Исследование неупругих и упругих столкновений быстрых ионов в различных средах

руководители направления: В.C. Николаев (1958-1994), Я.А.Теплова (1994-2008)

1. историческая справка

1.1 Создание Лаборатории Атомных Столкновений

        В 1951-52 гг. впервые в СССР по инициативе заведующего лабораторией ядерных реакций (ЛЯР) НИИЯФ МГУ профессора С.С. Васильева в 72-см циклотроне Минобразования СССР были ускорены ионы легких элементов с ядерными зарядами Z ³2 с целью изучения ядерных реакций. На ранних этапах (до 1953 г.) в работе принимали участие научные сотрудники С.С. Васильев, Т.Н. Михалева, М.Г. Андреева и студенты Е.И. Сиротинин и Я.А. Теплова. С 1953 года циклотрон стал использоваться как источник устойчивых пучков многозарядных ионов (от Не до Аr) с различным числом электронов, что позволило осуществить комплексные исследования взаимодействия многозарядных ионов с газообразными (инертные газы, азот, водород и углеводородные молекулярные соединения) и твердыми (целлулоид и тонкие металлические пленки) веществами. Часть сотрудников ЛЯР, объединенных тематикой исследования взаимодействия многозарядных ионов с веществом, с 1953 г. составила основу сектора атомных столкновений, переименованного затем в Лабораторию Атомных Столкновений (ЛАС). Этой группой сотрудников (И.С. Дмитриев, Я.А. Теплова, Л.Н. Фатеева) под руководством В.С. Николаева были впервые получены данные о величине и стрэгглинге пробегов, о потере энергии, об установлении равновесного распределения зарядов, о среднем заряде ионов, равновесных толщинах мишеней и сечениях как потери, так и захвата электронов. Возможности варьировать в эксперименте в широких пределах скорости ионов v = (1-6) v₀ (v₀ =2,19.10⁸ cм/cек), ионные заряды от i = -1 до i=7, ядерные заряды сталкивающихся партнеров (Z=1-18, 36 и Z_c=1-79) и агрегатное состояние среды позволили установить основные закономерности процессов взаимодействия многозарядных ионов с веществом.

Для выполнения измерений была создана многоцелевая масс-спектрометрическая установка, рис.1.

Рис.1. Экспериментальная установка «Сокол». 1- циклотрон, 2- камера столкновений, 3- блок счетчиков, 4- боковой патрубок, Н₁-Н₄- магнитные анализаторы,

Т_s,0-T_s,3- «твердые» мишени, Т_g,1, T_g,2- газовые мишени, Е- электростатический анализатор, d₁-d₃ – раздвижные диафрагмы.

Технический персонал циклотрона – А.А. Данилов, Ю.П. Дивногорцев, Ю.А. Дружинин, Н.С. Кирпичев, М.Х. Листов, А.И. Озябкин, А.Ф. Тупикин, В.А. Хлапов – внесли большой вклад в перестройку работы циклотрона на режим ускорения ионов и фактически являлись соавторами работ.

В дальнейшем состав лаборатории увеличился и, соответственно, область исследования расширилась в основном за счет выпускников физического факультета МГУ. Это - Ж.М. Коновалова, Е.А. Кралькина, Б.М. Круглова, И.А. Невоструева, В.П. Зайков, Н.П. Воробьев, В.А. Сергеев, В.А. Сидорович, Ш.Д. Куникеев. Кроме того, была создана новая группа радиационной физики полупроводников (1970-1988 гг.) под руководством Ю.В.Булгакова.

1.2 Обработка и обобщение экспериментальных данных

Для пробегов и потерь энергии в газах (Теплова и др. 1958), а затем для сечений потери и захвата электрона в серии экспериментов была обнаружена немонотонная зависимость от основных параметров столкновений для скоростей ионов (1,2-5,5) а.е. и Z = 2-18, 36. Такая зависимость отражает строение электронных оболочек сталкивающихся частиц, поэтому требуется индивидуальное рассмотрение каждой пары партнеров столкновения, а усреднение дает лишь качественную картину. Полнота полученных данных позволяет считать, что совокупность результатов представляет новую область исследований - ионно-атомные столкновения при высокой (по атомным меркам) энергии.

