Elastisk rekyldetektering

Elastisk rekyldetektionsanalys ( ERDA ), även kallad framåtriktad rekylspridning (eller, kontextuellt, spektrometri), är en jonstråleanalysteknik inom materialvetenskap för att erhålla elementära koncentrationsdjupprofiler i tunna filmer . Denna teknik är känd under flera olika namn. Dessa namn listas nedan. I ERDA-tekniken riktas en energisk jonstråle mot ett prov som ska karakteriseras och (som i Rutherford backscattering ) finns det en elastisk nukleär interaktion mellan strålens joner och atomerna i målprovet. Sådana interaktioner är vanligtvis av Coulomb -natur. Beroende på jonernas kinetik , tvärsnittsarea och jonernas energiförlust i ämnet hjälper ERDA till att bestämma kvantifieringen av elementaranalysen . Den ger också information om provets djupprofil.

De infallande energetiska jonerna kan ha ett brett energiområde från 2 MeV till 200 MeV. Strålens energi beror på provet som ska studeras. Strålens energi bör vara tillräcklig för att sparka ut (”rekyl”) provets atomer. Således använder ERD vanligtvis lämpliga källor och detektorer för att detektera rekylerade atomer.

En sådan experimentell uppställning är dock dyr och tillsammans med ett källkrav på högenergijoner verkar denna teknik vara relativt mindre vanligt förekommande för materialkaraktärisering, men är ändå kommersiellt tillgänglig. Dessutom måste den infallsvinkel som en jonstråle gör med provet också beaktas för korrekt analys av provet. Detta beror på att, beroende på denna vinkel, de rekylerade atomerna kommer att samlas. Även om det inte är särskilt tydligt, skulle antagandet om varför denna teknik inte är särskilt välkänd bero på att det är svårt att ha en perfekt kombination av källan, infallsvinkeln och detektorn för att få den bästa karakteriseringen av provet. Sådana problem skulle göra tekniken mycket tidskrävande och tråkig.

Den här artikeln ger information om ERDA som har funnits länge, sedan mitten av 1970-talet. Artikeln ger detaljerad information om ERDA med hög jonincident. Dock försummas inte ERDA med låg jonincident fortfarande. Den jämförande analysen av övergripande ERDA med andra tekniker som TEM, AFM, XRR, NR, VASE, XPS och DSIMS nämns också. Artikeln berör kort ERDAs historia men huvudfokus ligger på själva tekniken. Omfattande information om instrumenteringen såväl som dess tillämpningar i elementär karakterisering och djupprofil tillhandahålls.

ERDA och RBS har liknande teori men mindre skillnader i uppställningen av experimentet. Vid RBS placeras detektorn på baksidan av provet medan i ERDA placeras detektorn i fronten.

Jämförande analys

Det finns flera tekniker som används idag för karakterisering av material. Kombination av tekniker behövs vanligtvis för att få korrekt karakterisering. När man jämför flera tekniker måste viktiga parametrar som detektionsgräns, djupupplösning och lateral upplösning beaktas. För detta ändamål har jämförelser av flera tekniker visats i tabellen nedan.

Tabell 1: Jämförelse av tekniker med karakteristiska egenskaper

Metod	Akronym	Detektionsgräns	Djupupplösning	Sidoupplösning	Information tillhandahållen
Analys av detektering av elastisk rekyl	ERDA	0,1 atomprocent	2 nm till 5 nm	20 µm	Djupprofil och elementär sammansättning
Transmissionselektronmikroskopi	TEM	10 −21	Inga, prov i tunn kapacitet	1 nm till 10 µm	Kemisk strukturanalys, Koncentration
Atomic Force mikroskopi	AFM	Variabel	0,5 nm	0,5 nm	Tvärsnittsvy
Röntgenreflektivitet	XRR		0,5 nm		Djupprofil
Neutronreflektivitet	NR	Ej lämplig för spårämnen	1 nm	10 µm	1 H och 2 H djupprofiler
Spektroskopisk ellipsometri med variabel vinkel	VAS	0,001 atomprocent	100 µm		Film tjocklek
Röntgenfotoelektronspektroskopi	XPS	0,1-1 atomprocent	1 nm	10 µm	Djupprofil
Dynamisk sekundär jonmasspektrometri	DSIMS	10 12 - 10 16 atomer/cm 3	2 – 30 nm	50 nm till 2 µm	Elementär djupprofil

