Резерфордовское обратное рассевание

Размещено на http://www.allbest.ru/

32

Министерство образования и науки Российской Федерации

Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение

высшего профессионального образования

«Национальный исследовательский Томский политехнический университет»

Физико-технический институт

Реферат

Резерфордовское обратное рассеивание

Выполнил студент (магистрант)

гр. 5ФМ10 Тастандиева Ж.Н.

Проверил преподаватель

____________/Боярко Е.Ю./

Томск 2012

Содержание

Введение

1. Справка

1.1 Модель атома (пудинг с изюмом). Модель Резерфорда

2.Физические основы метода обратного Резерфордовского распределения (РОР). Опыт Резерфорда

2.1 Кинематика обратного рассеяния ионов и атомов

2.2 Сечение Резерфордовского рассеяния

2.3 Прохождение ионов через вещество потерия энергии иона, торможение ионов, пробег ионов. Переход от шкалы энергий к шкале глубин

3. Экспериментальное методы РОР

3.1 Источники ионов(радиоактивный и ускорители). Электростатический генератор Ван де Граафа

3.2 Детекторы РОР ионов. Спектрометр шкала энергии.Примеры спектров РОР

4 Аналитические характеристики метода РОР

4.1 Чувствительность метода, предел обнаружения

4.2 Избирательность метода, массовое разрешение

4.3 Глубина анализа, разрашение по глубине

4.4 Точность, образцы сравнения

Заключение

Список литературы



Введение

В настоящее время для исследования состава и свойств поверхности твердого тела широко применяются пучки быстрых ионов. Для аналитических целей используются как рассеяние ионов, так и вторичные процессы, происходящие при взаимодействии ионов с атомами исследуемого вещества: характеристическое рентгеновское излучение, электроны, продукты ядерных реакций. Эти методы позволяют производить неразрушающий анализ элементного состава и структуры образца в приповерхностной области. Это делает их незаменимыми при решении ряда практических задач, связанных с модификацией свойств твердых тел в приповерхностной области, например, при исследовании профилей распределения примесей в полупроводниковых материалах, состава и геометрии тонких пленок, а также для изучения модификации структуры кристаллических материалов, включая кинетику накопления радиационных дефектов при ионном облучении. .

Методы исследования элементного состава и структуры твердых тел, основанные на Резерфордовском обратном рассеянии (РОР) быстрых заряженных частиц и анализе ионно-индуцированного характеристического рентгеновского излучения (ИИХРИ).



1. Справка

Представление об атомах как неделимых мельчайших частицах вещества возникло еще в античные времена, но только в XVIII веке трудами А. Лавуазье, М. В. Ломоносова и других ученых была доказана реальность существования атомов. Но вопрос об их внутреннем устройстве даже не возникал, и атомы по-прежнему считались неделимыми частицами. В XIX веке изучение атомистического строения вещества существенно продвинулось вперед. В 1833 году при исследовании явления электролиза М. Фарадей установил, что ток в растворе электролита это упорядоченное движение заряженных частиц - ионов. Фарадей определил минимальный заряд иона, который был назван элементарным электрическим зарядом. Его приближенное значение оказалось равным e = 1,60·10-¹⁹ К.

На основании исследований Фарадея можно было сделать вывод о существовании внутри атомов электрических зарядов. Большую роль в развитии атомистической теории сыграл выдающийся русский химик Д. И. Менделеев, разработавший в 1869 году периодическую систему элементов, в которой впервые был поставлен вопрос о единой природе атомов. Важным свидетельством сложной структуры атомов явились спектроскопические исследования, которые привели к открытию линейчатых спектров атомов. В начале XIX века были открыты дискретные спектральные линии в излучении атомов водорода в видимой части спектра. Впоследствии, в 1885 г. И. Бальмером были установлены математические закономерности, связывающие длины волн этих линий. В 1896 году А. Беккерель обнаружил явление испускания атомами невидимых проникающих излучений, названное радиоактивностью.

В последующие годы явление радиоактивности изучалось многими учеными (М. Склодовская-Кюри, П. Кюри, Э. Резерфорд и др.). Было обнаружено, что атомы радиоактивных веществ испускают три вида излучений различной физической природы (альфа-, бета- и гамма-лучи). Альфа-лучи оказались потоком ионов гелия, бета-лучи - потоком электронов, а гамма-лучи - потоком квантов жесткого рентгеновского излучения. В 1897 году Дж. Томсон открыл электрон и измерил отношение e / m заряда электрона к массе. Опыты Томсона подтвердили вывод о том, что электроны входят в состав атомов.

Таким образом, на основании всех известных к началу XX века экспериментальных фактов можно было сделать вывод о том, что атомы вещества имеют сложное внутреннее строение.

Они представляют собой электронейтральные системы, причем носителями отрицательного заряда атомов являются легкие электроны, масса которых составляет лишь малую долю массы атомов. Основная часть массы атомов связана с положительным зарядом. Перед наукой встал вопрос о внутреннем строении атомов.

метод обратный резерфордовский распределение

1.1 Модель атома (пудинг с изюмом). Модель Резерфорда

Первая попытка создания модели атома на основе накопленных экспериментальных данных (1903 г.) принадлежит Дж. Томсону.

Он считал, что атом представляет собой электронейтральную систему шарообразной формы радиусом, примерно равным 10-¹⁰ м. Положительный заряд атома равномерно распределен по всему объему шара, а отрицательно заряженные электроны находятся внутри него (рис. 6.1.1).

