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

Аналогичное исследование влияния угла падения первичных электронов на коэффициент ВЭЭЭ и коэффициент истинной ВЭ проводилось И. М. Бронштейном и В. А. Долининым [68, 69]. Бомбардировались мишени Be, Al, Ti, Ni, Ge, Ag, Ba и Pb электро­ нами в области энергии 0,2—5 кэв и угла Ф = 04-89°. С ростом угла падения значение ст возрастало, причем для элементов с ма­ лыми значениями z гораздо сильнее, чем для элементов с больши­ ми z. В этих работах основное внимание уделено изменению хода кривых а (До), полученных при различных углах падения. Было

б (До) с ростом Ф в основном ведут себя так же, как и кривые сх(До). При больших Ф максимум на кривых 6 (До) для Be более резко выражен, чем на кривых а (До). Последнее авторы объясня­ ли тем, что для Be с ростом До коэффициент т] возрастает быстрее, чем ст. Сдвиг максимума кривой а (До) в сторону больших энергий с увеличением угла падения авторы объясняли следующим образом. Для того чтобы налетающий' электрон мог пройти внутри эффектив­ ной зоны выхода большой путь и на этом пути движения создать вторичные электроны, он должен обладать достаточной начальной энергией Д0. Установлено, что зависимость а (Ф) для Al, Ti, Ni, Ge и Ag в исследованной области энергии хорошо описывается формулой

In — = In В — Э cos0,8 Ф, (VI. 1)

где В и р — константы, а для Ва и РЬ с увеличением Ф значение а растет медленнее. Н. Кантер [310] и в ряде работ [70, 65—67] И. М. Бронштейн с сотрудниками исследовали влияние угла па­ дения на коэффициент неупруго отраженных (НО) электронов. С увеличением угла падения значение коэффициента НОЭ возра­ стало. В области энергии До>0,3 кэв эта зависимость более вы­ ражена для образца с малыми z и менее выражена — с больши­ ми z. Однако оказалось, что в области энергий Д0<0,3 кэв угловая зависимость ст для РЬ сильнее угловой зависимости для Be.

демонстрирующих роль эффекта каналирования электронов в кри­ сталлах, в ряде работ (см., например [303, 313]) такой эффект был привлечен для объяснения некоторых аномалий' дифракционных картин с тонких монокристаллических пленок. Однако мы не бу­

226

дем рассматривать эти работы, так как они выходят за рамки нашей задачи.

Впервые угловая зависимость коэффициента а для монокристал­ ла исследована А. Б. Лапонским [316]. Бомбардировались' грани (100) кристаллов MgO и LiF электронами с энергией 2—4 кэв. Изменение ориентации мишенл осуществлялось вращением крис­ талла вокруг осп [010]. С увеличением угла падения значение о росло немонотонно, т. е. кривая проходила через ряд максимумов и минимумов, положение которых не зависело от Е 0, но ширина и высота их являлись функциями Е0. Аналогичное немонотонное значение о наблюдалось также и в зависимости от азимутального

кристалла.

Аналогичное исследование проводили Р. В. Сошка и А. Деккер [372, 373] в случае бомбардировки монокристалла Ti. В области энергий первичных электронов > 1 кэв были обнаружены, кроме главных пиков, положение которых не зависит от энергии'До. второстепенные максимумы и минимумы, т. е. сверхтонкая Струк­ тура, состоящая из большого числа узких максимумов и миниму­ мов меньшей амплитуды с положением, зависящим от энергии пер­ вичных электронов.

Для объяснения наличия как главных, так и второстепенных максимумов и минимумов А. Деккер предложил дифракционный механизм. Согласно А. Деккеру, первичные электроны при про­ хождении в глубь кристалла испытывают дифракцию в тонком приповерхностном слое его. Толщина этого слоя, где еще-можно считать электронные волны когерентными и дифракция' еще воз­ можна, составляет несколько атомных слоев, а следовательно, ди­ фракционная картина относительно не зависит от энергии пер­ вичных электронов. При определенных углах Ф в результате ди­ фракции первичные электроны отклоняются от своего первона­ чального направления и могут проходить в области выхода (опре­ деленной толщины К) медленных вторичных электронов большой отрезок пути, что и приводит к увеличению значения а. Сверхтон­ кую структуру кривой а(Ф ) авторы связывали с кратной дифрак­ цией первичных электронов.

