7.2. Параметры дифракции

Кристаллическая структура материалов обычно определяется дифракционными методами, в которых длина волны падающего излучения имеет

порядок межатомного расстояния в кристаллической решетке. Таким образом, дифракционный анализ с помощью нейтронов с тепловыми энергиями и фотонов с энергией порядка килоэлектронвольта позволяет зондировать кристалличность твердого тела. Для кристаллографии поверхности используются электроны с энергией ~100 эВ. Во всех методах дифракционного анализа упорядоченные ряды атомов в кристаллической решетке действуют когерентно как дифракционная решетка, приводя к появлению дифракционных минимумов и максимумов.

Дифракционные явления существенны для понимания волновой природы атомных частиц. Дифракция электронов была продемонстрирована ранними работами Дэвиссона и Джермера, а вскоре была подтверждена и волновая природа нейтронов и других частиц. Эти эксперименты дали доказательство справедливости использования волнового уравнения для описания атомных частиц, а именно уравнения Шредингера, и дали прямое подтверждение соотношения де Бройля между длиной волны частицы X и ее импульсом

При рассмотрении межатомных расстояний около 1 А соответствующая энергия частицы равна 150 эВ для электронов и 0,08 эВ для нейтронов, которые в этом случае называют тепловыми нейтронами.

Для каждого вида дифрагирующего излучения выбирается свой режим анализа материала по глубине. Дифракция представляет собой когерентное сложение излучения с одной и той же длиной волны, поэтому поглощение или некогерентное рассеяние в зависимости от того, что из них преобладает, определяют возможности для исследования глубины. При рентгеновской дифракции используют рентгеновское излучение с длинами волн, сравнимыми с постоянной решетки, т. е. с длинами около 1 А, что соответствует энергии рентгеновских квантов 12,4 кэВ. Поглощение рентгеновского излучения обусловлено фотоэлектронным поглощением (см. гл. 8), поэтому могут быть исследованы сравнительно толстые или объемные образцы. Преобладающим взаимодействием для рентгеновского излучения с энергиями ~10 кэВ является фотоэлектронный эффект, то есть поглощение. Неупругие эффекты, вызванные комптоновским рассеянием, несущественны, так как фотоэлектронное поглощение намного сильнее, чем комптоновское рассеяние. Дифракция рентгеновского излучения происходит на глубинах порядка 10 мкм. Поглощение электронов определяется в основном глубиной выхода (см. гл. 6), поэтому дифракция электронов низких энергий LEED (от англ. Low Energy Electron Diffraction) используется для исследования структуры поверхности. В качестве чисто поверхностного метода LEED не совершенна, так как электроны могут проникать на глубину нескольких атомных слоев.

Энергетическое распределение отраженных электронов показано на рис. 7.1. Большая часть этого распределения связана с актами иеупругого рассеяния (оже-электроны, вторичные электроны и плазмонные возбуждения).

Рис. 7.1. Схематическое изображение энергетических распределений падающего (1, 4), неупруго (2) и упруго (3, 5) рассеянных пучков при отражении электронов с энергией — 1 кэВ от поверхности монокристалла (6).

Эти неупругие процессы, в первую очередь плазмонные потери, определяют глубину выхода на кривой, приведенной в предыдущей главе. Острый пик упруго рассеянных электронов используется для дифракционных исследований. В экспериментах этот пик наблюдается изолированным на энергетическом распределении от остальных частиц, которые испытали неупругое рассеяние.

Имеется важное различие между дифракционными эффектами для электронов с энергией окол > 100 эВ и ориентационными эффектами (каналированием) для ионов, падающих на монокристаллы с энергией в несколько мегаэлектронвольт. При каналировании длина волны налетающей высокоэнергетичной частицы оказывается намного меньше, чем постоянная решетки. Тем не менее упорядоченные ряды атомов в кристалле также могут влиять на взаимодействие между ионами с энергией около миллиона электронвольт и атомами в кристалле. В этом случае используется классическое приближение, тогда как волновое или дифракционное описание не является необходимым. Параметры отдельных столкновений определяются по классической механике с учетом влияния соответствующего экранированного потенциала. При каналировании коллективный характер взаимодействия проявляется за счет коррелированных столкновений на упорядоченных атомах. Упрощенно это можно представить следующим образом: когда быстрый ион подходит к атомному ряду под скользящим углом, малое отклонение вследствие рассеяния на первом атоме задает прицельный параметр столкновения и, следовательно, угол рассеяния на втором атоме, что в свою очередь определяет характер столкновения с третьим атомом, и так далее. Результатирующим эффектом является управление траекторией налетающих ионов. Направленные или каналированные ионы локализованы в областях или каналах между атомными рядами и не испытывают близких столкновений с атомами решетки. Канапирование происходит, когда пучок ионов входит в кристалл почти параллельно (под углом менее 0,1°)

кристаллической оси. В этих условиях число близких столкновений, таких как обратное резерфордовское рассеяние, ядерные реакции или испускание рентгеновского излучения с внутренних электронных оболочек почти в 100 раз уменьшается. Уменьшение вероятности этих эффектов как раз и является весьма полезным в приложениях физики твердого тела (это уже рассматривалось в гл. 5).