Дослідження елементного складу багатошарових структур методом RBS - Дипломная работа

При взаємодії пучка заряджених частинок з мішенню виникає вторинне випромінювання, кожний вид якого може бути використаний для отримання інформації про зразок. Так, вторинні електрони використуються в електронній мікроскопії і ядерних мікрозондах для одержання зображень поверхні мішені, світлові кванти у методі іонної люмінесценції , рентгенівські та гама-кванти у методиках індукованих продонами рентгенівського та гамового випромінювання, продукти ядерних реакцій у методі рентгенівського ядерного аналізу, вибиті з мішені вторинні іони у методі ядер віддачі, обернено розсіяні іони та протони первинного пучка у методі резерфордівського зворотного разсіяння (РЗР).В основі методу лежить явище розсіювання швидких іонів атомами досліджуваної речовини під кутами більше ніж 90°. Залежність енергії розсіяного іона від маси атома, що його розсіює, забезпечує принципову можливість елементного аналізу мішені, а орієнтаційна залежність розсіювання при взаємодії іонів з монокристаллами дозволяє оцінювати їх структурну досконалість [3]. Розглянемо фізичні процеси, що відбуваються у твердому тілі при взаємодії із прискореними частинками, основи методу РЗР і деякі його застосування. У першому випадку при зіткненні частинки з атомами мішені частина імпульсу цієї частинки може передаватися атому мішені як цілому.Після зіткнення швидкості частинок стають рівними і , і вони розлітаються під кутами ?1 і ?2 до напрямку початкового руху. У нерелятивістському випадку із законів збереження енергії та імпульсу можна записати (див. рисунок 1.1) звязок між початковою енергією падаючої частинки E0 й енергіями розсіяних часток E1 і E2. Формули (1) і (2) отримані при використанні тільки законів збереження енергії та імпульсу частинок, що зіштовхуються, і тому справедливі для будь-якого потенціалу взаємодії між частинками. Найважливішою характеристикою процесу розсіювання частинок є їх ефективний перетин розсіювання: , (1.3) де n - число частинок, що проходять в одиницю часу через одиницю площі поперечного переріза однорідного потоку (число падаючих частинок на центр, що розсіює); З огляду на те, що звязок між кутом розсіювання q і прицільним параметром ? (відстань, на якій частинка пройшла б повз центр, що розсіює, у відсутності силового поля) однозначний і в інтервалі кутів від ? до ? d? розсіюються тільки ті частинки, для яких прицільна відстань лежить в інтервалі від ? до ? - d?, можна записати, що: , (1.4)І той, і інший розгляд приводить до пропорційності непружних втрат енергії швидкості частки: Для оцінки непружних втрат енергії легких іонів в елементарному акті можна використати наступний вираз [5]: , (1.9) де АТ.Ф. Теоретичний розрахунок середнього потенціалу порушення, виконаний з використанням статистичної моделі атома Томаса-Фермі, дає значення I=13,5Z2 ЕВ. Через це в основі розгляду взаємодії атомних частинок із кристалом лежать уявлення не про індивідуальні зіткнення двох частинок, а про зіткнення частинки, що рухається, з деякою сукупністю атомів кристалла. Якщо швидкість іона досить велика й спрямована під кутом до ланцюжка ? <?кр (де ?кр - критичний кут каналування), то він швидко пройде область, контрольовану окремим атомом, лише злегка відхилившись у результаті взаємодії з ним. Потенціал взаємодії частинки з безперервним ланцюжком Ліндхард представив у вигляді: , (1.14) де, V(R) - потенціал взаємодії іона з окремим атомом;Як первинний пучок як правило, використають іони H або He у діапазоні енергій 0,5-2 МЕВ. Пучок моноенергетичних колимірованих легких іонів (Н , Не ) зіштовхується з мішенню й при цьому розглядається число й енергія часток, що розсіялися на кут q1 > 90° (рисунок 1.6). Енергетичний розподіл таких спектрометрів декілька КЕВ, що забезпечує досить високий розподіл по масах (в області M <40 вдається розрізнити навіть ізотопи одного елемента), але для важких атомів з M = 200 мінімальна роздільна різниця по масах досягає ~ 10 а.о.м [9]. Тоді від виразу (23) можна перейти до простого виразу для різниці енергій іонів, розсіяних на поверхні зразка й на глибині: , де - називається фактором енергетичних втрат при зворотному розсіюванні. При розподілі детектора по енергії 15 КЕВ для іонів з енергією 1 Мэв розподіл по глибині буде становити величину порядку ~ 300 Е.Разом з тим виявлення тієї або іншої домішки повязано не тільки з енергетичним розподілом детектора, але й з кількістю цієї домішки в мішені, іншими словами, з величиною сигналу від даної домішки на енергетичному спектрі [11] Частина іонів у пучку буде відбиватися від атомів на поверхні з енергією КМ ?E й K М ?E , а частина пройде на деяку глибину, наприклад t , розсіюючись потім на атомах з енергією E1 й E1 , як показано на схемі процесу розсіювання на рисунку 1.6. Границя сигналу від алюмінію в лівій частині спектра свідчить не про те, що іони "прострілюють" всю фольгу, а про те, що при проходженні відстані, рівної глибині аналізу методу на даному зразку, втрати енергії іонів стають настільки великі, що розсіяні іони не повертаються в

Зміст

Вступ

Розділ 1 Теоретичні основи резерфордівського зворотнього розсіювання

1.1 Взаємодія заряджених частинок з твердим тілом

1.1.1 Пружні зіткнення

1.1.2 Втрата енергії при непружному зіткненні

1.1.3 Особливості взаємодії атомних частинок з кристалами

1.2 Види резерфордівського зворотнього розсіювання

1.2.1 Розсіювання протонів

1.2.2 Розсіювання іонів гелію

1.3 Застосування РЗР для дослідження елементного складу та стехіометрії плівок А2B6 та A2MNB6

Розділ 2 Методика ОДЕРЖАННЯ та дослідження ПЛІВОК А2B6 та A2MNB6

2.1 Обладнання для осадження плівок ZNMNS

2.1.1 Автоматизація вимірювання температури підкладки

2.2 Дослідження елементного складу плівок

2.3 Методика проведення структурних досліджень плівок А2B6 та A2MNB6

РОЗДІЛ 3 СТРУКТУРНІ ВЛАСТИВОСТІ ТА РЕЗУЛЬТАТИ моделювання спектрів RBS від БАГАТОШАРОВИХ структур ТА ЇХ ОБРОБКА

3.1 Структурні характеристики плівок ZNMNS

3.2 Проведення моделювання спектрів РЗР від плівкових структур Ag/ZNMNS/ситал та Ag/ZNS/ситал

Висновки

Список використаних джерел