Обнаружение упругой отдачи

Анализ обнаружения упругой отдачи ( ERDA ), также называемый прямым рассеянием отдачи (или, в контексте, спектрометрией), представляет собой метод анализа ионного пучка в материаловедении для получения профилей глубины элементарной концентрации в тонких пленках . ^[1] Этот метод известен под несколькими разными названиями. Эти названия перечислены ниже. В методе ERDA энергичный ионный пучок направляется на образец, который необходимо охарактеризовать, и (как в случае обратного рассеяния Резерфорда ) происходит упругое ядерное взаимодействие между ионами пучка и атомами целевого образца. Такие взаимодействия обычно имеют кулоновскую природу. В зависимости от кинетики ионов, площади поперечного сечения и потери энергии ионов в веществе ERDA помогает определить количественную оценку элементного анализа . Он также предоставляет информацию о профиле глубины образца.

Энергия падающих энергичных ионов может варьироваться от 2 МэВ до 200 МэВ в зависимости от исследуемого образца. ^{[2] [3]} Энергия пучка должна быть достаточной, чтобы выбить («отбросить») атомы образца. Таким образом, ERD обычно использует соответствующий источник и детекторы для обнаружения отброшенных атомов.

Установка ERDA большая, дорогая и сложная в эксплуатации. Поэтому, хотя она и доступна в продаже, она относительно редко используется при характеризации материалов. Угол падения ионного пучка на образец также должен учитываться для правильного анализа образца. Это связано с тем, что в зависимости от этого угла будут собираться отброшенные атомы. ^[4]

ERDA используется с середины 1970-х годов. Он имеет схожую теорию с резерфордовской спектрометрией обратного рассеяния (RBS), но есть небольшие различия в установке эксперимента. В случае RBS детектор размещается в задней части образца, тогда как в ERDA детектор размещается в передней части.

Характеристики ЭРДА

Основные характеристики ERDA перечислены ниже. ^[1]

• Одновременно можно анализировать множество элементов, если атомный номер отскочившего иона меньше атомного номера первичного иона.
• Чувствительность этого метода в первую очередь зависит от площади поперечного сечения рассеяния, и метод имеет почти одинаковую чувствительность ко всем легким элементам. ^[1]
• Разрешение по глубине зависит от тормозной способности тяжелых ионов после взаимодействия с образцом, а обнаружение рассеянных первичных ионов снижается из-за узкого конуса рассеяния тяжелых ионов, рассеивающихся от легких элементов.
• Газоионизационный детектор обеспечивает эффективное обнаружение отдачи и, таким образом, минимизирует воздействие ионного пучка на образец, что делает этот метод неразрушающим. Это важно для точного измерения водорода, который нестабилен под пучком и часто удаляется из образца.

История

ERDA впервые продемонстрировали Л'Экуайер и др. в 1976 году. Они использовали ионы ³⁵ Cl с энергией 25–40 МэВ для обнаружения отдач в образце. ^[5] Позже ERDA разделили на две основные группы. Первая — это ERDA с легкими падающими ионами (LI-ERDA), а вторая — ERDA с тяжелыми падающими ионами (HI-ERDA). Эти методы предоставляют схожую информацию и отличаются только типом ионного пучка, используемого в качестве источника.

LI-ERDA использует низковольтные односторонние ускорители, тогда как HI-ERDA использует большие тандемные ускорители. Эти методы были в основном разработаны после того, как в материаловедении появились ускорители тяжелых ионов. LI-ERDA также часто выполняется с использованием пучка гелия с относительно низкой энергией (2 МэВ) для измерения глубинного профиля водорода. В этом методе используются несколько детекторов: детектор обратного рассеяния для более тяжелых элементов и прямой (отдачи) детектор для одновременного обнаружения отданного водорода. Детектор отдачи для LI-ERDA обычно имеет «фольгу диапазона». Обычно это фольга из майлара , помещенная перед детектором, которая блокирует рассеянные падающие ионы, но позволяет более легким отдаваемым атомам мишени проходить к детектору. ^[6] Обычно фольга из майлара толщиной 10 мкм полностью останавливает ионы гелия с энергией 2,6 МэВ, но позволяет отданным протонам проходить с низкой потерей энергии.

HI-ERDA используется более широко по сравнению с LI-ERDA, поскольку он может исследовать больше элементов. Он используется для обнаружения отскочивших атомов мишени и рассеянных ионов пучка с использованием нескольких детекторов, таких как детектор кремниевого диода, детектор времени пролета, детектор ионизации газа и т. д. ^[3] Главным преимуществом HI-ERDA является его способность получать количественную информацию о глубинном профилировании всех элементов образца за одно измерение. Разрешение по глубине менее 1 нм может быть получено с хорошей количественной точностью, что дает этим методам значительные преимущества по сравнению с другими методами анализа поверхности. ^[7] Кроме того, с помощью этого метода можно получить доступ к глубине 300 нм. ^[8] В этом методе можно использовать широкий спектр ионных пучков, включая ³⁵ Cl, ⁶³ Cu, ¹²⁷ I и ¹⁹⁷ Au с различными энергиями.

Настройка и экспериментальные условия влияют на производительность обоих методов. Такие факторы, как многократное рассеяние и повреждение, вызванное ионным пучком, должны быть приняты во внимание перед получением данных, поскольку эти процессы могут повлиять на интерпретацию данных, количественную оценку и точность исследования. Кроме того, угол падения и угол рассеяния помогают определить топографию поверхности образца.

Отличительные особенности ERDA

ERDA очень похож на RBS, но вместо обнаружения снаряда под углом назад, отдача обнаруживается в прямом направлении. Дойл и Пирси в 1979 году установили использование этой техники для профилирования глубины водорода. Некоторые из выдающихся особенностей ERDA с тяжелыми ионами высокой энергии: ^[9]

• Большое сечение отдачи с тяжелыми ионами обеспечивает хорошую чувствительность. Более того, все химические элементы, включая водород, могут быть обнаружены одновременно с аналогичной чувствительностью и глубинным разрешением. ^[10]
• Концентрации в 0,1 атомных процента могут быть легко обнаружены. Глубина отбора проб зависит от материала образца и составляет порядка 1,5–2,5 мкм. Для поверхностной области может быть достигнуто разрешение по глубине 10 нм. Разрешение ухудшается с увеличением глубины из-за нескольких физических процессов, в основном из-за энергетического разброса и многократного рассеяния ионов в образце. ^[10]
• Одинаковое сечение отдачи для широкого диапазона масс атомов-мишеней ^[1]
• Уникальной особенностью этого метода является глубинное профилирование широкого спектра элементов от водорода до редкоземельных элементов. ^[1]

ERDA может преодолеть некоторые ограничения RBS. ERDA позволила проводить глубинное профилирование элементов от самых легких элементов, таких как водород, до тяжелых элементов с высоким разрешением в области легких масс, как обсуждалось выше. ^[11] Кроме того, эта техника оказалась высокочувствительной из-за использования телескопических детекторов с большой площадью позиционирования. Такие детекторы используются особенно тогда, когда элементы в образце имеют схожие массы. ^[1]

Принципы ERDA

Схема ERDA. ϕ, α и β — угол отдачи, угол падения и угол выхода соответственно. x — глубина зондирования.

Расчеты, моделирующие этот процесс, относительно просты, если предположить, что энергия снаряда находится в диапазоне, соответствующем рассеянию Резерфорда. Диапазон энергии снаряда для легких падающих ионов составляет 0,5–3,0 МэВ. ^[12] Для более тяжелых снарядов, таких как ¹²⁷ I, диапазон энергии обычно составляет от 60 до 120 МэВ; ^[12] а для пучков средних тяжелых ионов ³⁶ Cl является обычным ионным пучком, используемым с энергией приблизительно 30 МэВ. ^[1] В разделе приборостроения основное внимание будет уделено бомбардировке тяжелыми ионами. E _2, передаваемая ионами-снарядами с массой m ₁ и энергией E ₁ атомам образца с массой m ₂ , отскакивающим под углом ϕ , относительно направления падения, определяется следующим уравнением. ^[1]

(1)   ${\displaystyle E_{2}={\frac {(4m_{1}m_{2})}{(m_{1}+m_{2})^{2}}}(E_{1}\cos ^{2}\phi )}$

Уравнение 1 моделирует передачу энергии от падающих ионов, ударяющих по атомам образца, и эффект отдачи атомов мишени под углом ϕ . Для более тяжелых ионов в анализе обнаружения упругой отдачи, если m ₂ /m ₁ << 1, все отскакивающие ионы имеют схожие скорости. ^[12] Из предыдущего уравнения можно вывести максимальный угол рассеяния, θ ^' _max , как описывает уравнение 2: ^[12]

(2)   ${\displaystyle \theta _{max}=\arcsin {\frac {m_{2}}{m_{1}}}}$

Используя эти параметры, поглощающие фольги не нужно включать в конструкцию прибора. При использовании пучков тяжелых ионов и указанных выше параметров геометрия может быть оценена как допускающая столкновение падающих частиц и рассеяние под углом, отклоненным от детектора. Это предотвратит деградацию детектора от более интенсивных энергий пучка.