Egenskaper för ERDA

De viktigaste egenskaperna hos ERDA listas nedan.

• En mängd olika element kan analyseras samtidigt så länge som atomnumret för den rekylerade jonen är mindre än atomnumret för den primära jonen.
• Känsligheten för denna teknik, främst beroende på spridningstvärsnittsarea, och metoden har nästan lika känslighet för alla ljuselement. I detta fall är det lätta elementet ett element som har ett atomnummer mellan 2 och 50.
• Djupupplösningen är beroende av stoppkraften hos tunga joner efter interaktioner med provet, och detekteringen av spridda primära joner reduceras på grund av den smala spridningskonen av tunga joner som sprider sig från lätta element.
• Gasjoniseringsdetektor ger effektiv rekyldetektion och minimerar således exponeringen av provet för jonstrålen vilket gör detta till en oförstörande teknik. Detta är viktigt för noggrann mätning av väte som är känt för sin instabilitet och sin förlust under jonstrålebestrålning.

Sådana egenskaper har lett till att många grupper och forskare har utforskat tillämpningar av ERDA.

Historia

ERDA demonstrerades först av L'Ecuyer et al. 1976. De hade använt 25-40 MeV ³⁵ Cl-joner användes för att detektera rekylerna i provet. Efter mer än tre decennier har ERDA delats upp i två huvudgrupper. Den första är Light Incident Ion ERDA (LI-ERDA) och den andra är Heavy Incident Ion ERDA (HI-ERDA).

LI-ERDA använder lågspänningsacceleratorer med enkel ände, medan HI-ERDA använder stora tandemacceleratorer. Dessa tekniker utvecklades huvudsakligen efter att tunga jonacceleratorer introducerades i materialforskningen. LI-ERDA utförs också ofta med en relativt lågenergi (2 MeV) 4He-stråle specifikt för att djupprofilera väte. I denna teknik används flera detektorer: vid backspridningsvinklar för att detektera tyngre element med RBS och framåt (rekyl) detektor för att samtidigt detektera det rekylerade vätet. Rekyldetektorn för LI-ERDA har vanligtvis en "räckviddsfolie" som vanligtvis är en Mylar-folie placerad framför detektorn för att blockera spridda infallande joner men tillåter lättare rekylande målatomer att passera igenom till detektorn. Vanligtvis kan en 10 µm tjock Mylar-folie helt stoppa 2,6 MeV He+-joner men låter de rekylerade protonerna gå igenom med låg energiförlust.

HI-ERDA används mer allmänt jämfört med LI-ERDA eftersom det kan användas för att studera mycket fler olika element jämfört med LI-ERDA. Den kan användas för att identifiera tunga element. Den används för att detektera rekylerade målatomer och spridda stråljoner med hjälp av flera detektorer, nämligen kiseldioddetektor, time-of-flight detektor, gasjoniseringsdetektor, etc. Sådana detektorer beskrivs nedan. Den största fördelen med HI-ERDA är dess förmåga att erhålla kvantitativ djupprofileringsinformation för alla provelement i en mätning. Nyligen genomförda studier har visat att djupupplösning som erhålls genom att använda denna teknik är utmärkt. Djupupplösning mindre än 1 nm kan erhållas med god kvantitativ noggrannhet vilket ger dessa tekniker betydande fördelar jämfört med andra ytanalysmetoder. Det tillgängliga djupet på 300 nm kan också uppnås med denna teknik. Ett brett utbud av jonstrålar inklusive ³⁵ Cl, ⁶³ Cu, ¹²⁷ I och ¹⁹⁷ Au, med olika energier kan användas i denna teknik för att rekyl ska uppstå.

