Файл: Арифов У.А. Угловые закономерности взаимодействия атомных частиц с твердым телом.pdf

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