. д. необходимы для установления энергии ионов в высокотемпературной плазме.
■ Изучая угловые закономерности прохождения тяжелых ионов йерез тонкие пленки, мы ставили перед собой следующие вопросы.
1.Угловое и энергетическое распределения ионов, прошедших через тонкие поли- и монокристаллические пленки металлов.
2.Влияние энергии, угла падения и массы бомбардирующих ионов на характер углового и энергетического распределений про
шедших ионов.
198
3.Эффект каналирования налетающих ионов в кристалличе
ской решетке и изменение характера торможения в |
зависимости |
от кристаллической структуры пленки. |
|
§2. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ, АППАРАТУРА |
|
И МЕТОДИКА ИССЛЕДОВАНИЙ |
|
Экспериментальный прибор, на котором |
проводилось |
исследование угловой зависимости энергетических распределений ионов, прошедших через тонкие фольги металлов, изображен на рис. 79. Там же схематически показаны основные детали прибора, состоящие из следующих частей: 1 •— ионный источник со сфери ческим отклоняющим конденсатором 2 (угол раствора 67°) и им мерсионной линзой 3. Устройство и принцип работы источника такие же, как у ионного источника, описанного в §2 гл. I. Источ ник установлен против вытягивающего устройства пучка 4 с по мощью молибденовых вводов и находится в правой шаровой части прибора. Печка ионного источника 5 вместе с вытягивающей во ронкой 6 и коробкой источника 7 сделана съемной с отклоняющей и фокусирующей частей источника. Если необходимо получить ионный пучок другого сорта или снова зарядить печку солью t o f o же сорта, ее можно легко отделить от основной части источника.
Расстояние от последней диафрагмы ионного источника до вы тягивающего устройства 4 составляло 40—50 мм, что давало воз можность ускорить пучок ионов в этом промежутке до 50 кэв с помощью высоковольтного выпрямителя типа ВС-50-50, MP3. Вы тягивающее устройство представляло собой никелевый цилиндр с d = 4 5 и 1 = 250 мм, который имел пластинки 8 для отклонения пучка в двух взаимно перпендикулярных плоскостях. С помощью этих отклоняющих пластинок достигалась высокая коллимированность пучка на поверхность мишени.
Мишенью 9 служили тонкие поли- и монокристаллические фоль-
О *
ги из Си, Al, Ag т о л щ и н о й от 150 до 1000 А, полученные путем тер мического испарения в вакууме. Тонкая фольга определенной тол щины, поднятая из раствора на медной мелкоструктурной сетке, устанавливалась в молибденовую шайбу диаметром 12 мм. Подго товленная таким образом молибденовая шайба с фольгой поме щалась в другую медную шайбу, прикрепленную к оси мишеневой ножки прибора 10 (рис. 79 а). Медная шайба прикреплялась к мишеневой ножке таким образом, чтобы мнимая ось ножки лежала на плоскости фольги (пленки). Вращение мишени и соответственно изменение ее ориентации относительно пучка первичных ионов осуществлялось с помощью специального устройства, вмонтиро ванного в мишеневую ножку и вращавшего ось под действием внешнего магнита 11 или мотора dcd-2A. Нижний конец оси мишене вой ножки лежал в изолированном гнезде, что давало возможность точно установить и вращать мишень (молибденовую шайбу с тон
199