Добавил:
Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.
Вуз: Предмет: Файл:

книги из ГПНТБ / Арифов У.А. Угловые закономерности взаимодействия атомных частиц с твердым телом

.pdf
Скачиваний:
16
Добавлен:
27.10.2023
Размер:
25.03 Mб
Скачать

ны 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

Соседние файлы в папке книги из ГПНТБ