Для получения надежных оценок сечений взаимодействия ионов со средой, для которых нет прямых измерений, разрабатывались эмпирические модели, позволяющие интерполировать и экстраполировать имеющиеся экспериментальные данные, а также оценить границы применимости существующих теоретических моделей. В работах И.С. Дмитриева и др. в 80-е годы было установлено, что в зависимости от заряда атомов среды Z_c сечение потери электрона описывается единой для этих ионов ступенчатой функцией, а сечение захвата электрона пропорционально числу вакантных состояний в ближайшей к ядру электронной оболочке. Для проектирования синхротрона ОИЯИ были выполнены расчеты сечений потери и захвата электронов различными ионами с Z от 1 до 92 в азоте, аргоне и ксеноне при энергии E = 5 – 1000 МэВ/нуклон и равновесных толщин углеродных мишеней для ионов He, Ne, Ar, U с E = 2 - 10 МэВ/нуклон.

В 80-е годы В.П. Зайковым и Е.А. Кралькиной был разработан экспериментальный метод определения среднего равновесного заряда быстрых ионов внутри твердых мишеней и показано, что при выходе из твердой мишени из-за перезарядки ионов на поверхности происходит понижение среднего заряда.

1.3 Теоретическое описание неупругого рассеяния заряженных частиц на многоэлектронных атомах

В работах Н.П. Воробьева (1981-1985 гг.) на основе метода Оппенгеймера – Бринкмана - Крамерса (ОБК) были объяснены осцилляции величин сечений захвата электрона в зависимости от заряда ядра атома среды и резкая зависимость изменения сечения перезарядки от среды и заряда ядра иона при переходе гелиеподобной частицы в метастабильное (1s2s)¹S состояние.

И.М. Кругловой был предложен метод определения эффективных зарядов для описания атомных электронов из комптоновских профилей. Получены формулы для обобщенных сил осцилляторов и комптоновских профилей nl-оболочек с n£4 в борновском и импульсном приближениях.

В борновском приближении В.А. Сидоровичем и В.С. Николаевым в 1985-1989 гг. были проведены расчеты сечений однократной и двухкратной ионизации атома гелия быстрыми многозарядными ионами с энергией от 0,1 до 4,5 МэВ/нуклон. Результаты показали, что границу применимости модели к описанию этих процессов можно снизить по скорости столкновения.

В работах Ю.А. Шурыгиной (Белковой), Я.А. Тепловой и В.С. Сенашенко в эйкональном приближении с учетом искажения волновых функций начального и конечного состояний вычислены сечения захвата одного электрона ядрами гелия и лития. Эта модель в отличие от приближения ОБК не использовала нормировочного параметра и давала удовлетворительное количественное согласие с экспериментальными данными.

На основе оператоpного подхода к pешению пpоблемы нескольких тел В.А. Сидоровичем был пpедложен новый ваpиант теоpии pассеяния, основанный на использовании зависящего от вpемени опеpатоpа пpеобpазования волновой функции свободной системы в волновую функцию pассеяния. В pамках пpедложенного подхода получено интегpальное уpавнение для волновой функции, котоpое с точки зpения динамики пpоцесса pассеяния отличается от традиционного уpавнения Липпмана-Швингеpа. Выполнены расчеты сечений двухэлектронных переходов в столкновениях атома гелия с протонами, антипротонами и многозарядными ионами. Получена полуэмпирическая формула, описывающая экспериментальные сечения двухэлектронного возбуждения гелия в зависимости от заряда налетающего иона. Опpеделено соотношение между вкладами в сечение двухэлектpонного возбуждения, вносимыми пеpеходами, пpоисходящими как на энеpгетической повеpхности, так и вне ее. C учетом смешивания конфигураций исследован процесс ионизации гелия с одновременным возбуждением второго электрона. Пpедсказан эффект pезонансной связи каналов, котоpый пpиводит к pезким понижениям в энеpгетическом спектpе эжектиpуемых электpонов, пpи ионизации гелия с одновpеменным возбуждением атомного остатка.

