Глава 2. АТОМНЫЕ СТОЛКНОВЕНИЯ И СПЕКТРОМЕТРИЯ ОБРАТНОГО РАССЕЯНИЯ

2.1. Введение

Рассмотрим модель атома в виде облака электронов вокруг положительно заряженного центра — ядра, содержащего Z протонов и А — Z нейтронов, где Z — атомный номер и А — массовое число. Однократное рассеяние а-частиц на большие утлы положительно заряженным ядром не только подтвердило правильность этой модели, но и лежит в основе одного современного метода исследования материалов — спектрометрии обратного рассеяния Резерфорда. В этой главе мы обсудим физические понятия, относящиеся к кулоновскому рассеянию быстрого легкого иона на более тяжелом неподвижном атоме.

Из всех методов исследования обратное рассеяние Резерфорда является самым простым для понимания и применения, поскольку основывается на классическом рассеянии в поле центральных сил. За исключением ускорителя, обеспечивающего коллимированный пучок частиц с энергиями порядка нескольких мегаэлектронвольт (обычно это ионы ), вся установка чрезвычайно проста (рис. 2.1, а). Для регистрации частиц используются полупроводниковые детекторы, которые формируют на выходе электрический импульс, пропорциональный энергии частиц, рассеянных образцом в направлении детектора. Этот метод анализа является наиболее точным, так как ионы Не с энергией в несколько мегаэлектронвольт испытывают столкновения при малых значениях прицельного параметра и отклоняются хорошо известными силами кулоновского отталкивания, действующими между положительно заряженными ядрами налетающих частиц и атомов мишени. Кинематика столкновения и сечение рассеяния не зависят от химических связей, поэтому измеренные характеристики обратного рассеяния нечувствительны к электронной конфигурации и химическим связям внутри мишени. Для получения информации об электронной конфигурации необходимо использовать другие методы анализа, такие как фотоэлектронная спектроскопия, основанная на переходах в электронной оболочке.

В этой главе мы рассмотрим столкновение двух положительно заряженных ядер с атомными номерами . Индекс 1 относится везде к налетающей частице, а индекс 2 — к атому мишени. Сначала найдем переданную при столкновении энергию, так как эта величина позволяет идентифицировать атом мишени. Затем вычислим сечение рассеяния, которое является основой количественной теории рассеяния Резерфорда. В этой главе мы имеем дело с рассеянием только на атомах поверхности образца или на тонких пленках.

Рис. 2.1. а — схема экспериментальной установки для обратного рассеяния Резерфорда. Коллимированный пучок ионов гелия падает на плоский образец. Частицы, рассеянные под углом , регистрируются полупроводниковым детектором ядерных частиц. Вся установка должна находиться в вакууме. 1 — пучок ионов Не с энергией порядка нескольких мегаэлектронвольт; 2 — коллиматоры; 3 — образец; 4 — угол рассеяния ; 5 — рассеянный пучок; 6 — детектор ядерных частиц. б — схема упругого столкновения движущейся со скоростью и энергией частицы массой М с первоначально неподвижным атомом мишени массой М После столкновения частица и атом мишени имеют скорости и энергии соответственно. Углы и отсчитывются от направления начального движения частицы и всегда положительны. Все величины относятся к лабораторной системе отсчета.

В следующей главе мы рассмотрим распределение атомов по глубине.