СОДЕРЖАНИЕ
Стр.
ВВЕДЕНИЕ.............................................................4
1. РЕНТГЕНОСПЕКТРАЛЬНЫЙ АНАЛИЗ С ИОННЫМ ВОЗБУЖДЕНИЕМ КАК
МЕТОД ИССЛЕДОВАНИЯ ТВЕРДОГО ТЕЛА..................................8
1.1. Спектры рентгеновского излучения, возникающего
в ион-атомных столкновениях ............................... 8
1.2. Сечения ионизации атомов ускоренными легкими ионами 14
1.3. Влияние каналирования заряженных частиц на выход ХРИ 21
1.4. Практическое использование ХРИ, возбуздаемого ионами 32
1.5. Постановка задачи ......................................... 36
2. МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА............................................38
2.1. Экспериментальная установка ............................... 38
2.2. Блок детектирования спектрометра рентгеновского излучения.......................................................42
2.3. Аналоговый процессор спектрометра рентгеновского излучения.......................................................50
2.4. Особенности регистрации рентгеновских квантов .... 56
2.5. Геометрия экспериментов. Ориентирование мишеней ... 64
3. АНАЛИЗ ПОЛИКРИСТАЛЛИЧЕСКИХ МИШЕНЕЙ...............................67
3.1. Эксперименты на тонких мишенях ............................ 67
3.2. Сечения возбуждения /-ХРИ атомов вольфрама
протонами с энергией Ео-<0,7 МэВ...........................78
3.3. Выход ХРИ от толстой мишени.................................86
3.4. Определение коэффициентов поглощения ХРИ
в твердом теле.............................................89
4. ИССЛЕДОВАНИЕ КАНАЛИРОВАНИЯ ПРОТОНОВ В ВОЛЬФРАМЕ
МЕТОДОМ ИРСА.....................................................97
4.1. Угловые распределения интенсивностей ХРИ при
каналировании протонов ................................... 97
4.2. Определение интегральной функции деканалирования 103
4.3. Экспериментальное исследование выхода ХРИ при каналировании, сравнение с модельными расчетами ................. 108
5. ЭКСПЕРШЕНТМЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ МНОГОАТОМНЫХ МОНОКРИСТАЛЛОВ 122
5.1. Методические вопросы .................................... 123
5.2. Каналирование протонов в осевых направлениях монокристалла М*Х)У<%.........................................128
5.3. Угловые распределения выхода ХРИ при осевом каналировании протонов в облученных кристаллах 14 5/ ... . 137
ЗАКЛЮЧЕНИЕ........................................................151
ЛИТЕРАТУТА........................................................153
ВВЕДЕНИЕ
Прогресс современной науки и техники сопровождается дальнейшим совершенствованием старых и разработкой новых методов исследования структуры и свойств твердого тела. Развитие радиационной физики, реакторного материаловедения, микроэлектроники, а также создание новых перспективных материалов связаны с освоением различных неразрушающих методов контроля. В настоящее время в исследовательской практике нашли широкое применение методы с использованием пучков тяжелых заряженных частиц.
Взаимодействие ускореннных ионов с твердым телом сопрововда-ется рядом явлений: ядерные реакции, упругое рассеяние ионов, электромагнитное излучение от рентгеновского диапазона до инфракрасной области, эмиссия атомов, ионов, электронов и Оже-электро-нов, акустические колебания. Все перечисленные цроцессы взаимодействия заряженных частиц с кристаллами характеризуются аномальны! выходом при совмещении пучка ионов с одним из низкоиндексных кристаллографических направлений (ориентационные эффекты) и используются для исследования различных свойств твердого тела.