Теоретически исследован пpоцесс возбуждения атомов водоpода в столкновениях с пpотонами, антипpотонами, ядpами гелия и многозаpядными ионами. Объяснено pазличие в сечениях pассеяния для частиц и античастиц. Дано теоpетическое обоснование того, что увеличение заpяда иона может пpиводить к понижению сечения ионизации атома в столкновениях с многозаpядными ионами.

В работах Ш.Д. Куникеева (1989-2003) развита теория резонансной ионизации атома заряженными частицами с учетом взаимодействия в конечном и промежуточном состояниях. Получены асимптотические разложения волновой функции в случае, когда три заряженные частицы находятся в континууме, а также когда две частицы связаны, а третья находится в непрерывном спектре. Исследовано влияние взаимодействия в конечном и пpомежуточном состояниях на фоpму и интенсивность автоионизационных pезонансов атома гелия в столкновениях с пpотонами, ионами He⁺ и антипpотонами. Установлена зависимость ширины квазистационарного состояния от скорости и заряда рассеянной частицы.

1.4 Радиационная физика полупроводников

В 70-е годы в лаборатории (секторе) атомных столкновений была образована группа (рук. Ю. В. Булгаков) для изучения вопросов, связанных с космическим материаловедением. Исследования проводились до 1988 г. и были сосредоточены на разработке методов изготовления п/п приборов и твердых схем путем воздействия на соответствующие материалы тяжелыми частицами (р, Не и др.) высокой энергии (до 1 МэВ). Экспериментально определялись радиационные повреждения кремния, а также комплексное воздействие на п/п приборы вакуума, низких температур и ионизирующего излучения. Был разработан метод определения местонахождения примесных атомов в решетке кристалла. На основе открытого группой эффекта плоскостного резонансного деканалирования были определены периоды собственных колебаний и координаты областей неустойчивого движения ионов гелия в плоскостных каналах кремния, а также средних зарядов движущихся ионов. Проведено исследование глубины проникновения ионов бора, азота и фосфора (энергия около 1 МэВ/н) в неориентированные кристаллы кремния, путем измерения толщины поврежденного слоя, а также по положению p-n переходов в образцах после отжига (зондовый метод, растровый микроскоп).

Методами оже - спектроскопии и рентгеноструктурного анализа было исследовано воздействие гамма – излучения на износостойкие покрытия на основе титана. Обнаружены фазовые превращения и миграция кислорода в приповерхностных слоях при дозах облучения 10³ – 10⁴ Р.

Аналогичные исследования проникновения ионов бора в ориентированные кристаллы кремния дали возможность создать тонкие монокристаллические мишени из кремния (1 мк). Методом внедрения ионов бора и фосфора получены диоды с большой (до 2 см²) и малой (до 1 мм²) площадями p-n переходов на глубине 10 мк.

На заводе ЗИЛ внедрен комплекс аппаратуры для активации поверхностей деталей, включающий в себя установку для имплантации радиоактивных ионов цезия с энергией до 70 кэВ, установку для нанесения микрорельефа на поверхность активируемых деталей и систему регистрации излучающего слоя. Метод активации использован для исследования износа «пар трения» на стадии приработки, в том числе поршневой группы компрессора бытового холодильника ЗИЛ.

Результаты исследований были использованы в технологии полупроводниковых приборов (п/п) (например, Патент США 4.056.408,1977) и др.

Работы по резонансному деканалированию частиц были выполнены совместно с сотрудниками Берлинского университета им. Гумбольдта (К. Ленкайт и др.).