Для объяснения линейчатых спектров испускания атомов Томсон пытался определить расположение электронов в атоме и рассчитать частоты их колебаний около положений равновесия.

Однако эти попытки не увенчались успехом. Через несколько лет в опытах великого английского физика Э. Резерфорда было доказано, что модель Томсона неверна.

Рисунок 1.1.Модель атома Дж. Томсона

Первые прямые эксперименты по исследованию внутренней структуры атомов были выполнены Э. Резерфордом и его сотрудниками Э. Марсденом и Х. Гейгером в 1909-1911 годах. Резерфорд предложил применить зондирование атома с помощью б-частиц, которые возникают при радиоактивном распаде радия и некоторых других элементов. Масса б-частиц приблизительно в 7300 раз больше массы электрона, а положительный заряд равен удвоенному элементарному заряду. В своих опытах Резерфорд использовал б-частицы с кинетической энергией около 5 МэВ (скорость таких частиц очень велика - порядка 10⁷ м/с, но все же значительно меньше скорости света). б-частицы - это полностью ионизированные атомы гелия. Они были открыты Резерфордом в 1899 году при изучении явления радиоактивности. Этими частицами Резерфорд бомбардировал атомы тяжелых элементов (золото, серебро, медь и др.). Электроны, входящие в состав атомов, вследствие малой массы не могут заметно изменить траекторию б-частицы. Рассеяние, то есть изменение направления движения б-частиц, может вызвать только тяжелая положительно заряженная часть атома. Схема опыта Резерфорда представлена на рис. 1.2., 1.3.

Рисунок 1.2. Схема опыта Резерфорда по рассеянию б-частиц. K - свинцовый контейнер с радиоактивным веществом, Э - экран, покрытый сернистым цинком, Ф - золотая фольга, M - микроскоп

От радиоактивного источника, заключенного в свинцовый контейнер, б-частицы направлялись на тонкую металлическую фольгу. Рассеянные частицы попадали на экран, покрытый слоем кристаллов сульфида цинка, способных светиться под ударами быстрых заряженных частиц. Сцинтилляции (вспышки) на экране наблюдались глазом с помощью микроскопа. Наблюдения рассеянных б-частиц в опыте Резерфорда можно было проводить под различными углами ц к первоначальному направлению пучка. Было обнаружено, что большинство б-частиц проходит через тонкий слой металла, практически не испытывая отклонения. Однако небольшая часть частиц отклоняется на значительные углы, превышающие 30°. Очень редкие б-частицы (приблизительно одна на десять тысяч) испытывали отклонение на углы, близкие к 180°. Этот результат был совершенно неожиданным даже для Резерфорда. Его представления находил в резком противоречии с моделью атома Томсона, согласно которой положительный заряд распределен по всему объему атома. При таком распределении положительный заряд не может создать сильное электрическое поле, способное отбросить б-частицы назад. Электрическое поле однородного заряженного шара максимально на его поверхности и убывает до нуля по мере приближения к центру шара. Если бы радиус шара, в котором сосредоточен весь положительный заряд атома, уменьшился в n раз, то максимальная сила отталкивания, действующая на б-частицу, по закону Кулона возросла бы в n² раз. Следовательно, при достаточно большом значении n б-частицы могли бы испытать рассеяние на большие углы вплоть до 180°. Эти соображения привели Резерфорда к выводу, что атом почти пустой, и весь его положительный заряд сосредоточен в малом объеме. Эту часть атома Резерфорд назвал атомным ядром. Так возникла ядерная модель атома. Рис. 6.1.3 иллюстрирует рассеяние б-частицы в атоме Томсона и в атоме Резерфорда.

Рисунок .1.3. Рассеяние б-частицы в атоме Томсона (a) и в атоме Резерфорда (b)

Таким образом, опыты Резерфорда и его сотрудников привели к выводу, что в центре атома находится плотное положительно заряженное ядро, диаметр которого не превышает 10-¹⁴-10-¹⁵ м. Это ядро занимает только 10-¹² часть полного объема атома, но содержит весь положительный заряд и не менее 99,95 % его массы. Веществу, составляющему ядро атома, следовало приписать колоссальную плотность порядка с ? 10¹⁵ г/см³. Заряд ядра должен быть равен суммарному заряду всех электронов, входящих в состав атома. Впоследствии удалось установить, что если заряд электрона принять за единицу, то заряд ядра в точности равен номеру данного элемента в таблице Менделеева. Радикальные выводы о строении атома, следовавшие из опытов Резерфорда, заставляли многих ученых сомневаться в их справедливости. Не был исключением и сам Резерфорд, опубликовавший результаты своих исследований только в 1911 г. через два года после выполнения первых экспериментов. Опираясь на классические представления о движении микрочастиц, Резерфорд предложил планетарную модель атома. Согласно этой модели, в центре атома располагается положительно заряженное ядро, в котором сосредоточена почти вся масса атома. Атом в целом нейтрален. Вокруг ядра, подобно планетам, под действием кулоновских сил со стороны ядра вращаются электроны (рис. 1.4). Находиться в состоянии покоя электроны не могут, так как они упали бы на ядро.

