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

(V.18>

где Er — энергия Ридберга, равная 13,6 эв; а — радиус экраниро­ вания (он обычно намного меньше, чем расстояние между рядами

атомов 26); d — расстояние между атомами рядов

амплитуда отклонения частицы от оси канала.

Рассмотрение поведения потенциала канала в случае более тяжелых ионов показало, что он ведет себя совсем иначе в центре канала. В этом случае, как указывает Томпсон, электронные обла­ ка ионов, движущиеся вместе с ним, способствуют тому, что потен­ циал взаимодействия простирается гораздо дальше от стенок ка­ нала, и в результате частица каналируется в потенциальной яме, имеющей почти параболическую форму. Знание вида потенциала взаимодействия канала с каналированной частицей позволяет вы­ числить наиболее важные характеристики ее траектории. В част­ ности был вычислен так называемый критический угол каналиро­ вания рк [205, 322, 323].

Например, если угол между направлением пучка и осью кри­ сталла (Зк малый, то при пересечении оси кинетическая энергия

связанная с поперечным движением в канале, будет равна р^о-

а при достижении максимального отклонения уо вся кинетическая энергия превращается в потенциальную V(y0), что приводит к следующему:

(V.19)

Отсюда с помощью потенциала канала можно найти простоесоотношение между (и) у0 и рк.

Если считать, что расстояние наибольшего сближения частицы со стенкой канала, при котором осуществляется устойчивое кана­

лирование, равно т\/~а- + & (где х — амплитуда колебаний ато­ мов решетки, а — радиус экранирования, т — численная постоян­ ная порядка единицы), то максимальная амплитуда устойчивой

217"

Учитывая, что х2 и а2— величины одного порядка, авторы [205, 323] для оценки порядка величины рк дают выражение

(V.22)

Оценка и сравнение этого угла с данными эксперимента показы­ вают на весьма удовлетворительное согласие теории с эксперимен­

отметить, что эксперименты по проникновению ионов в кристаллы подтверждают предсказание о том, что угловая ширина эффектов

Одновременное изучение коэффициентов прохождения г], по­ глощения у и отражения г ионов в зависимости от энергии и угла падения первичных ионов показывает, что наличие граничной энер­ гии прострела, обусловленной' толщиной пленки, и монотонный рост значения -ц с увеличением энергии первичных ионов связаны с длиной пробегов ионов в веществе. С увеличением энергии пер­ вичных ионов доля ионов преодолевающих толщину пленки, по­ степенно растет, что и приводит к монотонному росту значения коэффициента тр Корреляция между коэффициентами у, т] и г в зависимости от энергии и угла падения первичных ионов, подтвер­ ждает правильность указанной точки зрения. Известно, что коэф­ фициенты у и г характеризуют долю первичных ионов, поглощен­ ных и отраженных пленкой. В соответствии с законом сохранения заряда, с ростом значения коэффициента т] должны уменьшаться значения коэффициентов у и г, что и согласуется с экспериментом

(рис. 82 а, 83 а).

Если учесть, что увеличение угла Ф приводит к увеличению

.длины пути, преодолеваемого ионом при прохождении, то умень­ шение значения коэффициента ri с ростом угла падения объясня­ ется аналогичным образом.

Рассмотрение кривых пробег — энергия, построенных по ре­ зультатам кривых прохождений т] (Е0) и измерений энергетичес­ ких положений максимумов спектра прошедших ионов, свидетель­ ствует об упругих столкновениях ионов с атомами кристалличес-

218

ное меньше примерно в 103 раз [323]. При средних (o<U|) ско­ ростях электронное торможение может все еще преобладать и быть почти пропорциональным скорости [327]. При низких скоро­ стях в замедлении тяжелых ионов отмечается более всего ядерное торможение. Согласно Линдхарду [323], в неупорядоченных (поликристаллических) системах потери, обусловленные упругими атом­ ными столкновениями, превосходят потери, связанные с неупруги­ ми процессами, когда е < 10, где е — безразмерная мера энергии по Томасу — Ферми [327]:

Na+, К+ на Си, А1 и Ag в области энергии 1—50 кэв) указанное выше неравенство выполняется, т. е. основные потери происходят при рассеянии на атомах, что и согласуется с экспериментом. Дей­ ствительно, при этих энергиях скорость ионов еще не сравнима с орбитальной скоростью электронов в атомах и, следовательно, ве­ роятность возбуждения или вырывание электронов атомов под действием налетающих ионов мало.