Дифференциальное сечение упругой отдачи σ _ERD определяется по формуле: ^[1]

(3)   ${\displaystyle \sigma _{ERD}=\left({\frac {Z_{1}Z_{2}e^{2}}{2E_{1}}}\right)^{2}\left({\frac {m_{1}+m_{2}}{m_{2}}}\right)^{2}\cos ^{-3}\phi }$

где Z ₁ и Z ₂ — атомные номера атомов снаряда и образца соответственно. ^[1] Для m ₂ /m ₁ << 1 и с приближением m = 2Z ; Z — атомный номер Z ₁ и Z ₂ . В уравнении (3) можно увидеть два существенных следствия: во-первых, чувствительность примерно одинакова для всех элементов, а во-вторых, она имеет зависимость Z ₁ ⁴ от проектора иона. ^[1] Это позволяет использовать низкоэнергетические токи пучка в HI-ERDA, предотвращая деградацию образца и его чрезмерный нагрев.

При использовании пучков тяжелых ионов необходимо проявлять осторожность в отношении повреждений образца, вызванных пучком, таких как распыление или аморфизация. Если учитывать только ядерное взаимодействие, то было показано, что отношение отскочивших к смещенным атомам не зависит от Z ₁ и лишь слабо зависит от массы снаряда падающего иона. ^[13] При бомбардировке тяжелыми ионами было показано, что выход распыления ионным пучком на образце увеличивается для неметаллических образцов ^[14] и усиливается радиационное повреждение в сверхпроводниках. В любом случае, угол приема системы детектора должен быть как можно больше, чтобы минимизировать радиационное повреждение. Однако это может ухудшить профилирование глубины и элементный анализ из-за того, что ионный пучок не может проникнуть в образец.

Однако это требование большого угла приема противоречит требованию оптимальной зависимости разрешения по глубине от геометрии обнаружения. В поверхностном приближении и при условии постоянной потери энергии разрешение по глубине δx можно записать: ^[1]

(4)   ${\displaystyle \delta x={\frac {\delta E_{2}}{E_{2}}}S_{rel}^{-1}}$

где S _rel — относительный коэффициент потерь энергии, определяемый по формуле: ^[1]

(5)   ${\displaystyle S_{rel}={\frac {\frac {dE_{1}}{dx}}{E_{1}}}{\frac {1}{\sin \alpha }}+{\frac {\frac {dE_{2}}{dx}}{E_{2}}}{\frac {1}{\sin \beta }}}$

здесь α и β — углы падения пучка и выхода отскакивающего иона соответственно, связанные с углом рассеяния ϕ соотношением ϕ=α+β . ^[1] Здесь следует отметить, что разрешение по глубине зависит только от относительного разрешения по энергии, а также от относительной тормозной способности входящих и исходящих ионов. ^[1] Разрешение детектора и энергетическое уширение, связанные с геометрией измерения, вносят вклад в энергетический разброс δE . Угол приема детектора и конечный размер пятна пучка определяют диапазон углов рассеяния δϕ, вызывающий кинематический энергетический разброс δE _kin в соответствии с уравнением 6: ^[1]

(6)   ${\displaystyle \delta E_{kin}=2E_{2}\tan \phi \ \delta \phi }$

Подробный анализ различных вкладов в разрешение по глубине ^[15] показывает, что этот кинематический эффект является преобладающим термином вблизи поверхности, серьезно ограничивая разрешенный угол приема детектора, тогда как разброс энергии доминирует в разрешении на большей глубине. ^[1] Например, если оценить δϕ для угла рассеяния 37,5°, вызывая кинематический сдвиг энергии, сопоставимый с типичным разрешением детектора по энергии 1%, угловой разброс δψ должен быть меньше 0,4°. ^[1] Угловой разброс может поддерживаться в этом диапазоне за счет вкладов размера пятна луча; однако геометрия телесного угла детектора составляет всего 0,04 мср. Следовательно, система детектора с большим телесным углом, а также высоким разрешением по глубине может позволить вносить поправки на кинематический сдвиг энергии.

В случае упругого рассеяния кинематика требует, чтобы целевой атом отскакивал со значительной энергией. ^[16] Уравнение 7 моделирует кинематический фактор отдачи, который возникает во время ионной бомбардировки. ^[16]

(7)   ${\displaystyle E\approx KE_{0}}$

(8)   ${\displaystyle K_{s}=\left({\frac {\cos \theta \pm {\sqrt {r^{2}-\sin ^{2}\theta }}}{(1+r)}}\right)^{2}}$

(9)   ${\displaystyle Kr={\frac {4r\,\cos ^{2}\phi }{(1+r)^{2}}}}$

(10)   ${\displaystyle r={\frac {M_{1}}{M_{2}}}}$

Уравнение 7 дает математическую модель события столкновения, когда более тяжелые ионы в пучке ударяют по образцу. K _s называется кинематическим фактором для рассеянной частицы (Уравнение 8) ^[16] с углом рассеяния θ и отскочившей частицы (Уравнение 9) ^[16] с углом отдачи Φ . ^[16] Переменная r представляет собой отношение массы падающих ядер к массе целевых ядер (Уравнение 10). ^[16] Чтобы достичь этой отдачи частиц, образец должен быть очень тонким, а геометрия должна быть точно оптимизирована для получения точного обнаружения отдачи. Поскольку интенсивность пучка ERD может повредить образец, растет интерес к инвестированию в разработку низкоэнергетических пучков для уменьшения повреждения образца.

Катод разделен на две изолированные половины, где входное положение частицы определяется зарядами, индуцированными на левой, l , и правой, r , половинах катода. ^[1] Используя следующее уравнение, x -координаты положений частиц, когда они входят в детектор, могут быть рассчитаны на основе зарядов l и r  : ^[1]

(11)   ${\displaystyle x={\frac {l-r}{l+r}}}$

Кроме того, координата y рассчитывается по следующему уравнению из-за независимости положения анодных импульсов: ^[1]

(12)   ${\displaystyle y={\frac {l+r}{E_{tot}}}}$

Для преобразования информации (x, y) в угол рассеяния ϕ используется съемная калибровочная маска перед входным окном. Эта маска также позволяет корректировать искажения x и y . ^[1] Для уточнения деталей, катод имеет время дрейфа ионов порядка нескольких миллисекунд. Чтобы предотвратить ионное насыщение детектора, необходимо применить ограничение в 1 кГц к числу частиц, входящих в детектор.

Инструментарий

Анализ обнаружения упругой отдачи изначально был разработан для обнаружения водорода ^[17] или профилирования легких элементов (H, He, Li, C, O, Mg, K) с использованием фольги-поглотителя перед детектором энергии для подавления пучка. ^[1] Использование фольги-поглотителя предотвращает попадание пучка ионов с более высокой энергией на детектор и его деградацию. Фольги-поглотители увеличивают срок службы детектора. Были реализованы более совершенные методы, чтобы свести на нет использование фольг-поглотителей и связанные с этим трудности, возникающие при использовании. В большинстве случаев для ERDA до сих пор использовались пучки ионов средней тяжести, как правило, ³⁶ ионов Cl с энергией около 30 МэВ. Разрешение по глубине и профилирование элементов тонких пленок были значительно улучшены с использованием анализа обнаружения упругой отдачи. ^[1]

Источник ионов и взаимодействия

Генератор Ван де Граафа в сочетании с ускорителем частиц

Ускорители частиц, такие как магнетрон или циклотрон, используют электромагнитные поля для ускорения элементов. ^[18] Атомы должны быть электрически заряжены (ионизированы) перед тем, как их можно будет ускорить. ^[18] Ионизация включает в себя удаление электронов из атомов-мишеней. Магнетрон может использоваться для получения ионов водорода. Генераторы Ван де Граафа также были интегрированы с ускорителями частиц для генерации пучка легких ионов.