При участии Б.В. Шемаева (с середины 70-х по 1997 г.) было исследовано влияния различных видов ионизирующего излучения на износостойкость и срок службы режущих пластин из твердых сплавов на основе монокарбида вольфрама с кобальтовой связкой. Установлено, что воздействие гамма – квантов дозой порядка 10⁸ Р в 3-5 раз увеличивает стойкость пластин из сплава МС111 с содержанием кобальта 9,5%. Воздействие протонами и альфа – частицами на сплавы с относительно низким содержанием кобальта также увеличивает износостойкость, но не более чем в 2-3 раза. По результатам этой работы было получено три патента.

В состав группы Булгакова входили - Т.И. Коломенская, М.А. Кумахов, Н.В. Кузнецов, Л.А. Яценко, В.А. Зарицкая, Л.М. Савельева, В.А. Муралев, Д.В. Эльтекова, В.И. Шульга, В.Н. Филатов, Ю.В. Рогачев, Е.А. Игнатова, В.П. Собакин, С.М. Разумовский и др.

2. Основные направления исследований в лаборатории:

2.1 Пробеги и потери энергии ионов

Впервые обнаружена при скоростях ионов v= (1-3 ) v₀ немонотонная зависимость пробегов ионов от их ядерного заряда Z, коррелирующая с энергией связи в электронных оболочках, уменьшающаяся при возрастании скорости, рис.2 [4]. Аналогичная зависимость характерна и дл стрэгглинга пробегов. При этих же скоростях пробеги ионов и потери энергии пропорциональны скорости, что подтвердили теоретические модели Фирсова и Линдхарда. На кривой зависимости потерь энергии от скорости ионов четко выделена область максимума, v=v₀Z ^2/3, которая заметно сдвигается в область больших скоростей при увеличении Z. Установлена зона выполнения правила аддитивности торможения в сложных молекулярных соединениях.

.

Рис.2. Зависимость пробегов ионов от Z в воздухе при нормальном давлении.

Значения скоростей V даны около кривых.

Рис 3. Потери энергии легких ионов с энергией 0.35 МэВ/нуклон в зависимости от заряда ядра ионов.

Экспериментальные данные:  · - в целлулоиде, ■ - в азоте и в воздухе. Сплошные кривые – расчет

потерь энергии, связанных с перезарядкой ионов (-dE/dx)_п, пунктирные кривые – расчет потерь энергии

при взаимодействии ионов с электронами мишени (-dE/dx)_эл:  (1) – в целлулоиде, (2) – в азоте.

В последние годы были исследованы потери энергии, непосредственно связанные с перезарядкой ионов, (-dE/dx)_п = N_с S F_i s_i,i±1 ( J+E_k), где F_i – зарядовые фракции ионов, s_i,i±1 – сечения потери и захвата электрона, N_с- количество атомов в 1 см³ вещества, J- энергия связи электрона в атоме среды для процесса захвата электрона или энергия связи электрона в налетающем ионе для процесса потери электрона, Е_к- кинетическая энергия электрона, участвующего в процессе перезарядки.

Проведенные расчеты показали, что для легких ионов потери энергии, вызванные перезарядкой, (-dE/dx)_п, могут быть сравнимы по величине с потерями энергии, обусловленными взаимодействием ионов с электронами мишени (-dE/dx)_эл. При торможении ионов Ве в целлулоиде относительный вклад (-dE/dx)_п в полные потери энергии достигает 40%(-dE/dx)_эл. Для торможения ионов Не в азоте (-dE/dx)_п составляют около 17% (-dE/dx)_эл, рис.3.