Наибольшее развитие за последнее десятилетие получил метод обратного рассеяния как для изучения механизмов взаимодействия ионов с твердым телом, так и для решения различных прикладных задач. Однако, данный метод из-за низкой разрешающей способности по массам накладывает ограничения на атомный состав анализируемых многокомпонентных мишеней, соотношение масс примеси и матрицы и др. Большей избирательностью обладает метод рентгеноспектрального анализа с ионным возбуждением (ИРСА), который основан на анализе характеристического рентгеновского излучения (ХРИ), возникающего при взаимодействии ускоренных ионов с атомами твердой мишени.
Развитие и использование метода ИРСА долго сдерживалось по
5
сравнению с методом ОР отсутствием спектрометров рентгеновского излучения с высоким энергетическим разрешением и большой эффек -тивностью регистрации. Разработка в 70-х годах высококачественных полупроводниковых 5» ( Л' ) детекторов послужила толчком к широкому использованию метода ИРСА. Основные направления применения данного метода рассмотрены в книгах /1,2/, здесь же показаны и области его преимущественного использования.
ИРСА выгодно отличается от других аналитических методов прежде всего высокой чувствительностью и избирательностью при проведении экспрессного количественного многоэлементного анализа микроколичеств вещества. Метод ионного возбуждения ХРИ имеет более низкий порог определения 10“^ - 10_^б г/г и предпочтителен при анализе микропримеси в толстых мишенях. ИРСА имеет несомненное преимущество перед методами электронного и фотонного возбуждения при анализе тонких пленок и приповерхностных слоев толстых образцов. Данный метод уже успешно применяется в ми!фоэлектронике, биологии, медицине, для контроля загрязнений окружающей среды и в других областях.
Ориентационные эффекты, возникающие при взаимодействии заряженных частиц с монокристаллическими мишенями, лежат в основе использования ИРСА для изучения структуры исследуемых образцов.
Этот метод дает дополнительную информацию о механизмах взаимодействия ускоренных ионов с кристаллами и позволяет решать широкий круг прикладных задач (см. обзор /3/). С помощью ИРСА можно исследовать дефектность структуры монокристалла, определять местоположение примесных атомов в решетке кристалла в широком диапазоне комбинаций примесь-матрица, измерять профили распределения атомов различных компонентов по глубине мишени и др.
Являясь самостоятельным методом исследования, ИРСА органично сочетается с методом обратного резерфордовского рассеяния падающих частиц. Оба метода основаны на близком взаимодействии
налетающих ионов с атомами мишени, причем в ИРСА может использоваться набор характерных прицельных параметров столкновений, связанных с размерами электронных оболочек, что важно при моделировании процессов взаимодействия ионов с упорядоченной структурой атомов. При решении прикладных задач комплексная методика дает повышенную информативность и надежность экспериментальных результатов.
В настоящее время метод ИРСА находится в стадии становления, ведется активный поиск возможностей его использования в физике твердого тела. Исследования проводятся как в направлении изучения механизмов ионизации внутренних оболочек атомов налетающим ионом, совершенствовании теоретических моделей описания ионизационных процессов, так и в направлении создания новых методик исследования твердого тела на основе дальнейшего развития экспериментальной техники.
Данная работа посвящена дальнейшему развитию метода, основанного на регистрации характеристического рентгеновского излучения атомов мишени, возбуждаемых быстрыми протонами, с целью исследования твердотельных образцов. Рассмотрены возможности использования пучка протонов с энергией 0,6 МэВ для изучения состава и структуры различных мишеней указанным методом. Исследования проводились по комплексной методике, включая обратное рассеяние протонов и ядерные реакции.