Для получения более тяжелых ионов, например, можно использовать источник электронного циклотронного резонанса (ЭЦР). ^[18] В Национальной сверхпроводящей циклотронной лаборатории нейтральные атомы удаляют свои электроны с помощью источника ионов ЭЦР. ^[18] ЭЦР работает путем ионизации паров желаемого элемента, такого как хлор и йод. Кроме того, используя эту технику, металлы (Au, Ag и т. д.) также можно ионизировать с помощью небольшой печи для достижения паровой фазы. ^[18] Пар удерживается в магнитном поле достаточно долго для ионизации атомов путем столкновений с электронами. ^[18] Микроволны применяются к камере, чтобы поддерживать электроны в движении.

Пар вводится путем инъекции непосредственно в «магнитную бутылку» или магнитное поле. ^[18] Круглые катушки обеспечивают форму магнитной бутылки. Катушки находятся в верхней и нижней части камеры с гексапольным магнитом по бокам. ^[18] Гексапольный магнит состоит из постоянных магнитов или сверхпроводящих катушек. Плазма содержится в магнитной ловушке, которая образована электрическим током, текущим в соленоидах, расположенных по бокам камеры. Радиальное магнитное поле, создаваемое гексапольным магнитом, применяется к системе, которая также ограничивает плазму. ^[18] Ускорение электронов достигается с помощью резонанса. Для этого электроны должны пройти через резонансную зону. В этой зоне их гирочастота или циклотронная частота равна частоте микроволн, инжектируемых в плазменную камеру. ^[18] Циклотронная частота определяется как частота заряженной частицы, движущейся перпендикулярно направлению однородного магнитного поля B. ^[19] Поскольку движение всегда круговое, циклотронную частоту — ω в радианах/секунду — можно описать следующим уравнением: ^[19]

(13)   = ω ${\displaystyle {\frac {|q|B}{m}}}$

где m — масса частицы, ее заряд — q , а скорость — v . Ионизация — это пошаговый процесс столкновений ускоренных электронов с желаемыми атомами пара. Гирочастота электрона вычисляется как 1,76x107 Brad/секунду. ^[20]

Теперь, когда пары желаемого были ионизированы, их необходимо удалить из магнитной бутылки. Для этого между гексаполями подается высокое напряжение, чтобы вытащить ионы из магнитного поля. ^[18] Извлечение ионов из камеры осуществляется с помощью системы электродов через отверстие в положительно смещенной плазменной камере. ^[18] После того, как ионы извлечены из камеры, они затем отправляются в циклотрон для ускорения. Очень важно, чтобы используемый источник ионов был оптимальным для проводимого эксперимента. Чтобы провести эксперимент за практическое время, ионы, поставляемые из ускорительного комплекса, должны иметь правильную желаемую энергию. ^[18] Качество и стабильность ионного пучка необходимо тщательно продумать, поскольку только ионы с правильной траекторией полета могут быть введены в циклотрон и ускорены до желаемой энергии. ^[18]

В ERDA идея заключается в том, чтобы поместить источник ионного пучка под углом скольжения к образцу. В этой установке угол рассчитывается таким образом, чтобы падающие ионы рассеивались от образца, не касаясь детектора. Физическая основа, давшая методу его название, проистекает из упругого рассеяния падающих ионов на поверхности образца и обнаружения отскакивающих атомов образца, в то время как падающие ионы рассеиваются обратно под таким углом, что они не достигают детектора; это обычно происходит в геометрии отражения. ^[1]

Другим методом предотвращения контакта падающих ионов с детектором является использование фольги-поглотителя. Во время анализа упруго отброшенных частиц фольга-поглотитель с выбранной определенной толщиной может использоваться для «остановки» тяжелых отброшенных ионов ионов пучка от достижения детектора; тем самым снижая фоновый шум. Включение поглотителя в экспериментальную установку может быть наиболее трудным для достижения. Остановка пучка с использованием как прямых, так и рассеянных методов может быть достигнута только без остановки легких атомов примесей, если они тяжелее (ионы пучка), чем анализируемые атомы примесей. ^[21] Существуют преимущества при использовании пленок-поглотителей:

1. Большой пучок Z ₁ приводит к большому поперечному сечению Резерфорда, и из-за кинематики столкновений тяжелых частиц с легкими это поперечное сечение почти не зависит от цели, если M ₁ >> M ₂ и M ~2Z ; это помогает уменьшить фон. ^[21]
2. Более высокая тормозная способность обеспечивает хорошее разрешение по глубине ~300 ангстрем, фактически ограниченное рассеянием в поглотителе. ^[21]

Основным критерием для фольги-поглотителя, используемой в ERDA, является то, может ли отскакивающий примесный атом быть передан через поглотитель, предпочтительно коммерчески доступную металлическую фольгу, при этом останавливая тяжелые частицы. ^[21] Поскольку более легкие атомы покидают поглотитель с меньшими энергиями, кинематические расчеты не дают большой помощи. Благоприятные результаты были получены при использовании более тяжелых ионных пучков приблизительно 1 МэВ/нуклон. ^[21] Лучшим в целом кандидатом является ионный пучок ³⁵ Cl; хотя ⁷⁹ Br дал бы лучшую чувствительность на один порядок по сравнению с ионным пучком ³⁵ Cl. Массовое разрешение детектора при θ = 0° для тонких образцов составляет ΔM/Δx ~ 0,3 а.е.м./1000 ангстрем ширины профиля. Для толстых образцов массовое разрешение достижимо при θ ≤ 30°. В более толстых образцах наблюдается некоторое ухудшение массового разрешения и небольшая потеря чувствительности. Телесный угол детектора должен быть закрыт, но толстый образец может принимать больший ток без нагрева, что снижает деградацию образца. ^[21]

Детекторы

После того, как ионный пучок ионизировал атомы образца-мишени, ионы образца отскакивают к детектору. Ионы пучка рассеиваются под углом, который не позволяет им достичь детектора. Ионы образца проходят через входное окно детектора, и в зависимости от типа используемого детектора сигнал преобразуется в спектр.

Детектор на основе кремниевого диода

При анализе обнаружения упругой отдачи наиболее распространенным детектором является кремниевый диод. ^[1] Этот тип детектора используется обычно, однако при использовании этого типа детектора есть некоторые существенные недостатки. Например, энергетическое разрешение значительно снижается с Si-детектором при обнаружении тяжелых отданных ионов. Также существует вероятность повреждения детектора радиационным воздействием. Эти детекторы имеют короткий функциональный срок службы (5–10 лет) при проведении анализа тяжелых ионов. ^[1] Одним из главных преимуществ кремниевых детекторов является их простота. Однако их приходится использовать с так называемой «фольгой диапазона» для определения дальности рассеянных вперед тяжелых ионов пучка. Поэтому простой ERD с фольгой диапазона имеет два существенных недостатка: во-первых, потеря энергетического разрешения из-за разброса энергии и, во-вторых, неоднородность толщины фольги диапазона ^[22] и внутренняя неразличимость сигналов для различных целевых элементов отданных. ^[16] Помимо перечисленных недостатков, фольга диапазона ERDA с кремниевыми детекторами по-прежнему является мощным методом и с ней относительно просто работать.

Детектор времени пролета

Другим методом обнаружения для ERDA является времяпролетный (TOF)-ERD. Этот метод не представляет тех же проблем, что и для кремниевого детектора. Однако пропускная способность детекторов TOF ограничена; обнаружение выполняется последовательно (один ион в детекторе за раз). Чем длиннее TOF для ионов, тем лучше будет временное разрешение (эквивалентное разрешению по энергии). ^[16] Спектрометры TOF, имеющие встроенный твердотельный детектор, должны быть ограничены малыми телесными углами. При выполнении HI-ERDA часто используются детекторы TOF и/или детекторы ∆E/E , такие как ионизационные камеры. ^[23] Эти типы детекторов обычно реализуют малые телесные углы для более высокого разрешения по глубине. ^[23] Более тяжелые ионы имеют большее время пролета, чем более легкие ионы. Детекторы в современных приборах времени пролета имеют улучшенную чувствительность, временное и пространственное разрешение и срок службы. ^[24] Hi mass bipolar (обнаружение ионов большой массы), Gen 2 Ultra Fast (в два раза быстрее традиционных детекторов) и High Temperature (работают при температуре до 150 °C) TOF — вот лишь некоторые из имеющихся в продаже детекторов, интегрированных с приборами времени пролета. ^[24] Линейные и рефлектронные TOF — наиболее распространенные приборы.