Рисунок .1.4. Планетарная модель атома Резерфорда. Показаны круговые орбиты четырех электронов

Планетарная модель атома, предложенная Резерфордом, несомненно, явилась крупным шагом вперед в развитии знаний о строении атома. Она была совершенно необходимой для объяснения опытов по рассеянию б- частиц, однако оказалась неспособной объяснить сам факт длительного существования атома, т. е. его устойчивость. По законам классической электродинамики, движущийся с ускорением заряд должен излучать электромагнитные волны, уносящие энергию. За короткое время (порядка 10-⁸ с) все электроны в атоме Резерфорда должны растратить всю свою энергию и упасть на ядро. То, что этого не происходит в устойчивых состояниях атома, показывает, что внутренние процессы в атоме не подчиняются классическим законам.



2.Физические основы метода обратного Резерфордовского рассеяния (РОР). Опыт Резерфорда.

2.1 Кинематика обратного рассеяния ионов и атомов

Ядерно-физический метод исследования твердых тел, так называемый метод обратного резерфордовского рассеяния, основан на применении физического явления - упругого рассеяния ускоренных частиц на большие углы при их взаимодействии с атомами вещества.

Этот метод достаточно давно используется в ядерной физике для определения состава мишеней путем анализа энергетических спектров обратно рассеянных частиц.

Аналитические возможности резерфордовского рассеяния легких частиц получили широкое применение в различных областях физики и техники, начиная от электронной промышленности и заканчивая исследованиями структурных фазовых переходов в высокотемпературных соединениях.

Рассмотрим принципиальные особенности метода обратного резерфордовского рассеяния. Возможная схема применения метода показана на Рис.2.1. Коллимированный пучок ускоренных частиц с массой М₁, порядковым номером Z₁ и энергией Е₀ направляется на поверхность объекта исследования.

В качестве объекта исследования может быть достаточно тонкая пленка, масса и порядковый номер атомов которой равны, соответственно, М₂ и Z₂.



Рис.2.1

Схема применения метода обратного резерфордовского рассеяния

Часть ионов в пучке будет отражаться от поверхности с энергией , а часть пройдет вглубь, рассеиваясь затем на атомах мишени. Здесь  - кинематический фактор, определяемый как отношение энергии частицы  после упругого рассеяния частицы на угол  на атоме мишени  к ее значению до столкновения . Понятно, что кинематический фактор является функцией угла рассеяния. Рассеянные частицы, имеющие определенную энергию, выходят из мишени в разных направлениях, в одном из которых под углом  к направлению первоначального движения регистрируется их число и энергия. Если энергии частиц анализирующего пучка достаточно для того, чтобы достичь задней поверхности мишени, то рассеянные атомами этой поверхности частицы будут иметь энергию . Общая картина рассеянных от пленки ионов представляет собой энергетический спектр обратно рассеянных частиц. В случае присутствия на поверхности пленки примеси, масса атомов которой равна , на энергетических спектрах обратного рассеяния появится пик в области энергий . Пик будет расположен в низкоэнергетической области спектра, если  и в высокоэнергетической если .

Как следует из вышеизложенного, метод обратного резерфордовского рассеяния предполагает передачу энергии при процессах упругих взаимодействий двух тел. Это означает, что энергия налетающей частицы Е₀ должна быть намного больше энергии связи атомов в твердых телах. Поскольку последняя составляет величину порядка 10 - 20 эВ, то это условие всегда выполняется, когда для анализа используются ускоренные ионы с энергией в диапазоне от нескольких сотен кэВ до 2 - 3 МэВ. Верхняя граница энергии анализирующего пучка определяется таким образом, чтобы избежать возможных резонансных ядерных реакций при взаимодействии пучка с атомами мишени и примеси. Для экспериментальных исследований используются различные ускорители ионов, например ускорители Ван-де-Граафа. В качестве примера на Рис.2 показана установка для исследования обратного рассеяния с использованием так называемого тандемного ускорителя ионов.

Кинематический фактор  может быть вычислен из модели упругого столкновения двух частиц с массами М₁ и М₂. Как следует из законов сохранения импульса и энергии кинематический фактор зависит только от угла рассеяния  и отношения масс частицы и атома мишени :

. (1)

 

Таким образом, из зависимости кинематического фактора (1) следует, что, во-первых, измеряя угол рассеяния и энергию рассеянных частиц, можно определить массу рассеивающих частиц, а во-вторых, для достижения хорошей чувствительности метода угол рассеяния должен быть достаточно большим, а масса налетающих частиц не слишком малой. Поскольку энергетическое разрешение используемых детекторов обычно не менее 20 кэВ, то для наиболее оптимальных условий экспериментов выбирают угол рассеяния порядка 160^о, а в качестве анализирующего пучка обычно используют ускоренные ионы гелия.

2.2 Сечение Резерфордовского рассеяния

Основной характеристикой процесса упрогого рассеяния ионов является дифференциальное сечение dу\ dЩ , которое определяется как отношение числа ионов, упругого рассеянных в единицу времени в единичный телесный угол, к потоку падающих ионов. Величина dу\ dЩ пропорционально вероятности рассеяния ионов в заданный телесный угол. На Рис.2.2. приведен пример энергетического спектра обратного рассеянных ионов. Стрелками на Рис.2.2 отмечены положения пиков тех элементов, которые содержатся на поверхности исследуемого образца. Вместе с тем обнаружение той или иной примеси связано не только с энергетическим разрешением детектора, но и с количеством этой примеси в мишени, иными словами, с величиной сигнала от данной примеси на энергетическом спектре. Величина сигнала от i-го элемента примеси в мишени, или площадь под пиком , определяется выражением:

, (1)

где  - слоевое содержание i-го элемента (1/см²),  - среднее дифференциальное сечение рассеяния анализирующих частиц на атомах в детектор с телесным углом  (см²/ср),  - полное число анализирующих частиц, попавших в мишень за время измерения спектра. Стандартных условиях эксперимента (т.е. при постоянных  и ) величина сигнала пропорциональна . Для вычисления среднего дифференциального сечения можно воспользоваться формулой:

. (2)

Из последней формулы следует, что величина сигнала в спектрах обратного рассеяния зависит от порядкового номера элемента как .

