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

ных электронов. За охранным цилиндром установлен фарадеев ци­ линдр 4. От обычного цилиндра Фарадея он отличался тем, что его

приемная часть окружала коллектор с охранным цилиндром на том участке, где на них сделан разрез шириной 20 мм, охваты­ вающий угол раствора 180°. Фарадеев цилиндр жестко связан с

235

охранным цилиндром через изолятор, а вокруг него вращалась эластичная молибденовая лента с щелыо 1X10 мм для измерения вторичных электронов, вылетающих под разными углами 0. Вра­ щение ленты осуществлялось с помощью медных роликов, на ко­

бы параллельно самой себе и пропускала в цилиндр Фарадея вто­ ричные частицы, вылетающие под разными углами 0.

Таким образом, в приборе осуществлялось исследование рас­ пределения вторичных электронов по углам. Токи на цилиндр Фарадея и на его сетки измерялись с помощью электрометричес­ кого усилителя типа VI-2, а токи с коллектора — гальванометром типа М195/3. Сложная система цилиндра Фарадея сконструирова­ на так, чтобы получить истинное, неискаженное распределение вто­ ричных электронов по углам, так как эта система создавала безполевое пространство между мишенью и коллектором и соответ­ ственно вторичные электроны распределялись по своим истинным направлениям.

В случае вращающегося цилиндра Фарадея, открытые разре­ занные участки коллектора, по которым должен двигаться фарадеев цилиндр, обычно приводят к искажению безполевого про­ странства между мишенью и коллектором, и это в свою очередь приводит к искажению углового распределения по сравнению с истинным распределением. Надо отметить, что для исследования углового распределения нами был использован также и обычный вращающийся фарадеев цилиндр с системой, предусматривавшей возможность предотвращения любого искажения безполевого пространства между мишенью и коллектором (рис. 906). В данном приборе вращение цилиндра Фарадея осуществлялось с помощью редукторного мотора типа cdc-2, а сигнал подавался на вход са­ мописца.

Исследование энергетического распределения вторичных элек­ тронов проводилось на установке (рис. 91 а), где была предусмо­ трена возможность электронной бомбардировки мишени под раз­ ными углами падения Ф, с помощью специального приспособле­ ния, приводящего к изменению ориентации мишени по отношению к пучку первичных электронов. Изменение углов Ф и 0 в приборе осуществлялось извне с помощью магнита, что позволяло следить за изменениями спектров характеристических потерь энергии электронов при одних и тех же условиях поверхности мишени и вакуума > Ы 0 -7 тор.

Анализатором вторичных электронов по энергиям служил элек­ тростатический конденсатор типа Юза — Рожанского 5 с разре­ шающими способностями (расчетные) АЕ/Е-^-0,5 и 0,3%. Для

236

усиления тока на выходе анализатора использовался электронный умножитель 6 с коэффициентом усиления 108 (рис. 91а).

Энергетические спектры вторичных электронов автоматически записывались осциллографическим методом (рис. 916). Для этого с помощью электрической схемы установки на мишень 4 подавал­ ся (относительно коллектора 2) небольшой отрицательный потен­ циал (20—40 в) ; охранный цилиндр 3, коробки источника 1 и нижняя обкладка анализатора заземлялись, а на внешнюю обклад­

237

ку подавалось пилообразное напряжение с генератора пилообраз­ ных импульсов (рис. 91а).

В результате такой работы электрической схемы часть вторич­ ных электронов, проходящих через входную щель анализатора, по­

времени по энергиям, попадали на первый динод умножителя 6, а анод умножителя был соединен с осциллографом, горизонталь­ ная развертка которого синхронизирована с генератором пилооб­ разного напряжения. При этом на экране осциллографа автома­ тически записывались энергетические спектры вторичных электро­ нов. Подробно безынерционная осциллографическая методика ис­ следования энергетических спектров заряженных частиц изложе­ на в § 2 гл. I.

§3. УГЛОВАЯ ЗАВИСИМОСТЬ КОЭФФИЦИЕНТОВ (ВЗЭЭ) И ЕГО КОМПОНЕНТОВ

Нами построена зависимость коэффициента ВЭЭЭ от энергии первичных электронов, полученная при бомбардировке поликристаллической Mo-мишени электронами в области энергии

о (До) несколько деформируется, и ее максимум становится более широким и смещается в сторону больших энергий'. С ростом Ф

при угле падения Ф =70° оно в максимуме приближается к значе­ нию а=1,8. Аналогичный результат был получен нами и для слу­ чая бомбардировки W-мишени.

И. М. Бронштейном и В. А. Долининым [68, 69] для более тяжелых поликристаллических образцов (Ва, РЬ). Однако следует отметить, что в нашем случае энергия Е 0, при которой наблюдается макси­ мум кривой' а(Е 0), от угла Ф растет несколько медленнее, чем закон обратного косинуса. Что касается смещения максимума кри­ вой о (До) с ростом угла падения, то мы тоже склонны объяснять его изменением пути, проходимого первичным электроном в зоне выхода вторичных электронов.