Детектор ионизации

Газовая ионизационная камера, в которой положительные заряды движутся к катоду, а отрицательно заряженные ионы движутся к разделенному аноду через сетку Фриша.

Третий тип детектора — это детектор ионизации газа. Детекторы ионизации газа имеют некоторые преимущества по сравнению с кремниевыми детекторами, например, они полностью непроницаемы для повреждения пучком, поскольку газ можно пополнять непрерывно. ^[16] Ядерные эксперименты с ионизационными камерами большой площади увеличивают разрешение частиц и положения, используются уже много лет и могут быть легко адаптированы к любой конкретной геометрии. ^[1] Ограничивающим фактором разрешения по энергии с использованием этого типа детектора является входное окно, которое должно быть достаточно прочным, чтобы выдерживать атмосферное давление газа, 20–90 мбар. ^[16] Были введены сверхтонкие окна из нитрида кремния, а также значительно упрощены в конструкции, которые, как было продемонстрировано, почти так же хороши, как более сложные конструкции для низкоэнергетического ERD. ^[25] Эти детекторы также были реализованы в спектрометрии обратного рассеяния тяжелых ионов Резерфорда.

Энергетическое разрешение, полученное с помощью этого детектора, лучше, чем у кремниевого детектора при использовании ионных пучков тяжелее ионов гелия. Существуют различные конструкции ионизационных детекторов, но общая схема детектора состоит из поперечной полевой ионизационной камеры с сеткой Фриша, расположенной между анодным и катодным электродами. Анод разделен на две пластины, разделенные определенным расстоянием. ^[26] С анода можно вывести сигналы ∆E (потерянная энергия), E _rest (остаточная энергия после потери), ^[27] и E _tot (полная энергия E _tot = ΔΕ+E _rest ) , а также атомный номер Z. ^[1] Для этой конкретной конструкции в качестве газа использовался изобутан при давлении 20–90 мбар с расходом, который контролировался электроникой. В качестве входного окна использовалась полипропиленовая фольга. Следует отметить, что однородность толщины фольги имеет большее значение для энергетического разрешения детектора, чем абсолютная толщина. ^[1] Если используются и обнаруживаются тяжелые ионы, эффект потери энергии легко превзойдет изменение потери энергии, что является прямым следствием разной толщины фольги. Катодный электрод разделен на две изолированные половины, таким образом, информация о положении входа частицы выводится из зарядов, индуцированных в правой и левой половинах. ^[1]

ERDA и детектирование энергии отскочивших атомов образца

ERDA в геометрии пропускания, где измеряется только энергия отскакивающих атомов образца, широко использовался для анализа загрязнения фольги-мишени для экспериментов по ядерной физике. ^[1] Этот метод отлично подходит для распознавания различных загрязнителей фольги, используемых в чувствительных экспериментах, таких как загрязнение углеродом. Используя пучок ионов ¹²⁷ I, можно получить профиль различных элементов и определить количество загрязнения. Высокие уровни загрязнения углеродом могут быть связаны с отклонениями пучка на подложке, такой как графитовая подложка. Это можно исправить, используя другой материал подложки. Используя подложку из Mo, содержание углерода можно снизить с 20 до 100 ат.% до уровня 1–2 ат.% загрязнения кислородом, вероятно, происходящего от остаточных газовых компонентов. ^[1] Для ядерных экспериментов высокое загрязнение углеродом приведет к чрезвычайно высокому фону, и экспериментальные результаты будут искажены или менее дифференцируемы с фоном. С помощью ERDA и тяжелых ионных снарядов можно получить ценную информацию о содержании легких элементов в тонкой фольге, даже если измеряется только энергия отдачи. ^[1]

ERDA и идентификация частиц

Как правило, энергетические спектры различных элементов отдачи перекрываются из-за конечной толщины образца, поэтому идентификация частиц необходима для разделения вкладов различных элементов. ^[1] Обычными примерами анализа являются тонкие пленки TiN _x O _y -Cu и BaBiKO. Пленки TiN _x O _y -Cu были разработаны в Мюнхенском университете и используются в качестве тандемных солнечных поглотителей. ^[1] Также были идентифицированы медное покрытие и стеклянная подложка. ERDA не только также сопряжен со спектрометрией обратного рассеяния Резерфорда, которая является процессом, аналогичным ERDA. Используя телесный угол 7,5 мср, можно обнаружить отдачи для этого конкретного анализа TiN _x O _y -Cu. При разработке эксперимента важно всегда учитывать геометрию системы, чтобы добиться обнаружения отдачи. В этой геометрии и с Cu, являющейся самым тяжелым компонентом образца, согласно уравнению 2, рассеянные снаряды не могли достичь детектора. ^[1] Чтобы предотвратить наложение сигналов от этих отскочивших ионов, необходимо было установить предел в 500 Гц на скорость счета импульсов ΔE. ^[1] Это соответствовало токам пучка менее 20 частиц пА. ^[1]

Другим примером анализа тонкой пленки является BaBiKO. Этот тип пленки показал сверхпроводимость при одной из самых высоких температур для оксидных сверхпроводников. ^[1] Элементный анализ этой пленки был проведен с использованием тяжелоионного ERDA. Эти элементарные составляющие полимерной пленки (Bi, K, Mg, O, а также загрязнение углеродом) были обнаружены с помощью ионизационной камеры. За исключением калия, более легкие элементы четко разделены в матрице. ^[1] Из матрицы видны доказательства сильного загрязнения углеродом внутри пленки. Некоторые пленки показали соотношение K к загрязнению углерода 1:1. ^[1] Для этого конкретного анализа пленки источник загрязнения был прослежен до масляного диффузионного насоса и заменен безмасляной насосной системой. ^[1]

ERDA и разрешение позиции

В приведенных выше примерах основное внимание уделялось идентификации составляющих частиц, обнаруженных в тонких пленках, а разрешение по глубине имело меньшее значение. ^[1] Разрешение по глубине имеет большое значение в приложениях, когда необходимо измерить профиль элементного состава образца в различных слоях образца. Это мощный инструмент для характеристики материалов. Возможность количественной оценки концентрации элементов в подповерхностных слоях может предоставить большой объем информации, касающейся химических свойств. Высокая чувствительность, т. е. большой телесный угол детектора, может сочетаться с высоким разрешением по глубине только в том случае, если компенсируется связанный кинематический сдвиг энергии. ^[1]

Физические процессы ERDA

Основная химия процесса прямого рассеяния отдачи считается взаимодействием заряженных частиц с веществами. Чтобы понять спектрометрию прямого отдачи, полезно рассмотреть физику, вовлеченную в упругие и неупругие столкновения. При упругом столкновении в процессе рассеяния сохраняется только кинетическая энергия, и внутренняя энергия частицы не играет никакой роли. Между тем, в случае неупругого столкновения в процессе рассеяния участвуют как кинетическая энергия, так и внутренняя энергия. ^[28] Физические концепции двухчастичного упругого рассеяния являются основой нескольких ядерных методов для элементарной характеристики материалов.

Основы спектрометрии отдачи (обратного рассеяния)

Фундаментальные аспекты в работе со спектроскопией отдачи включают процесс обратного рассеяния электронов веществом, таким как тонкие пленки и твердые материалы. Потери энергии частиц в целевых материалах оцениваются, предполагая, что целевой образец является латерально однородным и состоит из моноизотопного элемента. Это позволяет получить простую связь между профилем глубины проникновения и выходом упругого рассеяния ^[29]

Основные положения физических концепций спектрометрии обратного рассеяния

• Упругое столкновение двух тел — это передача энергии от снаряда к молекуле-мишени. Этот процесс зависит от концепции кинематики и восприятия массы.
• Вероятность возникновения столкновения дает информацию об эффективном сечении рассеяния.
• Средняя потеря энергии атома, движущегося через плотную среду, дает представление о сечении торможения и возможности восприятия глубины.
• Статистические флуктуации, вызванные потерей энергии атома при движении через плотную среду. Этот процесс приводит к концепции энергетического разброса и ограничению предельной глубины и разрешения по массе в спектроскопии обратного рассеяния. ^[28]

Физические концепции, которые играют важную роль в интерпретации спектра прямой отдачи, — это глубинный профиль, разброс энергии и многократное рассеяние. ^[28] Эти концепции подробно описаны в следующих разделах:

Анализ профиля глубины и разрешения

Ключевым параметром, характеризующим спектрометрию отдачи, является глубинное разрешение. Этот параметр определяется как способность аналитической техники измерять изменение атомного распределения в зависимости от глубины в слое образца.