Det måste noteras att LI-ERDA och HI-ERDA båda tillhandahåller liknande information. Skillnaden i namnet på tekniken beror bara på vilken typ av jonstråle som används som källa.

Uppställningen och de experimentella förhållandena påverkar prestandan för båda dessa tekniker. Faktorer som multipel spridning och jonstråleinducerad skada måste beaktas innan data erhålls eftersom dessa processer kan påverka datatolkningen, kvantifieringen och studiens noggrannhet. Dessutom hjälper infallsvinkeln och den spridda vinkeln till att bestämma provets yttopografi. Genom att införliva yttopografi i jonstråleanalysteknik kan en tillförlitlig karakterisering av skikt av en yta erhållas.

Framträdande egenskaper hos ERDA

ERDA är väldigt lik RBS, men istället för att detektera projektilen i ryggvinkeln detekteras rekylerna i framåtriktningen. Doyle och Peercey kunde 1979 fastställa användningen av denna teknik för vätedjupprofilering. Några av de framträdande egenskaperna hos ERDA med tunga joner med hög energi är:

• Stort rekyltvärsnitt med tunga joner ger bra känslighet. Dessutom kan alla kemiska grundämnen, inklusive väte, detekteras samtidigt med liknande känslighet och djupupplösning.
• Koncentrationer på 0,1 atomprocent kan lätt detekteras. Provtagningsdjupet beror på provmaterialet och är i storleksordningen 1,5-2,5 µm. För ytområdet kan en djupupplösning på 10 nm uppnås. Upplösningen försämras, med ökande djup på grund av flera fysikaliska processer, främst energispärrningen och multispridningen av jonerna i provet.
• Samma rekyltvärsnitt för ett brett massområde av målatomer
• Det unika med denna teknik är att elementdjupprofilering av ett brett spektrum av element från väte till sällsynta jordartsmetaller.

ERDA kan övervinna några av begränsningarna med Rutherford backscattering (RBS). ERDA har möjliggjort djupprofilering av element från lättaste grundämnen som väte upp till tunga grundämnen med hög upplösning i området med lätt massa som diskuterats ovan. Denna teknik har också varit mycket känslig på grund av användningen av positionskänsliga teleskopdetektorer för stor yta. Denna detektor används speciellt när elementen i provet har liknande massor. Teleskopdetektorer är ett sätt att särskilja sådana element i provet eftersom det blir extremt svårt att separera elementen med en vanlig detektor.

Principer för ERDA

Beräkningarna som modellerar denna process är relativt enkla, förutsatt att projektilenergin ligger i det intervall som motsvarar Rutherfords spridning. Projektilenergiområdet för ljusinfallande joner ligger inom 0,5-3,0 MeV-området. För tyngre projektiljoner såsom ¹²⁷ I är energiområdet vanligtvis mellan 60-120 MeV; och för medeltunga jonstrålar ³⁶ Cl en vanlig jonstråle som används med en energi på cirka 30 MeV. För instrumenteringsdelen kommer fokus att ligga på kraftigt jonbombardement. E med ₂ som överförs av projektiljoner med massa m ₁ och energi E ₁ till provatomer med massa m ₂ som rekylerar i en vinkel ϕ , avseende på infallsriktningen ges av följande ekvation.