Исследования проводились в рамках госбюджетных работ, выполняемых в проблемной электрофизической лаборатории Уральского политехнического института им. С.М. Кирова по постановлению СМ РСФСР от 12.12.76 г. № 611 по теме 002.70.2.18.1.01 "Исследование взаимодействия быстрых заряженных частиц с монокристаллами", а также по координационному плану АН СССР на 1981-85 гг. (направления "Физика твердого тела" и "Ядерная физика") по теме 81000301 "Исследование взаимодействия ускоренных частиц с твердыми и
газообразными мишенями"
Автор защищает
- специализированный спектрометр мягкого рентгеновского излучения с Э( (Л') -детектором для проведения комплексных исследований по взаимодействию пучка протонов с моно- и поликристаллами;
- результаты измерений сечений возбуждения ХРИ ^ -оболочки атомов вольфрама протонами с энергией 0,2-0,7 МэВ;
- результаты теоретических и экспериментальных исследований выхода ХРИ I -оболочки атомов вольфрама, возбуждаемых протонами, первоначально каналированными в направлениях <111), <110), <100)> монокристалла вольфрама;
- результаты ориентационных измерений выхода ХРИ при каналировании протонов в осевых низкоиндексных направлениях многоатомных монокристаллов оксидных вольфрамовых бронз ( №°х V? ) и высокотемпературных сверхпроводников У3 £* ;
- метод определения коэффициентов поглощения ХРИ в толстой мишени неизвестного состава.
8.
I. РЕНТГЕНОСПЕКТРАЛЬНЫЙ АНАЛИЗ С ИОННЬШ ВОЗБУВДЕНИЕМ КАК МЕТОД ИССЛЕДОВАНИЯ ТВЕРДОГО ТЕЛА
В данной главе проведен краткий обзор экспериментальных и теоретических работ по изучению рентгеноспектрального анализа с ионным возбуждением (ИРСА). Рассмотрены особенности спектров рентгеновского излучения, возникающего в ион-атомных столкновениях. Обсуждаются модели теоретического расчета сечений ионизации внутренних оболочек атомов ускоренными легкими ионами с энергией Е I МэВ в сравнении с имеющимися экспериментальными данными. Проведен анализ влияния каналирования заряженных частиц на выход ХРИ. Рассмотрены основные теоретические представления о процессах деканалирования ионов. Обсуждаются возможности использования метода ИРСА как для исследовательских целей, так и для решения прикладных задач.
В заключение определены конкретные задачи настоящей работы.
1.1. Спектры рентгеновского излучения, возникающего в ион-атомных столкновениях
Ион-атомные столкновения сопровождаются эмиссией рентгеновского излучения, спектр которого зависит от сорта, зарядового состояния и скорости иона, а также от сорта атомов мишени и их ближайшего окружения. Прежде всего - это ХРИ обоих партнеров, участвующих в столкновении.
Образовавшаяся в результате столкновения иона с атомом вакансия заполняется за счет дипольного или квадрупольного перехода одного из электронов последующих оболочек атома с испусканием кванта ХРИ. Начальное и конечное состояние атома описывается квантовыми числами /7 , £ , у (главное, орбитальное, полного углового момента), причем переходы подчиняются следующим правилам отбора / 4 /: дипольные переходы -ЛП = 0, /л £ / = I, /л] / = 0,1;
9
квадрупольные переходы - Д ^ = О, /Д ^ / * 0,2; /ду / = О, I, 2, В спектре ХРИ этим переходам соответствуют диаграммные линии.
Исследование энергетического положения и формы линий ХРИ показывает, что для быстрых ионов характерна многократная ионизация атомов. Это приводит к появлению в спектрах дополнительных линий - сателлитов (рис. I), интенсивность которых при облучении мишени тяжелыми ионами может значительно превышать интенсивность основных характеристических линий / 5,6/. Сателлитная структура спектров соответствует однократной ионизации данной электронной оболочки и кратной ионизации последующей оболочки атома. Кратная ионизация рассматриваемой оболочки приводит к появлению в спектрах гиперсателлитов, интенсивность которых составляет ^ 1% от интенсивности основных линий / 7 /.
При использовании в измерениях высокоэффективных б* Ш) детекторов сателлитная структура спектров не разрешается, а ее наличие вызывает изменение энергетического положения и соотношения интенсивностей регистрируемых линий.