Рис.2.2 Энергетический спектр ионов гелия с энергией 2 МэВ обратно рассеянных от кремниевой мишени

2.3 Прохождение ионов через вещество потерия энергии иона, торможение ионов, пробег ионов. Переход от шкалы энергий к шкале глубин

Изложенные представления о возможностях метода в элементной избирательности и чувствительности к малым количествам примесных атомов касались лишь атомов, локализованных на поверхности мишени. Применение метода для определения пространственного распределения примесей и дефектов основано на возможности регистрировать разницу в энергии частиц , рассеянных атомами, находящимися на разной глубине. Частица, попадающая в детектор, претерпев акт упругого рассеяния на некоторой глубине x, имеет меньшую энергию, чем частица, рассеянная атомами вблизи поверхности. Это связано, во-первых, с потерями энергии на пути в мишень и из нее, а, во-вторых, из-за различий в потерях энергии при упругом взаимодействии частицы с атомами, находящимися на поверхности и на глубине x.

Рассмотрим процесс рассеяния частиц на большой угол на глубине и на поверхности в соответствии с Рис.2.3. Пусть на мишень падает частица с энергией  под углом . Детектор, расположенный под углом , регистрирует частицы, рассеянные на поверхности и на глубине x. Частицы, рассеянные на поверхности, попадают в детектор, имея энергию . Частицы же, рассеянные на глубине x, будут иметь энергию , которая, как нетрудно понять, определится следующим соотношением:

, (2) 

где  - линейные потери энергии частицы при ее движении от точки рассеяния на глубине x до выхода из мишени,  - энергия, с которой частица подойдет от поверхности к точке рассеяния на глубине x:

, (3)



где  - линейные потери энергии частицы при ее движении от поверхности до точки рассеяния на глубине x. Таким образом:

 

, (4) 

где

. (5)

Переход от энергии рассеянных ионов к глубине их рассеяния в образце осуществляется с помощью уравнения

Первый и второй интегралы в этом уравнении определяют энергетические потери иона на участках пути в образец и обратно. Таким образом энергия обратнорассеянных ионов зависит от двух параметров- массы рассеивающего атома и глубины, на которой произошло рассеяние.

Рис.2.3 Геометрия рассеяния частиц от мишени

Выражение в квадратных скобках в (5) обычно называют фактором энергетических потерь и обозначают как . Рассматривая для простоты геометрию эксперимента, когда , т.е. , получим следующее выражение для фактора энергетических потерь:

, (6)

и, соответственно, . Последнее соотношение лежит в основе перевода энергетической шкалы в спектрах обратного рассеяния в шкалу глубины. При этом глубинное разрешение определяется энергетическим разрешением детектора и может составлять величину до 20 нм.

Для определения энергетических потерь частицы  можно использовать квантовую теорию торможения (Бете, Блох, 1932). Формула торможения для быстрых нерелятивистских частиц с массой, значительно большей электронной массы, имеет вид:

, (7)

где  - скорость частицы,  - концентрация атомов мишени, ,  - заряд и масса электрона,  - средний ионизационный потенциал.

Средний ионизационный потенциал, входящий в формулу (7), по существу, представляет собой подгоночный параметр и обычно определяется из экспериментов по торможению заряженных частиц.

Для оценок среднего ионизационного потенциала можно использовать приближенную формулу Блоха:



, (8)

где  - постоянная Ридберга, . Для более точных практических расчетов и анализа энергетических спектров обратного рассеяния вместо формул (7, 8) используют хорошо проверенные полуэмпирические формулы и различные табличные данные.



3. Экспериментальное методы РОР

3.1 Источники ионов(радиоактивный и ускорители). Электростатический генератор Ван де Граафа

Генератор Ван де Граафа -- генератор высокого напряжения, принцип действия которого основан на электризации движущейся диэлектрической ленты. Первый генератор был разработан американским физиком Робертом Ван де Граафом в 1929 году и позволял получать разность потенциалов до 80 киловольт. В 1931 и 1933 были построены более мощные генераторы, позволившие достичь напряжения до 7 миллионов вольт.

Электростатический генератор Ван де Граафа

Принцип работы:

• Воздух ионизируется под высоким (50 кВ) напряжением

• Коронный разряд, ионы заряжают ремень, вращение блоков задается мотором

• Заряд переносится ремнем вверх до сборника

• Сфера заряжается до высокого потенциала, ограничения связаны с коронным разрядом, зависят от формы поверхности, ее чистоты и т.д.