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

Ekvation 1 modellerar energiöverföringen från de infallande joner som träffar provatomerna och rekyleffekten av målatomerna med en vinkel på ϕ . För tyngre joner i elastisk rekyldetektionsanalys, om m ₂ /m ₁ <<1, har alla rekyljoner liknande hastigheter. Det kan härledas från föregående ekvation den maximala spridningsvinkeln, θ ^' _max , som ekvation 2 beskriver:

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

Med hjälp av dessa parametrar behöver inte absorbatorfolier inkorporeras i instrumentdesignen. Vid användning av tunga jonstrålar och parametrarna ovan kan geometrin uppskattas för att möjliggöra infallande partikelkollision och spridning i en vinkel som avböjs bort från detektorn. Detta kommer att förhindra nedbrytning av detektorn från de mer intensiva strålenergierna.

Det differentiella elastiska rekyltvärsnittet σ _ERD ges av:

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

där Z ₁ och Z ₂ är atomnumren för projektil- respektive provatomer. För _; m2 /m1 _<< 1 och med approximation m=2Z Z är atomnumret för Z ₁ och Z ₂ . I ekvation (3) kan två väsentliga konsekvenser ses, för det första är känsligheten ungefär densamma för alla element och för det andra har den ett Z ₁ ⁴ beroende av jonens projektor. Detta möjliggör användning av lågenergistråleströmmar i HI-ERDA för att förhindra provnedbrytning och överdriven uppvärmning av provet.

Vid användning av tunga jonstrålar måste försiktighet iakttas för strålinducerade skador i provet såsom sputtering eller amorfisering. Om endast kärnväxelverkan tas med i beräkningen har det visat sig att förhållandet mellan rekyl till förskjutna atomer är oberoende av Z ₁ och endast svagt beroende av projektilmassan hos den infallande jonen. Med kraftigt jonbombardement har det visat sig att sputterutbytet från jonstrålen på provet ökar för icke-metalliska prover och förbättrad strålningsskada i supraledare. I vilket fall som helst bör acceptansvinkeln för detektorsystemet vara så stor som möjligt för att minimera strålningsskadorna. Det kan dock minska djupprofileringen och elementaranalysen på grund av att jonstrålen inte kan penetrera provet.

Figuren till höger sammanfattar principerna för ERDA och hur ett spektrum erhålls.

Detta krav på en stor acceptansvinkel står emellertid i konflikt med kravet på optimalt djupupplösningsberoende på detekteringsgeometrin. I ytapproximationen och under antagande av konstant energiförlust kan djupupplösningen δx skrivas:

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

där S _rel är den relativa energiförlustfaktorn definierad av:

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

här är α och β infallsvinklarna för strålen respektive utgångsvinkeln för rekyljonen, kopplade till spridningsvinkeln ϕ med ϕ=α+β . Det bör noteras här att djupupplösningen endast beror på den relativa energiupplösningen, såväl som den relativa stoppkraften för inkommande och utgående joner. Detektorupplösningen och energibreddningen förknippad med mätgeometrin bidrar till energispridningen, δE . Detektorns acceptansvinkel och den ändliga strålfläckstorleken definierar ett spridningsvinkelområde δϕ som orsakar en kinematisk energispridning δE _kin enligt ekvation 6:

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

En detaljerad analys av de olika bidragen till djupupplösning visar att denna kinematiska effekt är den dominerande termen nära ytan, vilket kraftigt begränsar den tillåtna detektorns acceptansvinkel, medan energispärr dominerar upplösningen på större djup. Till exempel, om man uppskattar δϕ för en spridningsvinkel på 37,5° vilket orsakar en kinematisk energiförskjutning jämförbar med typiska detektorenergiupplösningar på 1 %, måste vinkelspridningen δψ vara mindre än 0,4°. Vinkelspridningen kan bibehållas inom detta område genom bidrag från strålpunktens storlek; detektorns rymdvinkelgeometri är dock endast 0,04 msr. Därför kan ett detektorsystem med stor rymdvinkel samt hög djupupplösning möjliggöra korrigeringar för det kinematiska energiskiftet.

Vid en elastisk spridningshändelse kräver kinematiken att målatomen ryggas tillbaka med betydande energi. Ekvation 7 modellerar den kinematiska rekylfaktorn som uppstår under jonbombardemangen.