Вероятность многократной ионизации атомов зависит от зарядового состояния иона при движении в твердом теле, причем возрастает с увеличением заряда ядра налетающей частицы / 8 /. Поэтому использование для исследований пучков протонов является предпочтительным, так как уменьшается вероятность многократной ионизации, и спектры ХРИ становятся более простыми с точки зрения их интерпретации.
Наряду с испусканием кванта ХРИ заполнение вакансии во внутренней оболочке атома может сопровождаться эмиссией Оже-электрона или электрона Костера-Кронига / 9 /. Переходы Костера-Кронига являются разновидностью Оже-процессов и приводят к образованию двух вакансий на оболочке значением главного квантового числа.
Вероятность заполнения вакансии в Э - оболочке ( §=
ІС.
РисЛ.І. Спектры Кы и -излучения Тс , возбуждаемого протонами, ионами гелия и кислорода /5/. Стрелками показано положение диаграммных линий.
II
с испусканием кванта ХРИ называется выходом флуоресценции , а вероятность заполнения вакансии с испусканием Оже-электрона -Оже-выходом о/5 . Таким образом, коэффициенты и o/s связывают сечение ионизации данной оболочки , описывающее распределение первичных вакансий, с экспериментально измеряемыми сечениями возбуждения ХРИ - G’sa' и выхода Оже-электронов - &SA *•
• (1Л)
Флуоресцентный выход равен сумме вероятностей всех возможных радиационных переходов §ïj , которые определяются отношением ширины данного перехода Гц к полной ширине возбужденного состояния.
По определению выходов флуоресценции К-оболочек атомов в настоящее время накоплен большой экспериментальный материал (см., например, обзор / 10 /). Особое внимание в измерениях обращалось на использование методов, исключающих многократную ионизацию атомов (облучение рентгеновскими квантами, электронами, К-захват, внутренняя конверсия). В работе /10/ показано, что экспериментальные значения для атомов с различным 2Т хорошо аппроксимируются зависимостью, которая предложена Буропом /II/.
[и)«/(1-ьЗк)]'/4 = А + CZ3 (1,2)
с коэффициентами: А = 0,015 -0,01; В = 0,0327 ±0,0005;
С = -(0,64 ±0,07) ПГб
Теоретические значения ^определены в работах /12,13/, где вероятности радиационных переходов получены с помощью нере-лятевистских волновых функций в приближении Хартри-Фока-Слэтера. Вероятности радиационных переходов определяют также относительную * интенсивность линий в спектре ХРИ. Экспериментальные данные по относительной интенсивности линий К-серии можно найти в работе /14/.
Определение выхода флуоресценции с вышестоящих оболочек (Z ,
М, ...) осложняется тем, что эти оболочки состоят из нескольких
12.
подоболочек. Вакансии в отдельных ^ -подоболочках могут переходить в более высокие ^ -подоболочки {J>l■ ) без испускания кванта излучения (переходы Костера-Кронига ). При этом относительное число вакансий V/ с учетом коэффициентов //у определяется по относительному числу первичных вакансий Л£ , например, для I -оболочки следующим образом
У,'« А// (1.3)
к/ - ы/ + },г м
Г2 '*2
Ук = N3 + + (Ж* + Жг ’
где ЛУ/= П?/ ^ Л//=/ .
Флуоресцентный выход А -оболочки определяется линейной комбинацией флуоресценции подоболочек
= £ V/со/ (1-4)
с
Значения величин и для различных атомов получены теоретически в работах /15-17/. Они удовлетворительно согласуются с имеющимися экспериментальными данными, краткий обзор которых приведен в /I/. Вычисления относительных вероятностей переходов для / -оболочки наиболее полно выполнены Скофилдом /18/.
