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

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

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.

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

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 Ti, Ag, Au, Ge, Al, Sn и Си были пропорциональны их ско­

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’

строенные на основе кривых проницаемости, показали, что для: ионов Na+ эти зависимости в исследуемом диапазоне энергий (до

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

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

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

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.

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

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

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

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,

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

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-

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

теряется главным образом при упругих соударениях, А. Д. Цендин вывел выражение для коэффициента прохождения

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

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

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].

197

фическими направлениями [011]. Кривые электронной эмиссии

мум, а при малых энергиях (£0<9 кэв) они по характеру совпа­

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

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

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