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

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

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

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

Ekvation 7 ger en matematisk modell av kollisionshändelsen när de tyngre jonerna i strålen träffar provet. K _s benämns den kinematiska faktorn för den spridda partikeln (Ekv. 8) med en spridningsvinkel på θ , och den rekylerade partikeln (Ekv. 9) med en rekylvinkel på Φ . Variabeln r är förhållandet mellan massan av de infallande kärnorna och massan av målkärnorna (Ekv. 10). För att uppnå denna rekyl av partiklar måste provet vara mycket tunt och geometrierna måste vara exakt optimerade för att erhålla exakt rekyldetektering. Eftersom ERD-stråleintensitet kan skada provet och det har funnits ett växande intresse för att investera i utvecklingen av lågenergistrålar för att minska skadorna på provet.

Katoden är uppdelad i två isolerade halvor, där partikelingångspositionen härleds från laddningar inducerade till vänster, l och höger, r , halvor av katoden. Med hjälp av följande ekvation kan x -koordinater för partikelpositioner, när de kommer in i detektorn, beräknas från laddningarna l och r :

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

Dessutom beräknas y -koordinaten från följande ekvation på grund av positionsoberoendet för anodpulserna:

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

För omvandling av (x, y) -informationen till spridningsvinkel ϕ används en borttagbar kalibreringsmask framför ingångsfönstret. Denna mask tillåter korrigering för x- och y -förvrängningar också. För notationsdetaljer har katoden en jondriftstid i storleksordningen några få ms. För att förhindra jonmättnad av detektorn måste en gräns på 1 kHz tillämpas på antalet partiklar som kommer in i detektorn.

Instrumentation

Elastic Recoil Detection Analysis utvecklades ursprungligen för vätedetektering eller ett lätt element (H, He, Li, C, O, Mg, K) profilering med en absorberande folie framför energidetektorn för strålundertryckning. Att använda en absorberande folie förhindrar att jonstrålen med högre energi träffar detektorn och orsakar nedbrytning. Absorberande folier ökar detektorns livslängd. Mer avancerade tekniker har implementerats för att förneka användningen av absorberande folier och de tillhörande svårigheter som uppstår genom användningen av den. I de flesta fall har medeltunga jonstrålar, typiskt ³⁶ Cl-joner, använts för ERDA hittills med energier runt 30 MeV. Djupupplösning och elementprofilering av tunna filmer har avancerats avsevärt med hjälp av analys av elastisk rekyldetektering. Figur 2, till vänster, visar interaktionen av en tung jonstråle som träffar provatomerna och de resulterande backspridnings- och rekyljonerna.

Jonkälla och interaktioner

Figur 3: Bild av en Van de Graaff-generator kopplad till en partikelaccelerator

Partikelacceleratorer, såsom en magnetron eller cyklotron, implementerar elektromagnetiska fält för att uppnå acceleration av element. Atomer måste vara elektriskt laddade (joniserade) innan de kan accelereras. Jonisering innebär att elektroner avlägsnas från målatomerna. En magnetron kan användas för att producera H-joner. Van de Graaff-generatorer har också integrerats med partikelacceleratorer, som visas i figur 3, för generering av ljusjonstrålar.

För tyngre jonproduktion kan till exempel en elektroncyklotronresonanskälla (ECR) användas. Figur 4 visar ett schematiskt diagram av en ECR. Vid National Superconducting Cyclotron Laboratory får neutrala atomer sina elektroner borttagna med hjälp av en ECR-jonkälla. ECR fungerar genom att jonisera ångan av ett önskat element som klor och jod. Vidare, med användning av denna teknik kan metaller (Au, Ag, etc.) också joniseras med användning av en liten ugn för att uppnå en ångfas. Ångan hålls inom ett magnetfält tillräckligt länge för att atomerna ska joniseras genom kollisioner med elektroner. Mikrovågor appliceras på kammaren för att hålla elektronerna i rörelse.