В ряде работ [96, 132, 134, 138] А. П. Комар, Ю. С. Короббчко и другие исследовали угловую зависимость прохождения электро­ нов через тонкие монокристаллические пленки меди. Было лбИаза1но, что когда направление пучка совпадало с плотно' упаковаи1ным направлением, выход рассеянных электронов резко увеличил­ ся. В результате анализа полученных результатов авторы пришли к выводу, что предложенный А. Деккером механизм образования

227

Авторы показали, что рассматриваемым эффект, т. е. тонкую структуру кривой о(Ф ), можно непротиворечивым образом объ­ яснить,- если учесть каналирование первичных электронов в при­ поверхностном слое монокристалла. В противоположность ионам (протонам) электрон, вошедший в кристалл извне в направлении о.сн канала, в процессе движения приближается к осям атомных цепочек, и вероятность процессов, характеризуемых малыми зна­ мениями прицельного параметра, возрастает. Последнее приводит к тому, что «прозрачное» для протонов направление кристалла ока­

Следует отметить, что этими авторами при исследовании угло­ вых зависимостей выхода быстрых обратно рассеянных электро­ нов и истинно вторичных электронов с тонких монокристаллов меди было показано, что обратно рассеянные электроны значи­ тельно более эффективны в отношении выбивания истинно вторич­

не только угловой зависимости коэффициента ВЭЭЭ, но п его компонентов. Такое исследование осуществлялось А. Р. Шульманом, В. В. Кораблевым и др. [226—231] с помощью прибора типа квазисферического конденсатора с антидинатронной сеткой. Бом­ бардировались различные грани монокристаллов Si, Nb, Мо и W электронами в области энергии 0,1— 10 кэв. Практически все осо­ бенности кривых о(Ф ), 6(Ф ), т|(Ф) и Я (Ф ), соответствующие

•как тонкой, так и сверхтонкой структурам, совпадали, что свиде­ тельствовало об определяющей роли изменения коэффициента обратного рассеяния. Этими же авторами было исследовано влия­ ние температуры мишени на вид зависимости а(Ф ) и г|(Ф). Увели­ чение температуры кристалла приводило в первую очередь к сгла­ живанию сверхтонкой структуры на этих кривых. Рассмотрен ме­ ханизм образования тонкой и сверхтонкой структур на зависимо­ сти г|(Ф), <г(Ф) с позиций динамической теории дифракции элек-

• лгронов.

и;:. Действительно, как было отмечено в обзорной работе А. П. Ко­ мара и Ю. С. Коробочко [131], если каналирование протонов и дру­ гих тяжелых частиц допустимо рассматривать с классических позиций, то задача о каналировании электронов является квантово­ механической дифракционной задачей, и классическая картина ка­ налирования электронов неизбежно будет весьма неполной. Из­ вестно, что задача о каналировании электронов в кристаллах реша­ ется аналогично задаче о каналировании рентгеновских лучей [255, 263]. Любое поле ф — функция электронов в кристалле — мо­ жет быть разложено по собственным функциям уравнения Шредингера. Однако, не вникая в подробность теории дифракционно­ го каналирования электронов в кристаллах, можно показать, что

228

среди всего многообразия функций, описывающих поведение элек­ тронов в объеме кристалла, выделяются два вида функций. В обо­ их случаях функция соответствует возникновению стоячей волны,- но в первом случае пучности ее (волны) совпадают с положениями атомных плоскостей. В этом случае электроны с большой вероят­ ностью могут находиться в области, где плотность объемного элек­ тронного облака и внутренний потенциал кристалла существенна превышают средние по объему кристалла значения их. При этом электроны будут поглощаться сильнее, чем в аналогичном аморф­ ном или поликристаллическом образце. Во втором случае пучно­ сти функции расположены между плоскостями кристалла, что при­ водит, конечно, к аномальному пропусканию электронов. Бо'л'ее детальное рассмотрение явления каналирования, как известно, связано с учетом поглощения электронов кристаллами, а подроб: ное изложение теории дифракционного каналирования можно най­ ти в ряде работ [118, 277, 296, 297, 302, 304].

Угловое распределение вторичных электронов. Как мы ужё упо­ минали выше, много новых сведений о поведении и движении вто­ ричных электронов внутри твердого тела можно получить из иссле­ дований углового распределения вторичных электронов. Впервые угловое распределение медленных вторичных электронов исследо­ вал Джонкер [307-—309]. Бомбардировалась поверхность Ni-мнше'- ни, покрытая сажей. Для мишени с гладкой поверхностью угловое распределение по форме было близко к косинусоидальному и не зависело от энергии и угла падения первичных электронов. Угло­ вое распределение медленных электронов, рассеянных шерохова­ той поверхностью, например, с поверхности металла, покрытой са­ жен, сильно отличалось от косинусоидального, и приэтом вид распределения зависел от энергии и угла падения первичных элек­ тронов. Подобный характер углового распределения наблюдался'' В. А. Алексеевым и В. Л. Борисовым для диэлектриков [17, 64].

Первая попытка объяснить форму углового распределений была сделана Барудием [254]. Согласно ему, распределение вто­ ричных (сравнительно медленных) электронов у поверхности об­ разца изотропно, а косинусоидальное распределение получается' в результате потерь энергии электронами при переходе через по­ верхностный потенциальный барьер. Поскольку косинусоидальное распределение наблюдалось также и для электронов с энергпями-

уже приводили для объяснения вида углового распределения иок:

Влияние угла падения на вид углового распределения неупру­ го отраженных электронов исследовал Кайтер [310] для А1 и Аи. Для А1 пеупруго рассеянные электроны в основном группирова­ лись, вокруг направления зеркального угла отражения, а для Аи это преимущественное направление выхода несколько смещалось

229