2.2 Средний заряд и распределение ионов по зарядам

Равновесное распределение зарядов, к которому приближается зарядовый состав пучка при прохождении ионов через вещество, не зависит от начального заряда ионов и полностью определяется соотношениями между сечениями потери и захвата электронов. Равновесное распределение достигается раньше, чем произойдет заметное торможение частиц в среде. Для среднего заряда , i_ср =ΣiF_i, в соответствии с критерием Бора и статистической моделью, получено удобное выражение: i_ср /Z = f(v /Z^α ), где f -монотонно возрастающая функция, 1/3< α< 2/3. Значения f и α подбираются на основе экспериментальных данных. Измеренный заряд в твердом веществе отличается от полученного для тех же ионов при тех же условиях в газе, а также из экспериментов по измерению потерь энергии.

С увеличением толщины мишени средний заряд изменяется монотонно, ширина зарядового распределения в случае больших отклонений начального заряда от равновесного, достигает максимального значени при толщинах меньше равновесных.

Подтверждено, что средний заряд ионов при прохождении твердого тела всегда больше среднего заряда ионов в газах при прочих равных условиях. Равновесное значение среднего заряда i_ср не зависит от начального зарядового состояния иона i₀ как в газовых, так и в твердотельных мишенях. При возрастании начальной скорости ионов i_ср увеличивается. Увеличение i_ср наблюдаетс также при возрастании заряда ядра налетающего иона ( при равных начальных скоростях и начальном заряде ). Толщина мишени, при которой устанавливается равновесное распределение по зарядам, существенно зависит от начального заряда иона и имеет минимальное значение для i₀» i_{ср ,} рис.4.

Найденные “эффективные” сечени перезарядки ионов в целлулоиде, также соответствующие сечения в азоте, позволили рассчитать на основе известных уравнений перезарядки, (dF_i/dt)= SF_ks_ki-F_isS_ik, зависимость зарядовых фракций F_i и среднего заряда i_ср от толщины мишени t при изменении начального заряда иона i₀, рис.5.

Рис.4. Зарядовые фракции ионов азота, имеющих начальную скорость V=3,6 а.е. и начальный заряд io=7 в зависимости от материала и толщины перезарядной мишени ( сплошные кривые – целлулоидная пленка, пунктирные кривые –газообразный азот, значки – экспериментальные данные)	Рис.5. Зависимость среднего заряда ионов азота с V=3,6 а.е. от начального зарядового состояния иона io и толщины мишени t в целлулоиде (сплошные линии) и в азоте (пунктирные линии),  значки - экспериментальные данные. io равно Î при t=0.

2.3 Сечения потери и захвата электронов

  Экспериментальные сечения потери и захвата электронов получены на основе анализа измеренных распределений ионов по зарядам. Разработан полуэмпирический метод расчета сечений потери электронов для многозарядных ионов (йод, уран), примененный при проектировке и наладке работы многоступенчатых ускорителей высоких энергий. Измерена разница в сечениях потери электрона из К и L-оболочек. Установлены случаи, когда для ионов с большим числом электронов вероятность потери нескольких электронов может быть больше, чем в случае потери одного электрона.

Сечение потери электронов уменьшается, а сечение захвата электрона увеличивается с возрастанием начального заряда иона. При скорости v ³ 2v₀ сечение захвата электрона быстро уменьшается с увеличением скорости и чем тяжелее среда, тем уменьшение медленнее.

      Для ионов с малыми зарядами сечение захвата электрона изменяется немонотонно в связи с периодическим изменением числа вакансий и средней энергии связи, рис.6. Понижение сечений наблюдается дл ионов с полностью заполненной электронной оболочкой и повышенной вероятностью образования метастабильных состояний. При доступных в эксперименте скоростях сечения захвата электрона сильно осциллируют при изменении Z_t cреды, каждый из максимумов связан с парциальным захватом электрона из К, L, M, N, O и др. оболочек. Наибольшее понижение до 3 раз наблюдается при v = 4-6 а.е. Установлена связь между сечениями захвата электронов протонами и многоэлектронными ионами, следующая из приближения Оппенгеймера-Бринкмана-Крамерса.

Рис.6. Зависимость сечений захвата электрона s_i,i1- от заряда ядра атомов среды - Z_t для ионов В³⁺. Значки - экспериментальные величины.