Ångan införs via injektion direkt i "magnetflaskan" eller magnetfältet. Cirkulära spolar ger formen för magnetflaskan. Spolarna finns i toppen och botten av kammaren med en hexapolmagnet runt sidorna. En hexapolmagnet består av permanentmagneter eller supraledande spolar. Plasman finns i den magnetiska fällan som bildas av elektrisk ström som flyter i solenoider placerade på sidorna av kammaren. Ett radiellt magnetfält, som utövas av hexapolmagneten, appliceras på systemet som också begränsar plasman. Acceleration av elektronerna uppnås med hjälp av resonans. För att detta ska ske måste elektronerna passera genom en resonanszon. I denna zon är deras gyrofrekvens eller cyklotronfrekvens lika med frekvensen för mikrovågen som injiceras i plasmakammaren. Cyklotronfrekvens definieras som frekvensen för en laddad partikel som rör sig vinkelrätt mot riktningen för ett enhetligt magnetfält B . Eftersom rörelsen alltid är cirkulär kan cyklotronfrekvensen- ω i radianer/sekund-beskrivas med följande ekvation:

(13) ${\frac {|q|B}{m}}$ = ω

där m är partikelns massa, dess laddning är q och hastigheten är v . Jonisering är en steg-för-steg-process från kollisioner av de accelererade elektronerna med de önskade ångatomerna. Gyrofrekvensen för en elektron beräknas till 1,76x107 Brad/sekund.

Nu när ångan av de önskade har joniserats måste de tas bort från magnetflaskan. För att göra detta finns en hög spänning mellan hexapolerna för att dra ut jonerna från magnetfältet. Extraktionen av jonerna, från kammaren, utförs med användning av ett elektrodsystem genom ett hål i en positivt förspänd plasmakammare. När jonerna har extraherats från kammaren skickas de sedan till cyklotronen för acceleration. Det är mycket viktigt att jonkällan som används är optimal för experimentet som genomförs. För att utföra ett experiment på en praktisk tid, bör jonerna från acceleratorkomplexet ha rätt önskad energi. Kvaliteten och stabiliteten hos jonstrålen måste övervägas noggrant, på grund av det faktum att endast joner med rätt flygbana kan injiceras i cyklotronen och accelereras till önskad energi.

Under ERDA är tanken att placera en jonstrålekälla i en betesvinkel mot provet. I denna uppsättning beräknas vinkeln för att tillåta de infallande jonerna att spridas från provet så att det inte finns någon kontakt med detektorn. Den fysiska grunden som har gett metoden dess namn härrör från den elastiska spridningen av infallande joner på en provyta och detektering av de rekylerande provatomerna medan de infallande jonerna sprids tillbaka i en sådan vinkel att de inte når detektorn; detta är vanligtvis i reflektionsgeometri, illustrerad i figuren som visas:

En annan metod för att förhindra att infallande joner kommer i kontakt med detektorn är att använda en absorberande folie. Under analys av de elastiskt rekylerade partiklarna kan en absorberande folie med vald specifik tjocklek användas för att "stoppa" den tunga rekylen och stråljonerna från att nå detektorn; minskar bakgrundsljudet. Att införliva en absorbator i den experimentella uppsättningen kan vara det svåraste att uppnå. Att stoppa strålen med antingen direkta eller spridda metoder kan endast åstadkommas utan att även stoppa de lätta föroreningsatomerna, om den är tyngre (strålejoner) än de föroreningsatomer som analyseras. Det finns fördelar med att använda absorberande filmer:

1) Den stora strålen Z ₁ ger upphov till ett stort Rutherford-tvärsnitt och på grund av kinematiken för tunga mot lätta kollisioner är tvärsnittet nästan oberoende av målet, om M ₁ >> M ₂ och M ~2Z ; detta hjälper till att minska bakgrunden.