Действительно, глубина зоны выхода истинно вторичных элек­ тронов не зависит от угла Ф. Однако рост Ф приводит к увеличе­ нию пути движения первичных электронов в зоне выхода вторич­ ных ионов, а это в свою очередь к увеличению числа истинно вто­ ричных электронов. Как следует из сказанного, для того чтобы

238

первичным электрон при наклонном падении смог пройти внутри: зоны выхода значительно большой путь и на этом пути движения' создавать истинные вторичные электроны, он должен обладать

угла падения первичных элект­ ронов (рис. 92 б). Кривые отно­ сятся к бомбардировке поликристаллической молибденовой мишени электронами при раз­

угла Ф значение о растет при­ мерно по закону обратного косинуса. Зависимость а от уг­ ла падения более слабая при меньших энергиях Е 0 и рас­ тет — при больших £о. Анализ полученных кривых а (Ф) для поликристаллических Мо и W показывает, что эта зависи­ мость удовлетворительно опи­ сывается формулой, предла­

in — = 1п В — К cos0'8 Ф;

G

(VI. 2)

здесь В и К —• константы. Наблюдено, что кривые отно­ шения Пф/а от угла Ф могут иметь различный вид в зави­ симости от энергии и порядко­ вого номера бомбардируемой мишени.

На рис. 92е показаны зависимости коэффициента сг и его ком­ понентов, т. е. коэффициентов истинно вторичных б и неупруго рас­ сеянных электронов т) от угла падения первичных. Здесь кривые были получены тоже при бомбардировке Mo-мишени электронами с энергией 1200 эв.

239

С увеличением угла падения коэффициент г] растет быстрее, чем а и б. Последнее связано, по-видимому, с тем, что при наклон­ ном падении первичные электроны проникают внутрь мишени на меньшую глубину (относительно поверхности мишени), чем при перпендикулярном падении, а следовательно, в первом случае возрастает вероятность выхода вторичных электронов. Кроме то­ го, с увеличением угла падения длина отрезка пути движения электрона, проходящая в зоне выхода (эффективная глубина) вторичных электронов, увеличивается. Последнее и приводит к тому, что эффективная площадь, поставляющая вторичные элек-

I

троны, растет, а это ведет в свою очередь к увеличению истинно вторичных и неупруго отраженных электронов. С увеличением Ф возрастает относительное количество неупруго рассеянных элек­ тронов т) и, следовательно, уменьшается доля энергии первично­ го пучка, отдаваемая электронам мишени. Иными словами, уменьшается средняя глубина выхода неупруг.-) рассеянных электронов, что тоже приводит к уменьшению зоны выхода истин­

угла падения первичных электронов, полученная при бомбарди­ ровке грани (100) Мо электронами. Здесь кривые 1—4 были сня­ ты при различных энергиях пучка первичных электронов (1—Е0=

= 0,2; 2— £ 0 = 0,5; 3—£ 0= 1 ; 4—£ 0=1,5 кэв. Изменение ориентации

240

мишени по отношению к пучку первичных электронов (т. е. изме­ нение угла падения пучка) осуществлялось вращением ее вокруг оси [001].

Анализ кривых показывает, что максимумы, имеющие наибольшую высоту, обнаруживаются при углах Ф, соответствующих плотно упакованным направлениям кристалла, и не зависят от энергии первичных электронов. Из кривых (рис. 93а) также видно, что, кроме указанных главных максимумов, представляющих тонкую

электронов.

Известно, что как тонкую, так и сверхтонкую структуру кривой о(Ф ) можно объяснить дифракцией электронов в кристалличес­ кой решетке мишени. Первое-качествеиное объяснение для указан­ ных явлений было предложено Деккером [372, 373]. По предполо­ жению Деккера, при своем движении в глубь кристалла первичные электроны испытывают дифракцию, и в результате значительная часть падающих электронов (при определенных углах Ф) откло­ няется от своего первоначального направления и проходит в зоне выхода истинно вторичных электронов больший путь, что и при­ водит к увеличению о. Согласно Деккеру, сверхтонкая структура кривой а(Ф) обусловлена многократной дифракцией первичных электронов. Однако следует отметить, что результаты эксперимен­ тов последних лет (например, см. [226]) показали, что указанное явление можно объяснить классическим каналированием падаю­ щих электронов в поверхностном слое кристалла.

Поскольку наш прибор позволял производить анализ вторич­ ных электронов по группам, по характеру их энергии, мы измери­ ли угловую зависимость вторичных электронов различных диапа­ зонов энергий. На рис. 936 приведены зависимости коэффициен­ тов сг, 6 и т] от угла падения, полученные при бомбардировке гра­ ни (100) Мо электронами с энергией 1100 э&. Ориентация мише­ ни относительно пучка первичных электронов была такая же, что

сверхтонкой структур кривой а(Ф ). Если это так, то классическое рассмотрение поведения электронов при взаимодействии с кри­ сталлами тоже может раскрыть природу тонкой структуры КРИ­ ВЫХ 0 (Ф ),6 (Ф ) ИТ](Ф).

Действительно, при падении пучка вдоль плотно упакованных направлений в кристалле, как мы видели выше, резко возрастает