Сплошные линии - нормированные расчеты в приближении ОВК, штрих-пунктирные и пунктирные прямые – полуэмпирические

расчеты для скорости ионов 1,83 и 3,65 а.е., соответственно.

  Экспериментально установлено, что при прохождении ионов через твердое вещество наряду с увеличением потери электронов наблюдается уменьшение сечени электронного захвата. Этот эффект особенно значителен для ионов с большими зарядами, которые захватывают электроны преимущественно в высоковозбужденные состояния. Уменьшение сечений захвата электронов и увеличение ионизации ведут к увеличению среднего заряда ионов. При достижения равновесного распределения ионов по зарядам увеличение сечений ионизации ведет к уменьшению равновесной толщины мишени, а уменьшение сечений захвата электронов –к увеличению последней. Измерения показали, что для ионов с зарядом ядер Z= 7-10 и энергией 0,03-0,3 МэВ/н равновесные толщины твердых мишеней превышают равновесные толщины газа на порядок величины.

    Анализ отношений А_cap=s^g_i+1,i/s^s_i+1,i и А_loss=s^g_i,i+1/s^s_i,i+1 сечений захвата и сечений потери электрона (индексы g и s относятся к газообразной (азот) и твердой (целлулоид, углерод) среде) подтвердил увеличение сечений потери электронов и уменьшение сечений захвата электронов в твердых телах по сравнению с газом.

2.4 Угловые и энергетические распределения отраженных ионов при скользящем падении на поверхность

Для оценки условий прохождения ионов через твердое вещество и рассеяния от поверхности мишени проводились экспериментальные и теоретические исследования энергетических и угловых распределений отраженных от поверхности мишени быстрых ионов гелия и азота с энергией Е₀ = 200-500 кэВ и .протонов до 1,2 МэВ. Эти распределения зависят от углов скольжения a и рассеяния q ( q>a). При небольших a распределение отраженных ионов представляется в виде широкого пика (риc.7), положение максимума Е_m которого, смещается при увеличении q в область меньшей энергии (0£ Е_m/E₀ <1) (рис.8). Сравнение энергетических распределений для различных по массе и заряду ионов, отраженных от разных поверхностей металлов и углерода позволили оценить количественные различия и глубину проникновения ионов в вещество. Расчеты, основанные на методе Монте – Карло, удовлетворительно описывают результаты измерений.

Рис. 7. Энергетическое распределение числа отраженных ионов при угле рассеяния q = 8^о для столкновения ионов азота с энергией 300 КэВ с медной

поверхностью при угле скольжения a = 4^о: 1 - экспериментальные данные; 2 – результаты расчета.

Рис.8. Относительное положение максимума E_m в спектре отраженных ионов, падающих на поверхность с энергией E_o=300 кэВ под углом

скольжения a=2^o. Экспериментальные данные: g - отражение протонов от медной поверхности, n - отражение протонов от графитовой

поверхности, D - отражение ионов N⁺ от медной поверхности. Результаты расчетов: 1, 2 – отражение протонов от медной и графитовой

поверхности, соответственно. 3 – отражение ионов N⁺ от медной поверхности.