С точки зрения низкоэнергетической спектрометрии прямой отдачи глубинное профилирование водорода и дейтерия можно выразить в математической нотации. ^[30]

Δx = ΔE _общ /(dE _дет /dx)

где δE _det определяет энергетическую ширину канала в многоканальном анализаторе, а dE _det /dx — эффективную тормозную способность отскочивших частиц.

Рассмотрим входящие и исходящие ионные пучки, которые рассчитываются как функция глубины столкновения, считая, что две траектории находятся в плоскости, перпендикулярной поверхности мишени, а входящие и исходящие пути являются кратчайшими возможными для заданной глубины столкновения и заданных углов рассеяния и отдачи.

Падающие ионы достигают поверхности, образуя угол θ ₁ с внутренней нормалью к поверхности. После столкновения их скорость образует угол θ ₁ с внешней нормалью к поверхности; и атом, первоначально находящийся в состоянии покоя, отскакивает, образуя угол θ ₁ с этой нормалью. Детектирование возможно под одним из этих углов, поскольку частица пересекает поверхность мишени. Траектории частиц связаны с глубиной столкновения x, измеренной вдоль нормали к поверхности. ^[28]

Плоское представление траектории рассеянного снаряда ионного пучка. Эта фигура является плоским представлением рассеянного снаряда на поверхности мишени, когда и входящий, и исходящий пути перпендикулярны поверхности мишени. ^[28]

Для падающего иона длина входящего пути L ₁ определяется по формуле: ${\displaystyle L_{1}={\frac {x}{\cos \theta _{1}}}}$

Длина исходящего пути L ₂ рассеянного снаряда равна: ${\displaystyle L_{2}={\frac {x}{\cos \theta _{2}}}}$

И, наконец, исходящий путь L ₃ отдачи равен: ${\displaystyle L_{3}={\frac {x}{\cos \theta _{3}}}}$

Плоское представление траектории отскока ионного пучка. Эта фигура является плоским представлением траектории отскока иона на поверхности мишени, когда и входящий, и исходящий пути перпендикулярны поверхности мишени. ^[28]

В этом простом случае плоскость столкновения перпендикулярна поверхности мишени, угол рассеяния падающего иона равен θ = π-θ ₁ -θ ₂ , а угол отдачи равен φ = π-θ ₁ -θ ₃ .

Угол цели относительно плоскости столкновения принимается равным α, а траектория увеличивается на коэффициент 1/cos α.

Для преобразования глубины вылетающей частицы в глубину столкновения выбираются геометрические факторы.

Для отдачи R(φ, α) определяется как sin L ₃ = R(φ, α)L ₁

${\displaystyle R(\phi ,\alpha )={\cos \theta _{1}\cos \alpha } \over {\sin \phi {\sqrt {\cos ^{2}\alpha -\cos ^{2}\theta _{1}}}-\cos \theta _{1}\cos \phi }}$

Для рассеяния снаряда вперед R(φ,α) по формуле: L ₂ = R(θ,α)L ₁ R(θ,α) = cos θ ₁ cosα/Sin θ√(cos ² α-cos ² θ ₁ )-cosθ ₁ cosθ

Траектории рассеянных частиц считаются следующими: L ₁ — для падающего пучка, L ₂ — для рассеянной частицы и L ₃ — для отскочивших атомов.

Типичная геометрическая конфигурация спектрометрии отдачи ^[28]

Энергетическая глубина взаимосвязи

Энергия E ₀ (x) падающей частицы на глубине (x) относительно ее начальной энергии E ₀ , где происходит рассеяние, определяется следующими уравнениями. ^[28]

${\displaystyle E_{0}(x)=E_{0}-\int _{0}^{(x/\cos \theta 1)}S(E)\,dL_{1}---Equation(1)}$

Аналогично, выражение энергии для рассеянной частицы имеет вид: ${\displaystyle E_{1}(x)=KE_{0}(x)-\int _{0}^{(x/\cos \theta 2)}S(E)\,dL_{2}---Equation(2)}$

а для атома отдачи: ${\displaystyle E_{2}(x)=K'E_{0}(x)-\int _{0}^{(x/\cos \theta 3)}Sr(E)\,dL_{3}---Equation(3)}$

Потери энергии на единицу пути обычно определяются как тормозная способность и выражаются формулой: ${\displaystyle S={\frac {dE}{dx}}}$

В частности, тормозная способность S(E) известна как функция энергии E иона.

Отправная точка для расчета потерь энергии иллюстрируется выражением:

${\displaystyle \Delta E=\int _{0}^{\Delta x}{\frac {dE}{dx}}\,dx}$

Применяя приведенное выше уравнение и закон сохранения энергии, иллюстрирует выражения в 3 случаях ^[28]

${\displaystyle L_{1}=\int _{E_{0}(x)}^{E_{0}}{\frac {dE}{S(E)}}}$

${\displaystyle L_{2}=\int _{E_{1}(x)}^{E_{0}1(x)}{\frac {dE}{S(E)}}}$

${\displaystyle L_{3}=\int _{E_{2}(x)}^{E_{0}2(x)}{\frac {dE}{Sr(E)}}}$

Здесь E ₀₁ (x)= KE ₀ (x) и E ₀₂ (x)=K'E ₀ (x); S(E) и S_r(E) — останавливающие способности снаряда и отдачи в материале мишени. Наконец, останавливающее сечение определяется как ɛ(E)= S(E)/N, где ɛ — коэффициент останавливающего сечения.

Для получения шкалы энергетических путей нам необходимо оценить изменение энергии δE ₂ исходящего пучка энергии E2 от поверхности мишени для приращения δx глубины столкновения, при этом E ₀ остается фиксированным. Очевидно, что это вызывает изменения длин путей L ₁ и L _{3 ,} а изменение пути вокруг точки столкновения x связано с соответствующим изменением энергии до рассеяния:

δL1 = δE0 ₍ x)/S[E0 ₍ x)

Более того, частицы с небольшими различиями в энергии после рассеяния с глубины x испытывают небольшие потери энергии на своем пути выхода. Тогда изменение δL3 длины пути L3 можно записать как

δL3 = δ(K'E ₀ (x)]/ Sr[K'E0(x)) + δ(E ₂ )/S _r E ₂ )

δL1 — это изменение пути из-за изменения энергии сразу после столкновения, а δL3 — это изменение пути из-за изменения потери энергии вдоль внешнего пути. Уравнения выше можно решить, предположив, что δx = 0 для производной dL1/dE2 и L3=R(φα)L1:

dL1/dE2 = 1/{S _r (E ₂ )/S _r [K'E ₀ (x)]}{[R(φ,α) S _r [K'E ₀ (x)+K'S[E ₀ (x)]}

В упругой спектрометрии термин [S] называется коэффициентом потери энергии.

[S] = K'S(E(x))/Cos θ ₁ + S _r (K'E(x))2Cos θ ₂

Наконец, сечение торможения определяется как ε(E) ≡ S(E)/N, где N — атомная плотность материала мишени.

Коэффициент тормозного сечения [ε] = ((K^'ε(E(x))/cos θ ₁ )+(ε _r (K^' E(x))/cosθ ₃ )

Разрешение глубины

Важным параметром, характеризующим спектрометр отдачи, является разрешение по глубине. Оно определяется как способность аналитической техники обнаруживать изменение в распределении атомов в зависимости от глубины. Способность разделять энергию в системе отдачи, возникающую из малых интервалов глубины. Выражение для разрешения по глубине задается как

δR _x = δET _/ [{S _r (E ₂ )/S _r K'E ₀ (x)}][R(φ,α)S _r K'E ₀ (x)+K'SE ₀ (x)]

Здесь δE _T — полное энергетическое разрешение системы, а огромное выражение в знаменателе — сумма интегралов пути исходных, рассеянных и отскочивших ионных пучков. ^[31]

Практическое значение глубинного разрешения

Концепция разрешения по глубине представляет собой способность спектрометрии Recoil разделять энергии рассеянных частиц, которые произошли на немного разных глубинах. δRx интерпретируется как абсолютный предел для определения профиля концентрации. С этой точки зрения профиль концентрации, разделенный интервалом глубины порядка величины δRx, был бы неразличим в спектре, и очевидно, что невозможно получить точность, большую, чем δRx, для назначения профиля глубины. В частности, тот факт, что сигналы, соответствующие особенностям профиля концентрации, разделенным менее чем δRx, сильно перекрываются в спектре.