• Во избежание пробоя внутри сферу заполняют инертным газом (10 Атм, азот, фреон)

• Ионы (протоны) получаются в источнике под высоким напряжением (равным потенциалу сферы) и ускоряются в канале

• Нужная зарядность отсортировывается при помощи анализируюшего магнита и коллиматора



Рис. 3.1. Генератор Ван де Граафа

Простой генератор Ван де Граафа состоит из диэлектрической (шёлковой или резиновой) ленты ( на рисунке 3.1., "Схема генератора"), вращающейся на роликах 3 и 6, причём верхний ролик диэлектрический, а нижний металлический и соединён с землёй. Один из концов ленты заключён в металлическую сферу 1. Два электрода 2 и 5 в форме щёток находятся на небольшом расстоянии от ленты сверху и снизу, причём электрод 2 соединён с внутренней поверхностью сферы 1. Через щетку 5 воздух ионизируется от источника высоковольтного напряжения 7, образующиеся положительные ионы под действием силы Кулона движутся к заземлённому 6 ролику и оседают на ленте, движущаяся лента переносит заряд внутрь сферы 1, где он снимается щёткой 2, под действием силы Кулона заряды выталкиваются на поверхность сферы и поле внутри сферы создается только дополнительным зарядом на ленте. Таким образом на внешней поверхности сферы накапливается электрический заряд. Возможность получения высокого напряжения ограничена коронным разрядом, возникающим при ионизации воздуха вокруг сферы.

Современные генераторы Ван де Граафа вместо лент используют цепи, состоящие из чередующихся металлических и пластиковых звеньев, и называются пеллетронами.

3.2 Детекторы РОР ионов. Спектрометр шкала энергии

Детекторы служат как для регистрации частиц, так и для определения их энергии, импульса, траектории движения частицы и других характеристик. Для регистрации частиц часто используют детекторы, которые максимально чувствительны к регистрации определенной частицы и не чувствуют большой фон создаваемый другими частицами.

Часто в экспериментах приходится выделять «нужные» события на гигантском фоне «посторонних» событий, которых может быть в миллиарды раз больше. Для этого используют различные комбинации счётчиков и методов регистрации, применяют схемы совпадений или антисовпадений между событиями, зарегистрированными различными детекторами, отбор событий по амплитуде и форме сигналов и т. д. Часто используется селекция частиц по времени пролёта ими определённого расстояния между детекторами, магнитный анализ и другие методы, которые позволяют надёжно выделить различные частицы.

Число детекторов различного типа велико и нет возможности в этом разделе детально их описать. В то же время читатель должен иметь представление о многообразии способов наблюдения частиц. Поэтому дадим лишь беглый и краткий обзор используемых детекторов с упором на принципы их действия и характеристики. Мы почти не будем касаться технических подробностей, хотя они зачастую представляют не меньший интерес и определяют возможности детектора. Мы также не будем описывать электронику, обрабатывающую сигналы, поступающие с детектора, и особенности использования ЭВМ в этом процессе.
Один из наиболее общих принципов регистрации частицы состоит в следующем. Заряженная частица, двигаясь в нейтральной среде детектора (газ, жидкость, твердое тело, аморфное или кристаллическое), вызывает за счет электромагнитных взаимодействий ионизацию и возбуждение атомов среды. Таким образом, вдоль пути движения частицы появляются свободные заряды (электроны и ионы) и возбужденные атомы. Если среда находится в электрическом поле, то в ней возникает электрический ток, который фиксируется в виде короткого электрического импульса (условно детекторы, использующие этот принцип, будем называть ионизационными).

При возвращении возбужденных атомов в основное (невозбужденное) состояние излучаются фотоны, которые могут быть зарегистрированы в виде оптической вспышки в видимой или ультрафиолетовой области. Этот принцип используется в сцинтилляционных детекторах.

При определенных условиях траекторию пролетающей заряженной частицы, можно сделать видимой. Это осуществляется в так называемых трековых детекторах.

Нейтральные частицы (такие как нейтрон или Л-гиперон) непосредственно не вызывают ионизацию и возбуждение атомов среды. Однако они могут быть зарегистрированы в результате появления вторичных заряженных частиц, возникших либо в реакциях этих нейтральных частиц с ядрами среды, либо в результате распада этих частиц. Гамма-кванты также регистрируются по вторичным заряженным частицам - электронам и позитронам, возникающим в среде вследствие фотоэффекта, Комптон-эффекта и рождения электрон-позитронных пар.

Нейтрино, возникшее в результате реакции, в силу исключительно малого сечения взаимодействия со средой (10^-20 барн) в большинстве случаев вообще не регистрируется детектором. Тем не менее, факт его появления может быть установлен. Дело в том, что ускользнувшее от непосредственного наблюдения нейтрино уносит с собой определённую энергию, импульс, спин, лептонный заряд. Недостачу обнаруживают, регистрируя все остальные частицы и применяя к ним законы сохранения энергии, импульса, момента количества движения, электрического заряда, лептонного заряда и др. Такой анализ позволяет не только убедиться, в том нейтрино действительно было, но и установить его энергию и направление вылета из точки реакции. Быстрораспадающиеся частицы детектор «не успевает» зафиксировать. В этом случае они регистрируются по продуктам распада. Общие требования к детектирующей аппаратуре сводятся к определению типа частицы (идентификации) и её кинематических характеристик (энергии, импульса и др.). Часто тип частицы известен заранее и задача упрощается. Во многих экспериментах, особенно в физике высоких энергий, используются крупногабаритные и сложные комплексы, состоящие из большого числа детекторов различного типа. Такие комплексы, фиксируя практически все частицы, возникающие в эксперименте, дают достаточно полное представление об изучаемом явлении. Основными характеристиками детектора являются - эффективность (вероятность регистрации частицы при попадании её в детектор), временнoе разрешение (минимальное время, в течение которого детектор фиксирует две частицы как отдельные) и мёртвое время или время восстановления (время, в течение которого детектор после регистрации частицы либо вообще теряет способность к регистрации следующей частицы, либо существенно ухудшает свои характеристики). Если детектор определяет энергию частицы и (или) её координаты, то он характеризуется также энергетическим разрешением (точностью определения энергии частицы) и пространственным разрешением (точностью определения координаты частицы).