2.5 Метастабильные состояния ионов

        Впервые (публикации авторов с 1966 года) экспериментально установлено, что в ионных пучках, выведенных из циклотрона или прошедших через газовые и твердые мишени, практически всегда содержится некоторое количество частиц в возбужденных состояниях , часть которых оказывается долгоживущими. После идентификации состояний с помощью время-пролетного метода оказалось, что наибольшее количество метастабильных частиц принадлежит к гелиеподобным и литиеподобным изоэлектронным последовательностям. Присутствие таких ионов в пучке изменяет до 5 раз сечени потери и захвата электронов, позволяя измерять только некоторые усредненные величины. Найдены оптимальные способы получения как наибольшего количества метастабильных частиц, так и минимального. Наибольшее количество двухэлектронных частиц в состояниях ^1,3S образовывалось при захвате электрона водородоподобным ионом (до 60%), наименьшее при потере электрона литиеподобным ионом. Переходы с захватом электрона метастабильным гелиеподобным ионом или с захватом двух электронов водородоподобным ионом приводят к образованию литиеподобных ионов в квартетных состояниях (1s2s2p)⁴Р, причем количество ионов зависит от толщины слоя газа и его состава. Зависимость количества автоионизующихся частиц от толщины слоя газа существенно отличаетс для легких газов, водорода и гелия, от аналогичной зависимости для азота, неона и аргона. Это можно объяснить тем, что в молекулах водорода и гелия отсутствуют электроны с параллельными спинами, и литиеподобные ионы могут возникнуть только при последовательном захвате по одному электрону. В более тяжелых газах одновременно действуют два процесса: последовательный захват и захват сразу двух электронов, при этом основным механизмом является последний в связи с этим , наблюдается слабая зависимость количества от толщины газового слоя. В тонкой пленке количество метастабильных частиц практически постоянно. Максимальные количества метастабильных частиц получены в водороде и гелии и для ионов бора составили 0,3-0,4 (при å i ~ 1 ) , а для ионов азота – 0,15. При этом количество метастабильных литиеподобных ионов образовавшихся при захвате одного электрона не превышает 0,02-0,03, рис. 9.

Рис. 9. Количество метастабильных частиц a при захвате электронов водородоподобными ионами бора в зависимости

от толщины газовой и твердой мишени. Скорость ионов бора 3.6 а.е. Экспериментальные данные для захвата двух электронов:

n – He ; g- Ne; t - Ar; одного электрона: n – He ; g - Ne; t - Ar; * - целлулоид. Сплошные кривые - результаты

расчета процесса захвата двух электронов с учетом уравнений перезарядки с учетом метастабильных состояний.

2.6 Компьютерное моделирование атомных столкновений в твердых телах

В 1971 году в связи с развитием работ по радиационной физике полупроводников (группа Ю.В. Булгакова) возникла необходимость в проведении компьютерного моделирования прохождения быстрых заряженных частиц (протоны, α-частицы) через кристаллические и аморфные вещества. Данных о торможении этих частиц, которые необходимы дл такого рода расчетов, тогда было недостаточно, в частности, практически не было данных о зависимости неупругих потерь энергии в элементарных соударениях от прицельного параметра столкновения, ε(р). Возникла идея определить эту зависимость с помощью эффекта каналирования (рис. 10). В условиях идеального каналирования частицы движутся на фиксированном расстоянии от атомных цепочек и плоскостей и, меняя каналы, можно «управлять» торможением.

Рис. 10.

Для протонов и α-частиц зависимости ε(р) были найдены из экспериментальных энергетических спектров атомов, прошедших через тонкие монокристаллические пленки (Ю.В. Булгаков, В.С. Николаев, В.И. Шульга). В дальнейшем эти зависимости были использованы в большом числе компьютерных расчетов, проводимых в ЛАС. Отметим расчеты ось-плоскостных переходов при каналировании быстрых α-частиц в кремнии (Ю.В. Булгаков, В.И. Шульга), в которых была предсказана возможность резонансного выхода частиц из режима плоскостного каналирования (эффект резонансного деканалирования). Эффект подтвержден экспериментально и применен для определения параметров межатомных потенциалов и средних зарядов ионов при движении в твердом теле.

В дальнейшем метод компьютерного моделирования был использован в ЛАС для решения большого круга задач физики взаимодействия атомных частиц с кристаллическими и неупорядоченными средами. Перечислим некоторые из этих задач:

– фокусировка атомарных и молекулярных ионов плотноупакованными атомными рядами кристаллической решетки;

– выход быстрых атомов отдачи при ионной бомбардировке кристаллов;

– распыление кристаллических и аморфных мишеней ионными пучками;

– ионно-фотонная эмиссия при распылении;

– нелинейные эффекты при отражении тяжелых ионов от поверхности монокристаллов;

– торможение кластеров в тонких поликристаллических пленках;

– эффекты атомной плотности и изотопные эффекты в распылении;

– «кулоновский взрыв» быстрых молекул водорода при рассеянии поверхностью.