Угловое и пространственное распределения ионов, прошедших через поликристаллические пленки металлов, в зависимости от энергии и угла простреливаемых ионов тоже хорошо объясняют­ ся характером взаимодействия ионов с кристаллической решеткой. В области энергии первичных ионов > 3 0 кэв угловое распределе­ ние прошедших ионов имеет вид более вытянутый в направлении, совпадающем с направлением продолжения пучка первичных (см. § 4. наст. гл. и рис. 84 а, б), т. е. слабо рассеянных ионов. С умень­ шением энергии первичных ионов количество ионов, рассеянных на большие углы, растет, и угловое распределение делается более изотропным, приближаясь по форме к косинусоидальному. Послед­ нее свидетельствует о преобладании рассеяния ионов на атомах мишени.

Изменение углового распределения прошедших ионов в зави­ симости от угла падения первичных ионов при постоянной энер­ гии в большей степени обусловлено изменением длины пути дви­ жения ионов при прохождении. Рост угла падения приводит к удлинению пути движения ионов при прохождении, что эквивалент­ но увеличению толщины простреливаемой пленки. Последнее, как обычно, уменьшает количество прошедших ионов главным обра­ зом в направлении, совпадающем с направлением пучка первич­ ных ионов и, следовательно, угловое распределение (см. рис. 846) делается как бы более изотропным.

Рассмотрение характера торможения и потери энергии иона­ ми при прохождении в зависимости от угла падения первичных и вылета вторичных ионов тоже указывает на преобладающую роль упругих атомных столкновений.

2 1 9

тических распределениях ионов, прошедших через кристалличес­ кие решетки, обнаруживается анизотропия как в количественных, так и в энергетических отношениях. Эти особенности указанных распределений обусловлены эффектами каналирования и блоки­ ровки ионов в кристаллической решетке и удовлетворительно со­ гласуются с теоретическими рассмотрениями поведения заряжен­

На частицы, движущиеся вдоль каналов, действуют периоди­ ческие силы, главным образом фокусируя их и, следовательно, облегчая дальнейшее движение их по каналу. Нетрудно показать, что, если частица движется вдоль осевой линии канала с колеба­ нием около этой линии, то она не уйдет из канала в том случае, когда энергия поперечного движения A0sin2p меньше, чем энергия

зывает, что для ионов с высокими энергиями вероятность кана­

лучшее (широкое) каналирование, что согласуется с эксперимен­ том. Действительно, как мы видели (см. рис. 836, 86а), в угловых и пространственных распределениях ионов, прошедших через кри­ сталлическую решетку, лучшее каналирование обнаруживается вдоль плотно упакованных направлений.

Анизотропия потери энергии ионами при прохождении в зави­ симости от ориентации пленки, очевидно, связана с характером взаимодействия ионов с атомами кристаллической решетки. Как следует из эксперимента (рис. 896), наименьшая потеря наблюда­ ется тогда, когда направление пучка параллельно плотно упако­ ванной оси решетки. При этом часть ионного пучка проходит меж­ ду атомами, вызывая уменьшение всех физических эффектов, тре­

эксперименте. Кроме того, можно предположить, что потеря энер­ гии ионами на один атом мишени является функцией только при­ цельного параметра. Однако, если движение иона ненаправленное, то средняя потеря энергии остается той же самой, что и в неупо­ рядоченной системе. Этот результат понятен, так как пучок ионов состоит из соответствующих случайно распределенных траекторий. Усреднение потерь энергии по всем беспорядочно распределенным соответствующим траекториям должно дать тот же самый резуль­

220