Спектрометр (лат. spectrum от лат.spectare -- смотреть и метр от др.-греч. мЭфспн -- мера, измеритель) -- оптический прибор, используемый в спектроскопических исследованиях для накопления спектра, его количественной обработки и последующего анализа с помощью различных аналитических методов. Анализируемый спектр получается путем регистрации флуоресценции после воздействия на исследуемое вещество каким-либо излучением (рентгеновским или лазерным излучением, искровым воздействием и др.). Обычно измеряемыми величинами являются интенсивность и энергия (длина волны, частота) излучения, но могут регистрироваться и другие характеристики, например, поляризационное состояние. Термин «спектрометр» применяется к приборам, работающим в широком диапазоне длин волн: от гамма до инфракрасного диапазона.

Полупроводниковый детектор, прибор для регистрации частиц, основан элементом которого является кристалла полупроводника. Регистрируемая частица, проникая в кристалл, генерирует в нём дополнительные (неравновесные) электронно-дырочные пары. Носители заряда (электроны и дырки) под действием приложенного электрического поля «рассасываются», перемещаясь к электродам П. д. В результате во внеш. цепи П. д. возникает электрический импульс, который далее усиливается и регистрируется (рис.). Для достижения достаточно высокой чувствительности необходимо, чтобы в отсутствии регистрируемых частиц полупроводник был обеднён носителями, т. е. имел минимум. электропроводность. Это достигается использованием p -- n-перехода, на который подают обратное (запирающее) напряжение V. Слой полупроводника вблизи границы p -- n-перехода, обеднённый носителями заряда и обладающий высоким уд. электросопротивлением r, явления чувствительность слоем П. д. Глубина чувствит. слоя W=0,5мкм (W в мкм, r в Ом*см, V в В). Остальная часть кристалла полупроводника образует нечувствительный (мёртвый) слой.

Заряд, собранный на электродах П. д., пропорц. энергии, выделенной ч-цей при прохождении через чувствит. слой. Поэтому, если ч-ца полностью тормозится в нём, П. д. может работать как спектрометр. Ср. энергия, необходимая для образования одной электронно-дырочной пары, в полупроводнике мала (у Si -- 3,8 эВ, у Ge -- 2,9 эВ). В сочетании с высокой плотностью в-ва это позволяет получить высокую разрешающую способность по энергии Dо/о, достигающую ~1% при о~10 кэВ и ~0,1% при о~1000 кэВ. Если ч-ца полностью тормозится в чувствит. слое, то эффективность её регистрации ~100%. Большая подвижность носителей тока в Ge и Si позволяет быстро собирать заряд на электродах за время ~10^-8 с, что обеспечивает высокое временное разрешение П. д.Высокое энергетическое разрешение П. д. может быть достигнуто лишь при охлаждении детекторов до температуры жидкого азота, т. к. из-за малой ширины запрещённой зоны в Si и Ge даже в случае собств. проводимости концентрация свободных носителей при комнатной темп-ре велика. Кроме того, при охлаждении существенно увеличивается подвижность носителей, благодаря чему обеспечивается более полный их сбор на электродах.

В связи с этим П. д. обычно размещают в криостатах, в которых поддерживается вакуум ~10^-6 мм рт. ст. В П. д. используются т. н. поверхностно-барьерные (сплавные) переходы (W~1 -- 2 мм, мёртвый слой ~0,1 -- 2 мкм) и диффузионные переходы. Введение примеси Li в Ge и Si (ионы Li захватывают носители и уменьшают проводимость) увеличивает W для плоских (планарных) П. д. до 15 мм (диффузионно-дрейфовые П. д., имеющие pin-структуру) и позволяет создавать коаксиальные дрейфовые германиевые П. д. с примесью Li [Ge(Li)] с рабочим объёмом ~200 см³ для регистрации жёстких g-квантов (оі1МэВ). Из «сверхчистого» Ge (концентрация примесей ~10^-10 в 1 см³), сопротивление к-рого близко к собственному, также изготавливают планарные П. д. площадью ок. 19 см² и W»16 мм и коаксиальные П. д. объёмом до 75 см³. Для обеднения носителями в П. д. используется также предварит. облучение кристалла g-квантами. Образующиеся радиационные дефекты явл. ловушками для носителей (радиационные П. д.). Поверхностно-барьерные и диффузионные кремниевые П. д. обладают миним. толщиной мёртвого слоя (от десятых долей мкм до неск. мкм). Их используют для спектрометрии осколков деления атомных ядер, a-частиц с энергиями 20 МэВ, протонов с энергиями 5 МэВ и электронов с энергиями 200 кэВ. В этом случае пробег ч-ц ещё полностью укладывается в чувствит. слое П. д. Однако П. д. используются также для спектрометрии ч-ц более высоких энергий, когда пробег ч-ц больше глубины обеднённой области. При этом с помощью П. д. определяют удельные ионизац. потери энергии ч-ц или их координаты с пространств. разрешением до 50 мкм (позиционно-чувствительные П. д.). Для спектрометрии мягкого рентг. излучения обычно используют диффузионно-дрейфовые П. д. из кремния с примесью лития, а также германиевые П. д. Для спектрометрии g-квантов применяют коаксиальные диффузионно-дрейфовые П. д. из Ge(Li) и из сверхчистого Ge. Применяют также полупроводники с большой шириной запрещённой зоны о_g (CdTe с о_g=1,5 эВ и HgI с о_g=2,l эВ). Однако из-за большей ср. энергии образования пары электрон -- дырка их энергетич. разрешение хуже, чем в случае Ge и Si. В процессе работы в П. д. происходит накопление радиац. дефектов в его чувствит. объёме, в результате чего его спектрометрич. св-ва ухудшаются. Предельные потоки для быстрых нейтронов 10¹²--10¹³ см^-2, для a-частиц 10¹⁰ см^-2, для электронов с энергией 2--5 МэВ 10¹³--10¹⁴ см^-2, для g-квантов больше 10⁸ рад