Многократная ионизация атомов приводит к изменению вероятностей радиационных переходов, что вызывает соответственно изменение флуоресцентных выходов, переходов Костера-Кронига и относительных интенсивностей спектральных линий в рассматриваемой серии. Существующие теоретические представления в целом правильно описывают экспериментальные данные по кратной ионизации атомов (см., например, работы /19,20/), однако, пр/оведение соответствующих расчетов является сложной задачей.
Взаимодействие ионов с твердым телом сопровождается также испусканием рентгеновского излучения непрерывного спектра, которое
считается фоновым при проведении анализа спектров ХРИ. Основными составляющими непрерывного распределения в случае легких ионов являются следующие: тормозное излучение налетающих частиц, тормозное излучение вторичных электронов, рассеянное f -излучение сопутствующих ядерных реакций, излучение квазимолекул.
Тормозное излучение ионов довольно хорошо описывается с помощью квантомеханической теории дипольного излучения /21/. Диполь-ный момент системы ион-атом зависит от движения центра заряда относительно центра инерции, т.е. сечение испускания кванта излучения пропорционально величине ( 2Г//Ч " 22/Мг )Так как для большинства элементов отношение заряда к массе ( 2/М ) близко к 0,5, то при одинаковых скоростях налетающих частиц тормозной фон от тяжелых ионов должен быть значительно меньше, чем фон от протонов. Это было установлено экспериментально в /22/.
В низкоэнергетичной части спектра основной вклад в непрерывное распределение дает тормозное излучение $ -электронов. Интенсивность этого излучения экспоненциально спадает в области значений энергий квантов, превышающих
Тм - 4 £/ /М/ у (1.5)
где Tw - максимальная энергия, передаваемая ионом свободному электрону при столкновении; те - масса электрона; Ej и Mj - энергия и масса иона. Связанному электрону ион может передать энергию Т>Тт , однако, вероятность такого процесса быстро падает с ростом Т. Варьированием энергии и сорта ионов можно существенно влиять на интенсивность тормозного излучения в интересующей области спектра ХРИ. Дифференциальное сечение возбуждения фонового излучения с учетом углового распределения выбитых электронов можно представить /23/ в виде
dG"/dЕх ^ A Sin2 & ■+ В + 4 cos 9(С + Ц) Sen О) у
где 9 - угол между направлениями падения ионов и регистрации из-
лучения; А, В, С, J) - величины, зависящие от сечения выбивания S’ -электрона и сечения испускания этим электроном кванта тормозного излучения с энергией Ех* Распределение (1.6) несимметрично относительно максимума при 0 = 90° и спадает быстрее для 0>90°. Этот фактор необходимо учитывать при выборе геометрических условий измерений.
Сравнение вкладов тормозного излучения ионов и S -электронов в непрерывное энергетическое распределение показано на рис. 2. Подробный анализ фонового излучения для широкого энергетического диапазона налетающих ионов и различных комбинаций ион-атом мишени можно найти в обзорах /2,25/.
1.2. Сечения ионизации атомов ускоренными легкими ионами
Исследование возможностей ИРСА, сравнение с другими методами и решение конкретных аналитических задач невозможно без знания сечений ионизации атомов ускоренными ионами. Для целей ИРСА целесообразно использовать процессы ионизации внутренних оболочек (К, L , М) с энергией связи электронов в диапазоне 1-20 кэВ. При этом возрастает флуоресцентный выход, упрощаются условия детектирования и увеличивается соотношение пик-фон, т.е. возрастает чувствительность метода.
Теоретическое описание ионизации внутренних оболочек атомов тяжелыми заряженными частицами проводится чаще всего на основе трех моделей: квантовомеханического борновского приближения /26/, классической модели бинарных столкновений /27/ и в полуклассичес-ком приближении /28/. Первые две модели справедливы, когда энергии ионов много больше энергии связи электрона в атоме us . Нижней энергетической границей применимости данных моделей может быть использован критерий для борновского приближения /29/
2,2'ses/i 1Г, причем Z£»Z, , (1.7)
- Київ+380960830922