Конечное конечное разрешение по глубине, вытекающее из теоретических и экспериментальных ограничений, имеет отклонение от точного результата, если рассматривать идеальную ситуацию. Конечное разрешение не совпадает с теоретической оценкой, такой как классическое разрешение по глубине δRx, именно потому, что оно вытекает из трех членов, которые выходят за рамки теоретических оценок: ^[28]

• Неопределенность из-за приближений распределения энергии между молекулами.
• Несогласованность данных по тормозным способностям и значениям поперечного сечения
• Статистические колебания отдачи (шум подсчета)

Влияние энергетического уширения на спектр отдачи

Разброс — это потеря энергии частицей в плотной среде, которая имеет статистический характер из-за большого количества отдельных столкновений между частицей и образцом. Таким образом, эволюция изначально моноэнергетического и мононаправленного пучка приводит к дисперсии энергии и направления. Результирующее статистическое распределение энергии или отклонение от начальной энергии называется разбросом энергии. Данные по разбросу энергии отображаются как функция глубины в материале. ^[32]

Распределение энергии разброса делится на три области в зависимости от отношения ΔE, т.е. ΔE/E, где ΔE — средняя потеря энергии, а E — средняя энергия частицы вдоль траектории. ^[32]

Распространение распределения энергии через алюминиевую фольгу для протонов с энергией 19,6 МэВ с различными функциями распределения f _B :Bohr,f _S :Symon,f _T :Tschalar

1. Низкая доля потери энергии: для очень тонких пленок с малой длиной пути, где ΔE/E ≤ 0,01, Ландау и Вавилов ^[33] вывели, что редкие одиночные столкновения с большой передачей энергии вносят определенный вклад в потерю энергии.

2. Средняя доля потери энергии: для областей, где 0,01 < ΔE/E ≤ 0,2. Модель Бора, основанная на электронных взаимодействиях, полезна для оценки энергетического разброса для этого случая, и эта модель включает величину энергетического разброса в терминах поверхностной плотности электронов, пересекаемых пучком. ^[34]

Стандартное отклонение Ω ₂ B распределения энергии равно Ω ² B=4π((Z ₁ e ² ) ² NZ ₂ ∆x, где NZ ₂ Δx — число электронов на единицу площади на протяжении приращения длины пути Δx.

3. Большая доля потери энергии: для дробной потери энергии в области 0,2 < ΔE/E ≤ 0,8 зависимость тормозной способности от энергии приводит к тому, что распределение потери энергии отличается от функции разброса Бора. Этот случай не может быть описан теорией Бора ^[32] и был рассмотрен с использованием альтернативных подходов ^{[35] .}

Выражение энергии для страгглинга было предложено Саймоном в области 0,2 < ΔE/E ≤ 0,5. ^[36]

Tschalar et al. вывели функцию рассеяния Ω ² T = S ² [E(x)]σ ² (E) dE/S ³ (E), где σ ² (E) представляет собой рассеяние энергии на единицу длины (или) дисперсию распределения потери энергии на единицу длины для частиц с энергией E, а E(x) — средняя энергия на глубине x. Выражение Tschalar справедливо для почти симметричных спектров потери энергии. ^[37]

Массовое разрешение

Аналогично, разрешение по массе является параметром, характеризующим способность спектрометрии отдачи разделять два сигнала, возникающих от двух соседних элементов в мишени. Разница в энергии δE ₂ атомов отдачи после столкновения, когда два типа атомов различаются по своим массам на величину δM _2, равна ^[28]

δE ₂ / δM ₂ = E ₀ (dK'/dM ₂ )

δE2 / _δM2 = _4E0 ( _M1 ( _M1 - _M2 ) ^{cos2φ /} ( _{M1 +} M2 ) ₂

Массовое разрешение δMR (≡ δE ₂ / δM ₂ ).

Основным ограничением использования низких энергий пучка является сниженное разрешение по массе. Энергетическое разделение различных масс, по сути, прямо пропорционально падающей энергии. Разрешение по массе ограничено относительной E и скоростью v.

Выражение для разрешения по массе имеет вид ΔM = √(∂M/∂E.∆E) ² + √(∂M/∂v.∆v) ²

ΔM = M(√((∆E)/E) ² +√(2.∆v/v) ² )

Здесь E — энергия, M — масса, v — скорость пучка частиц, а ΔM — приведенная разность масс.

Схема многократного рассеяния в спектрометрии прямой отдачи

Когда ионный пучок проникает в вещество, ионы подвергаются последовательным событиям рассеяния и отклоняются от первоначального направления. Пучок ионов на начальном этапе хорошо коллимирован (однонаправленный), но после прохождения через толщину Δx в случайной среде их направление распространения света, безусловно, отличается от нормального направления. В результате могут возникнуть как угловые, так и боковые отклонения от первоначального направления. ^[38] Эти два параметра обсуждаются ниже. Следовательно, длина пути будет больше, чем ожидалось, вызывая колебания в ионном пучке. Этот процесс называется многократным рассеянием, и он носит статистический характер из-за большого числа столкновений. ^[28]

Схема многократного рассеяния, где ионный пучок направлен в направлении x. ^[39] Боковое смещение, перпендикулярное направлению пучка, равно ρ(y,z), а α — полное угловое отклонение после проникновения на глубину x.

Распространение углового распределения многократного рассеяния через вещество. Полуширина углового распределения составляет α _1/2 . Существует значительная разница между формой гауссовского пика (идеальное состояние) и пика с угловым отклонением. ^[40]

Теория и эксперимент явлений многократного рассеяния

При изучении явления многократного рассеяния угловое распределение пучка является важной величиной для рассмотрения. Боковое распределение тесно связано с угловым, но вторично по отношению к нему, поскольку боковое смещение является следствием углового расхождения. Боковое распределение представляет собой профиль пучка в веществе. как боковое, так и угловое распределения многократного рассеяния взаимозависимы. ^[41]

Анализ многократного рассеяния был начат Вальтером Боте и Грегором Вентцелем в начале 1920-х годов с использованием хорошо известного приближения малых углов. Физика энергетического разброса и многократного рассеяния была разработана Уильямсом в 1929–1945 годах. ^[42] Уильямс разработал теорию, которая состоит из подгонки распределения многократного рассеяния как части, подобной гауссову, из-за малых углов рассеяния и хвоста одиночного столкновения из-за больших углов. Уильям, Э. Дж., изучал разброс бета-частиц, многократное рассеяние быстрых электронов и альфа-частиц, а также траектории кривизны облаков из-за рассеяния, чтобы объяснить многократное рассеяние в различных сценариях, и он предложил возникновение среднего отклонения проекции из-за рассеяния. Его теория позже распространилась на многократное рассеяние альфа-частиц. Гоудсмит и Сондерсон предоставили более полную трактовку многократного рассеяния, включая большие углы. ^[43] Для больших углов Гоудсмит рассмотрел ряды полиномов Лежандра, которые численно оцениваются для распределения рассеяния. Угловое распределение от кулоновского рассеяния изучалось Мольером в 1940-х годах, а затем Мэрионом и его коллегами, которые составили таблицы потерь энергии заряженных частиц в веществе, многократного рассеяния заряженных частиц, разброса пробегов протонов, дейтронов и альфа-частиц, а также равновесных зарядовых состояний ионов в твердых телах и энергий упруго рассеянных частиц. ^[44] Скотт представляет полный обзор базовой теории, математических методов, а также результатов и приложений. ^[38]

Сравнительное развитие многократного рассеяния под малыми углами было представлено Мейером на основе классического расчета единичного поперечного сечения. ^[45] Зигмунд и Винтербон расширили расчет Мейера до более общего случая. Марвик и Зигмунд провели разработку по боковому распространению посредством многократного рассеяния, что привело к простому масштабному соотношению с угловым распределением. ^[46]

Приложения

ERDA имеет приложения в областях полимерной науки, полупроводниковых материалов, электроники и характеристики тонких пленок. ^[28] ERDA широко используется в полимерной науке. ^[47] Это связано с тем, что полимеры являются богатыми водородом материалами, которые можно легко изучать с помощью LI-ERDA. Можно исследовать поверхностные свойства полимеров, полимерных смесей и эволюцию полимерного состава, вызванную облучением. HI-ERDA также можно использовать в области новых материалов, обрабатываемых для микроэлектроники и оптоэлектронных приложений. Более того, элементный анализ и профилирование глубины в тонких пленках также можно выполнять с помощью ERDA.