Рис. 3.2. Полупроводниковые детекторы (штриховкой выделена чувствит. область): n -- область полупроводника с электронной проводимостью; p -- с дырочной; г -- с собств. проводимостью; а -- кремниевый поверхностно-барьерный детектор; б -- планарный диффузионно-дрейфовый германиевый детектор; в -- коаксиальный диффузионно-дрейфовый Ge(Li)-детектор.



4. Аналитические характеристики метода РОР

Основные метрологические характеристики рекомендованные в к применению в аналитической практике чувствительность и предел обнаружения, избирательность и массовое разрешение, глубина анализа и разрешение по глубине, точность и достоверность результатов анализа, которые в совокупности определяет возможность и ограничения метода, а также области его приложений.

4.1 Чувствительность метода, предел обнаружения

Под чувствительностью метода понимется его способность обнаружить разницу между близкими концентрациями атомов определяемого элемента. Предел обнаружения характеризует наименьшее содержание элемента, которое можно обнаружить с заданной достоверной вероятностью. Предел обнаружения от перевышения полезным сигналом фона и ограничивает применимость метода со стороны низких концентраций. Чувствительность метода обратного рассеяния быстрых ионов зависит от массы, порядкового номера глубины залегания атомов определяемого элемента в матрице. При нахождении предела обнаружения С_iмин в различных по составу образцах следует выделить два случая.

1. Спектр ионов, обратнорассеяных от исследуемых атомов, перекрываетяся с о спектром ионов, рассеяных атомами матрицы. Это встречается, когда легкие атомы находятся в тяжелой матрице, или когда атомы тяжелой примесей находятся на больших глубинах из легкой матрице.

2. Спектр ионов, обратнорассеянных атомами тяжелой примеси, определяется от спектров ионов, рассеяных атомами легкой матрицы. В том случае, когда в состав образца входят атомы нескольких химических элементов и масса определяемого элемента (i) меньше, чем масса атомов хотя бы одного из оставшихся элементов, определения содержания i-элемента возможно, если высота ступеньки H_i в спектре обратного рассеяния больше, чем флуктуации выхода обратнорассеянных ионов с энергией в окрестности этой ступеньки. Выход ионов, рассеянных атомами более тяжелых элементов, в рассматриваемом случае является фоном, мешающим определению атомов i- элемента. Величина C_iмин в случае толстого образца рассчитывается с помощью выражения

Здесь

- дисперсия числа отсчетов в той области спектра, где находится ступенька (или пик) атомов определяемого элемента. Суммирование производится по всем элементам с атомной массой .

Погрешность определения концентрации атомов i-сорта в пленке или тонком приповерхностном слое, в состав которых входят атомы i и j-элементов , находится из соотношения, полученного С.Кампизано и др.[3]

Где - отноцительная концентрация атомов i-сорта в образце; - погрешность измерения высоты ступеньки.

Наиболее удобным для анализа является случай, когда масса атомов i-элемента наибольшей образце, или образ является таким тонким ,что пики, принадлежащие атомам разных элементов, входящим в состав образца, разделяется между собой.

Выход обратного рассеяния ионов возрастает пропорционально , поэтому наибольшая чувствительность достигается, когда масса атомов определяемого элемента намного больше, чем масса оставшихся элементов. Например, с помощью обратного рассеяния ионов гелия с энергией 2МэВ можно определять содержание атомов мышьяка и сурьмы в кремнии с объемной концентрацией выше 10¹⁸ и 10¹⁷ ат/см³ соответственно, находить слоевую концентрацию атомов золота в кремнии не ниже 10¹⁰ ат/см³. Для сравнения укажем, что порог обнаружения объемной концентрации легких атомов кремния в железе составляет 3*10²⁰ ат/см³ (3.3 ат. %)

4.2 Избирательность метода, массовое разрешение

Избирательность является ваенейшей характеристикой многоэлементных методов анализа, к числу которых относится обратное рассеяние атомов. Она характеризуется массовым разрешением

где - минимальная разница в массе атомов соседних элементов, которые еще можно различить по спектру. Как было показано выше, масса атомов определяется по результатом измерения величины кинематического коэффициента К_i, который зависит от соотношения М₁/М₂ и угла рассеяния и. Различие энергии ионов, испытавших обратное рассеяние на атомах заданной массы, увеличивается с ростом М₁ и и. Массовые разрешение определяется выражением

Где - минимальное расстояние по энергии между двумя линями (ступеньками) в спектре, при котором эти линии (ступеньки) разделяются между собой. Для случая рассеяния ионов назад выражение принимает вид

Для повышения массового разрешения следует использовать более тяжелые ионы и регистрацию рассеянных ионов производит при углах, близких к 180⁰.