Результаты этих работ обобщены в диссертации В.И. Шульги «Рассеяние и распыление частиц при бомбардировке твердых тел атомами, молекулами и кластерами» (2002 г.). Результаты расчетов по распылению металлов тяжелыми ионами были использованы в НПО «Криогенмаш» при при создании крупного криотермовакуумного стенда для испытания и отработки плазменных и ионных реактивных двигателей. Кроме того, полученные результаты были использованы при проектировании инжектора быстрых частиц для установки термоядерного синтеза типа «Токамак».

В последнее время резко возрос интерес к изучению распыления неупорядоченных сплавов с различным содержанием компонентов. Такие исследования важны для понимания роли поверхности в распылении, поскольку компоненты могут иметь неодинаковое распределение по глубине и сильно отличаться своей концентрацией на поверхности, особенно в присутствии поверхностной сегрегации атомов. Наибольший интерес представляет изучение пространственных распределений распыленных атомов, которые очень чувствительны к состоянию поверхности при ионном облучении.

Для решени этой задачи проведен компьютерный расчет пространственных распределений атомов при распылении сплавов Ni_xPd_y с различной концентрацией компонентов (x, y = 1, 5) ионами Ar с энергией 3–10 кэВ. В расчете использовано несколько моделей поверхностной сегрегации атомов. Согласие с экспериментом (В.С. Черныш, А.С. Патракеев) удалось достичь в рамках модели, которая предполагает наличие на поверхности разреженного слоя атомов с преобладанием одной из компонент, а именно, палладия в сплавах Ni₅Pd и NiPd и никеля в сплаве NiPd₅. Сегрегация палладия на поверхности Ni-Pd сплавов отмечалась многими авторами и связана с тем, что атомы Pd имеют меньшую поверхностную энергию связи и как бы выдавливаются сильно связанными атомами никеля на поверхность.

Рис. 11.

На рис. 11 показаны результаты компьютерного моделирования распыления сплава NiPd₅, проведенного без учета и с учетом сегрегации при различной концентрации атомов первого монослоя. Видно, что учет сегрегации Ni (аномальная сегрегация) приводит к хорошему согласию результатов расчета с экспериментом. Сегрегация никеля связана с высокой концентрацией атомов палладия вблизи поверхности. С помощью эффекта сегрегации можно изменять на атомном уровне состав поверхности сплавов при ионном облучении, что может быть использовано, в частности, для управлени свойствами катализаторов.

В настоящее врем большой интерес проявляется к процессам взаимодействия с поверхностью наноатомных кластеров, которые слишком велики, чтобы считаться набором отдельных атомов, но недостаточно велики, чтобы их можно было отнести к макрочастицам типа пылинок или небольших метеоритов. Такие кластеры уже нашли ряд полезных применений в микро- и наноэлектронике.

С целью изучения особенностей взаимодействия атомных кластеров с поверхностью была разработана компьютерная программа и проведены расчеты торможения нанокластеров Ar с энергией 0,1–10 кэВ тонкими поликристаллическими пленками меди. Программа позволяет включать в рассмотрение различные типы взаимодействий, что удобно при исследовании нелинейных эффектов. Показано, что так называемый эффект «расчистки пути» (сlearing-the-way effect), наблюдавшийся ранее при исследовании торможения кластеров (P. Sigmund, В.И. Шульга), проявляется также в процессах поверхностного рассеяния и распыления.

В работе принимают участие: Ю.А. Белкова, И.С. Дмитриев, Н.В. Новиков, Я.А. Теплова, Ю.А. Файнберг, В.И. Шульга.