ERDA также используется для характеристики переноса водорода вблизи интерфейсов, вызванного коррозией и износом. ^[28]

Характеристика того, как полимерные молекулы ведут себя на границах между несовместимыми полимерами и на границах с неорганическими твердыми веществами, имеет решающее значение для нашего фундаментального понимания и для улучшения характеристик полимеров в приложениях. Например, адгезия двух полимеров сильно зависит от взаимодействий, происходящих на границе между сегментами полимера. LI-ERDA является одним из наиболее привлекательных методов количественного исследования этих аспектов полимерной науки. ^[48]

Электронные устройства обычно состоят из последовательных тонких слоев, состоящих из оксидов, нитридов, силицидов, металлов, полимеров или легированных полупроводниковых сред, нанесенных на монокристаллическую подложку (Si, Ge или GaAs). ^[28] Эти структуры можно изучать с помощью HI-ERDA. Этот метод имеет одно важное преимущество перед другими методами. Профиль примесей можно найти в однократном измерении при постоянной падающей энергии. ^[49] Более того, этот метод дает возможность изучать профили плотности водорода, углерода и кислорода в различных материалах, а также абсолютное содержание водорода, углерода и кислорода.

Ссылки

1. Assmann, W.; Huber, H.; Steinhausen, Ch.; Dobler, M.; Glückler, H.; Weidinger, A. (1 мая 1994 г.). "Анализ обнаружения упругой отдачи с помощью тяжелых ионов". Ядерные приборы и методы в исследованиях физики, раздел B: Взаимодействие пучка с материалами и атомами . 89 (1–4): 131–139. Bibcode : 1994NIMPB..89..131A. doi : 10.1016/0168-583X(94)95159-4.
2. Brijs, B.; Deleu, J.; Conard, T.; De Witte, H.; Vandervorst, W.; Nakajima, K.; Kimura, K.; Genchev, I.; Bergmaier, A.; Goergens, L.; Neumaier, P.; Dollinger, G.; Döbeli, M. (2000). "Характеристика ультратонких оксинитридов: общий подход". Ядерные приборы и методы в исследованиях физики. Раздел B: Взаимодействие пучков с материалами и атомами . 161–163: 429–434. Bibcode : 2000NIMPB.161..429B. CiteSeerX 10.1.1.521.6748 . дои : 10.1016/S0168-583X(99)00674-6. 
3. Dollinger, G.; Bergmaier, A.; Faestermann, T.; Frey, CM (1995). "Анализ профиля глубины высокого разрешения с помощью обнаружения упругой отдачи с тяжелыми ионами". Fresenius' Journal of Analytical Chemistry . 353 (3–4): 311–315. doi :10.1007/BF00322058. PMID  15048488. S2CID  197595083.
4. Maas, Adrianus Johannes Henricus (1998). Анализ обнаружения упругой отдачи с помощью [альфа]-частиц . Эйндховен: Эйндховенский технологический университет. ISBN 9789038606774.
5. L'Ecuyer, J.; Brassard, C.; Cardinal, C.; Chabbal, J.; Deschênes, L.; Labrie, JP; Terreault, B.; Martel, JG; St. Jacques, R. (1976). "Точный и чувствительный метод определения глубинного распределения легких элементов в тяжелых материалах". Journal of Applied Physics . 47 (1): 381. Bibcode : 1976JAP....47..381L. doi : 10.1063/1.322288.
6. Gauglitz, G.; Vo-Dinh, T., ред. (2002). Справочник по спектроскопии . Weinheim: Wiley-VCH. ISBN 9783527297825.
7. Томита, Мицухиро; Акуцу, Харуко; Ошима, Ясунори; Сато, Нобутака; Муре, Шоичи; Фукуяма, Хирофуми; Ичихара, Чикара (2010). «Анализ профиля глубины гелия в кремнии с помощью анализа обнаружения упругой отдачи высокого разрешения». Журнал вакуумной науки и технологий B: Микроэлектроника и нанометровые структуры . 28 (3): 554. Bibcode : 2010JVSTB..28..554T. doi : 10.1116/1.3425636.
8. Ким, GD; Ким JK; Ким, YS; Чо, SY; Ву, HJ (5 мая 1998 г.). «Обнаружение упругой отдачи с помощью системы времени пролета для анализа легких элементов в тонкой пленке». Журнал Корейского физического общества . 32 (5): 739, 743.
9. Эллиман, РГ; Тиммерс, Х.; Палмер, ГР; Офель, ТР (1998). «Ограничения разрешения по глубине при анализе обнаружения упругих частиц отдачи тяжелых ионов высокой энергии». Ядерные приборы и методы в исследованиях физики, раздел B: Взаимодействие пучка с материалами и атомами . 136–138 (1–4): 649–653. Bibcode : 1998NIMPB.136..649E. doi : 10.1016/S0168-583X(97)00879-3.
10. Timmers, H; Elimana RG; Ophelb TR; Weijersa TD (1999). Обнаружение упругой отдачи с использованием пучков тяжелых ионов. Австралийская ядерная ассоциация. ISBN 0949188123.
11. Авасти, ДК (1997). «Роль быстрых тяжелых ионов в характеристике и модификации материалов». Вакуум . 48 (12): 1011–1015. Bibcode :1997Vacuu..48.1011A. doi :10.1016/S0042-207X(97)00114-0.
12. Dollinger, G.; Bergmaier, A.; Faestermann, T.; Frey, CM (1 октября 1995 г.). "Анализ профиля глубины высокого разрешения с помощью обнаружения упругой отдачи с тяжелыми ионами". Аналитическая и биоаналитическая химия . 353 (3–4): 311–315. doi :10.1007/s0021653530311. PMID  15048488. S2CID  43574325.
13. Ю, Р.; Густафссон, Т. (декабрь 1986 г.). «Определение распространенности адсорбированных легких атомов на поверхности с использованием рассеяния отдачи». Surface Science . 177 (2): L987–L993. Bibcode :1986SurSc.177L.987Y. doi :10.1016/0039-6028(86)90133-0.
14. Seiberling, LE; Cooper, BH; Griffith, JE; Mendenhall, MH; Tombrello, TA (1982). «Распыление изоляционных материалов быстрыми тяжелыми ионами». Ядерные приборы и методы в физических исследованиях . 198 (1): 17–25. Bibcode : 1982NIMPR.198...17S. doi : 10.1016/0167-5087(82)90045-X.
15. Стокерт, Дж. П.; Гийом, Г.; Хаге-А, М.; Гроб, Дж. Дж.; Геймер, К.; Зифферт, П. (1989). «Определение профилей концентрации с помощью обнаружения упругой отдачи с помощью газового телескопа ΔE−E и падающих тяжелых ионов высокой энергии». Ядерные приборы и методы в исследованиях физики, раздел B. 44 ( 2): 184–194. Bibcode : 1989NIMPB..44..184S. doi : 10.1016/0168-583X(89)90426-6.
16. Jeynes, Chris; Webb, Roger P.; Lohstroh, Annika (январь 2011 г.). «Анализ ионного пучка: столетие использования электронной и ядерной структуры атома для характеристики материалов». Reviews of Accelerator Science and Technology . 4 (1): 41–82. Bibcode :2011rast.book...41J. doi :10.1142/S1793626811000483.
17. Дойл, BL; Пирси, PS; Грей, TJ; Кок, CL; Джустиниано, E. (1983). «Спектроскопия поверхности с использованием тяжелых ионов высокой энергии». Труды IEEE по ядерной науке . 30 (NS-30): 1252. Bibcode : 1983ITNS...30.1252D. doi : 10.1109/TNS.1983.4332502. S2CID  26944869.
18. . Университет штата Мичиган. "Источники ионов электронного циклотронного резонанса". Университет штата Мичиган: Национальная сверхпроводящая циклотронная лаборатория. Архивировано из оригинала 8 мая 2014 года . Получено 7 мая 2014 года .
19. Chen, Francis F. (1984). Введение в физику плазмы и управляемый термоядерный синтез (2-е изд.). New York ua: Plemum Pr. ISBN 978-0-306-41332-2.
20. Костер, Дэвид. "NRL plasma formulary" . Получено 8 мая 2014 г. .