4.3 Глубина анализа, разрашение по глубине

Глубина анализа х_макс представляет собой максимальную глубину образца, на которй еще возможно определение его состава. Обычно глубина анализа для быстрых протонов и ионов гелия составляет 1-10 мкм. Она зависит от начальной эенргии ионов, тормозной способности вещества,геометрия рассеяния и массы атомов определяемого элемента. Основной критерий оценки х_макс- возможность анализа энрегетического спектра обратнорассеяных ионов. Опытном путем устоновлена, что энергия ионов при этом должно быть выше,что ј (Е₀). Используя это условие, можно получить для глубины анализа следующее выражение:



Например, для ионов гелия и протонов с энергией 1 МэВ в кремнии величина х_макс составляет 1 и 4.5 мкм при использовании геометрии рассеяния, когда ц₀=0⁰ и и=170⁰ . В опытах, где определяются профили атомов примеси, величина х_макс рассчитывется по формуле

Х_макс=(К_пр -К_м)Е₀/[S]_i

Разрешение по глубине является важнейшей характеристикой метода, определяющей возможность его использования для послойного анализа. Его можно выразить через энергетическое уширение спектра обратнорассеянных ионов.

Если учесть все факторы ,способствующие уширению спектра, то

Где дЕп-энергетический разброс в падающем пучке; дЕ_д- энергетическое разрешение детектора; дЕ_ст энергетический разброс за счет страгглинга; дЕ_Щ - энергетический разброс, связанный с геометрией рассеяния и конечным телесным углом детектирования; дЕ_мр- энергетический разброс, обусловленный многократным рассеянием ионов.

4.4 Точность, образцы сравнения

Метод обратного рассеяния быстрых ионов позволяет производить абсолютные измерения величин концентрации атомов и толщины пленок различного состава. Погрешность измерения выхода обратноррассеянных ионов зависит от точности определения начальной энергии ионов Е₀, числа ионов попадавших на образец за время получения спектра - D , геометрии рассеяния и телесного угла детектора - dЩ, эффективность и энергетического разрешения спектрометрического тракта дЕ_д. калибровка энергии первичного ионного пучка по ядерным реакциям позволяет определять величину Е₀ с точностью 0.1%.

Погрешность мониторирования пучка обычно составляет 5%,но при использовании специальных устройств, обеспечивающих наиболее полный збор заряда с образца ( при размещении образца внутри цилиндра Фарадея и подавлении вторичной эмиссии электронов с помощью антикатода) точность измерения величины D может быть доведена до 1.5%.

Неточность измерения угла рассеяния и в ±0.2% приводит к ошибке в определении выхода приблизительно в 0,2% . погрешность в определении площади чувствительной области счетчики рассеянных ионов обычно составляет ±0.5%. при нормальной геометрии эксперимента (ц₁=0⁰, и=130-170⁰, dЩ=(1-5)*10^-3 ср) ошибка за счет геометрии детектора может составлять ±1%. В том случае когда производится анализ распределения примеси по глубине, шкала энергий рассеянных ионах преобразуется шкалу глубин. Тормазная способность ионов гелия в различных материалах известна (точность 3-5%). Вследствие дискретности шкалы анализатора величина граничной энергии для атомов примеси и матрицы находится в спектрах с неопределенностью дЕ/2. Наличие на поверхности образца пленки загрязнении вносит допольнительную погрешность в определении К_iЕ₀.



Заключение

В данном реферате было рассмотрена физическое основы метода обратного Резерфордного расперделения (РОР), экспериментальные методы РОР, а также аналитические методы РОР. В первой главе вы можете знать сторение атома и модель Резерфорда. Во второй главе изложено физическое принципы обратного рассеяния быстрых ионов. К настоящему времени обратное рассеяние быстрых ионов изучено как теоритически, так и экспериментально. Для всех элементов периодической системы известны сечения упругого рассеяния, кинематические коэффициенты и сечения торможения ионов. Это облегчает расшифровку аппаратурных спектров и обеспечивает необходимую точность анализа. Совершенчтвование экспериментальной техники, разработка конкретных аналитических методик и применение ЭВМ для обработки экспериментальных данных увелечивают возможности метода и расширяют область его приложений .

Метод РОР является уникальным методом неразрушающего контроля поверхности. В основе метода лежит явление кулоновского рассеяния быстрых ионов атомами исследуемого вещества на углы больше 90°. Зависимость энергии рассеянного иона от массы рассеивающего атома обеспечивает принципиальную возможность элементного анализа мишени, а ориентационная зависимость рассеяния при взаимодействии ионов с монокристаллами позволяет оценивать их структурное совершенство.



Список литературы

1. Крючков Ю.Ю., Чернов И.П. Основы ядерного анализа твердого тела.-М.: Энергоатомиздат, 1999.-350 С.

2. Методы анализа на пучках заряженных частиц/А.А.Ключников, Н.Н. Пучеров, Т.Д. Чеснокова, В.Н. Щербин.-Киев: Наукова думка, 1987.-152С.

3. Шипатов Э.Т. обратное рассеяние быстрых ионов. Теория, эксперимент, практика. Ростов-на-Дону : издательство Ростовского университета,1988.-160 С.

4. Полупроводниковые детекторы в экспериментальной физике. М.: энергоатомиздат,1989.

Размещено на Allbest.ru