21. Terreault, B.; Martel, JG; St-Jacques, RG; L'Ecuyer, J. (январь 1977). "Глубинное профилирование легких элементов в материалах с помощью высокоэнергетических ионных пучков". Журнал вакуумной науки и технологии . 14 (1): 492–500. Bibcode :1977JVST...14..492T. doi : 10.1116/1.569240 .
22. Szilágyi, E.; Pászti, F.; Quillet, V.; Abel, F. (1994). «Оптимизация разрешения глубины в ERDA H с использованием ионов 12C». Ядерные приборы и методы в физических исследованиях, раздел B. 85 ( 1–4): 63–67. Bibcode : 1994NIMPB..85...63S. doi : 10.1016/0168-583X(94)95787-8.
23. Vickridge, D. Benzeggouta (2011). Справочник по передовой практике минимизации повреждений, вызванных лучом, во время IBA (PDF) . Университет Пьера и Марии Кюри, UMR7588 CNRS, Париж: Справочник по повреждениям от Spirit. стр. 17.{{cite book}}: CS1 maint: location (link)
24. Detectors, TOF. "TOF-Detectors". Photonis. Архивировано из оригинала 12 мая 2014 г. Получено 9 мая 2014 г.
25. Mallepell, M.; Döbeli, M.; Suter, M. (2009). "Кольцевой газоионизационный детектор для спектрометрии обратного рассеяния тяжелых ионов низкой энергии". Ядерные приборы и методы в исследованиях физики. Раздел B: Взаимодействие пучка с материалами и атомами . 267 (7): 1193–1198. Bibcode : 2009NIMPB.267.1193M. doi : 10.1016/j.nimb.2009.01.031.
26. Более подробное описание конструкции ионизационного детектора см. в Assmann, W.; Hartung, P.; Huber, H.; Staat, P.; Steinhausen, C.; Steffens, H. (1994). "Анализ обнаружения упругой отдачи с тяжелыми ионами". Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section B . 85 (1–4): 726–731. Bibcode :1994NIMPB..85..726A. doi :10.1016/0168-583X(94)95911-0.
27. Мехта, Д.К. Авасти, ГК (2011). Быстрые тяжелые ионы для материаловедения и наноструктурирования. Дордрехт: Springer. стр. 78. ISBN 978-94-007-1229-4.{{cite book}}: CS1 maint: multiple names: authors list (link)
28. Serruys, Jorge Tirira; Yves; Trocellier, Patrick (1996). Спектрометрия прямой отдачи: применение для определения водорода в твердых телах . Нью-Йорк [ua]: Plenum Press. ISBN 978-0306452499.{{cite book}}: CS1 maint: multiple names: authors list (link)
29. Чу, Вэй-Кан (1978). Спектрометрия обратного рассеяния . Нью-Йорк: Academic Press. ISBN 978-0-12-173850-1.
30. Szilágyi, E.; Pászti, F.; Amsel, G. (1995). "Теоретические приближения для расчетов разрешения глубины в методах IBA". Ядерные приборы и методы в исследованиях физики. Раздел B: Взаимодействие пучка с материалами и атомами . 100 (1): 103–121. Bibcode : 1995NIMPB.100..103S. doi : 10.1016/0168-583X(95)00186-7.
31. Szilagyi, E.; Paszti, F.; Amsel, G. (1995). «Теоретический подход к разрешению глубины в геометрии IBA». Журнал Американского химического общества . 100 (1): 103–121. Bibcode : 1995NIMPB.100..103S. doi : 10.1016/0168-583X(95)00186-7.
32. Tschalär, C.; Maccabee, H. (1970). «Измерения разброса энергии тяжелых заряженных частиц в толстых поглотителях». Physical Review B. 1 ( 7): 2863–2869. Bibcode :1970PhRvB...1.2863T. doi :10.1103/PhysRevB.1.2863.
33. Зигмунд, Питер (2006). Проникновение частиц и эффекты излучения общие аспекты и остановка быстрых точечных зарядов . Берлин: Springer. ISBN 978-3-540-31713-5.
34. Бор, Н. (1913). "II". Философский журнал . Серия 6. 25 (145): 10–31. doi :10.1080/14786440108634305.
35. Шмаус, Д.; Л'хойр, А. (1984). "Экспериментальное исследование многократного рассеяния бокового распространения МэВ-ных протонов, прошедших через полиэфирные пленки". Ядерные приборы и методы в физических исследованиях, раздел B: Взаимодействие пучка с материалами и атомами . 2 (1–3): 156–158. Bibcode : 1984NIMPB...2..156S. doi : 10.1016/0168-583X(84)90178-2.
36. Пейн, М. (1969). «Распределение энергии тяжелых заряженных частиц в толстых поглотителях». Physical Review . 185 (2): 611–623. Bibcode : 1969PhRv..185..611P. doi : 10.1103/PhysRev.185.611.
37. Tschalär, C. (1968). «Разбросанные распределения больших потерь энергии». Ядерные приборы и методы . 61 (2): 141–156. Bibcode : 1968NucIM..61..141T. doi : 10.1016/0029-554X(68)90535-1.
38. Скотт, Уильям (1963). "Теория малоуглового многократного рассеяния быстрых заряженных частиц". Reviews of Modern Physics . 35 (2): 231–313. Bibcode : 1963RvMP...35..231S. doi : 10.1103/RevModPhys.35.231.
39. Sigmund, P.; Heinemeier, J.; Besenbacher, F.; Hvelplund, P.; Knudsen, H. (1978). «Малоугловое многократное рассеяние ионов в экранированной кулоновской области. III. Комбинированное угловое и боковое распространение». Nuclear Instruments and Methods . 150 (2): 221–231. Bibcode : 1978NucIM.150..221S. doi : 10.1016/0029-554X(78)90370-1.
40. Уильямс, Э. Дж. (1 октября 1929 г.). «Разброс формульных частиц». Труды Королевского общества A: Математические, физические и инженерные науки . 125 (798): 420–445. Bibcode :1929RSPSA.125..420W. doi : 10.1098/rspa.1929.0177 .
41. Уильямс, Э. (1940). «Многократное рассеяние быстрых электронов и альфа-частиц и «искривление» следов облаков из-за рассеяния». Physical Review . 58 (4): 292–306. Bibcode :1940PhRv...58..292W. doi :10.1103/PhysRev.58.292.
42. Уильямс, Э. (1945). «Применение обычных концепций пространства-времени в задачах о столкновениях и связь классической теории с приближением Борна». Reviews of Modern Physics . 17 (2–3): 217–226. Bibcode : 1945RvMP...17..217W. doi : 10.1103/RevModPhys.17.217.
43. Goudsmit, S.; Saunderson, J. (1940). «Многократное рассеяние электронов. II». Physical Review . 58 (1): 36–42. Bibcode : 1940PhRv...58...36G. doi : 10.1103/PhysRev.58.36.
44. Мэрион, Дж. Б.; Янг, Ф. К. (1968). Анализ ядерных реакций . Амстердам: North-Holland publishing company.
45. Мейер, Л. (1971). «Множественное и многократное рассеяние низкоэнергетических тяжелых частиц в твердых телах». Physica Status Solidi B. 44 ( 1): 253–268. Bibcode : 1971PSSBR..44..253M. doi : 10.1002/pssb.2220440127.
46. "Малоугловое многократное рассеяние ионов в экранированной кулоновской области". Журнал ICRU . 12 (1): 239–253. 2005. doi :10.1093/jicru/ndi014.
47. Компосто, Рассел Дж.; Уолтерс, Рассел М.; Гензер, Ян (2002). «Применение методов рассеяния ионов для характеристики полимерных поверхностей и интерфейсов». Материалы и инженерия: R: Отчеты . 38 (3–4): 107–180. doi :10.1016/S0927-796X(02)00009-8.
48. Грин, Питер Ф.; Рассел, Томас П. (1991). «Сегрегация низкомолекулярных симметричных диблочных сополимеров на границе раздела высокомолекулярных гомополимеров». Макромолекулы . 24 (10): 2931–2935. Bibcode : 1991MaMol..24.2931G. doi : 10.1021/ma00010a045.
49. Гусинский, ГМ; Кудрявцев, ИВ; Кудоярова, ВК; Найденов, В.О.; Рассадин, ЛА (1 июля 1992 г.). "Метод исследования распределения легких элементов в поверхностных слоях полупроводников и диэлектриков". Semiconductor Science and Technology . 7 (7): 881–887. Bibcode :1992SeScT...7..881G. doi :10.1088/0268-1242/7/7/002. S2CID  250777983.