2) Den högre stoppkraften ger en bra djupupplösning på ~300 Ångström, begränsat i själva verket av att det är slingrande i absorbatorn.

Huvudkriteriet för absorbatorfolier som används i ERDA är om en rekylerande föroreningsatom kan överföras genom absorbatorn, helst en kommersiellt tillgänglig metallfolie, samtidigt som tunga partiklar stoppas. Eftersom de lättare atomerna lämnar absorbatorn med mindre energier ger de kinematiska beräkningarna inte mycket hjälp. Gynnsamma resultat har erhållits genom att använda tyngre jonstrålar på ungefär 1 MeV/nukleon. Den bästa övergripande kandidaten är ³⁵ Cl-jonstrålen; även om ⁷⁹ Br skulle ge bättre känslighet med en storleksordning jämfört med ³⁵ Cl-jonstrålen. Massupplösningen för detektorn vid θ= 0° för tunna prover är ΔM/Δx ~ 0,3 amu/1000 Ångström av profilbredden. Med tjocka prover är massupplösningen möjlig vid θ≤30°. I tjockare prover finns en viss försämring av massupplösning och lätt förlust av känslighet. Detektorns rymdvinkel måste stängas, men det tjocka provet kan ta mer ström utan uppvärmning, vilket minskar provets nedbrytning.

Detektorer

När jonstrålen väl har joniserat målprovatomer, rekyleras provjonerna mot detektorn. Stråljonerna sprids i en vinkel som inte tillåter dem att nå detektorn. Provjonerna passerar genom ett ingångsfönster till detektorn och beroende på vilken typ av detektor som används omvandlas signalen till ett spektrum.

Silikondioddetektor

Vid analys av elastisk rekyldetektering är en kiseldiod den vanligaste detektorn. Denna typ av detektor används ofta, men det finns några stora nackdelar när man använder denna typ av detektor. Till exempel minskar energiupplösningen avsevärt med en Si-detektor vid detektering av tunga rekyljoner. Det finns också risk för skador på detektorn genom strålningsexponering. Dessa detektorer har en kort funktionell livslängd (5–10 år) vid analys av tunga joner. En av de främsta fördelarna med silikondetektorer är deras enkelhet. De måste dock användas med en så kallad "räckviddsfolie" för att avgränsa de framåt spridda tunga stråljonerna. Därför har den enkla avståndsfolien ERD två stora nackdelar: för det första, förlusten av energiupplösning på grund av energiförlusten och för det andra, tjockleksinhomogenitet hos avståndsfolien, och den inneboende omöjligheten att särskilja signalerna för de olika rekylerade målelementen. Bortsett från de listade nackdelarna är ERDA-sortimentsfolier med kiseldetektorer fortfarande en kraftfull metod och relativt enkel att arbeta med.

Tid för flygdetektor

En annan metod för detektion för ERDA är time of flight (TOF)-ERD. Denna metod ger inte samma problem som de för kiseldetektorn. Genomströmningen av TOF-detektorer är dock begränsad; detekteringen utförs på ett seriellt sätt (en jon i detektorn åt gången). Ju längre TOF för joner, desto bättre blir tidsupplösningen (motsvarande energiupplösning). TOF-spektrometrar som har en inbyggd halvledardetektor måste begränsas till små rymdvinklar. När man utför HI-ERDA, används ofta TOF-detektorer och/eller ∆E/E- detektorer-såsom joniseringskammare. Dessa typer av detektorer implementerar vanligtvis små rymdvinklar för högre djupupplösning. Figur 6, till vänster, visar en flygtidsdetektor som vanligtvis används i ERDA. Tyngre joner har längre flygtid än de lättare jonerna. Detektorer i moderna flygtidsinstrument har förbättrad känslighet, temporal och rumslig upplösning och livslängder. Hi mass bipolär (high mass ion detection), Gen 2 Ultra Fast (dubbelt så snabb som traditionella detektorer) och hög temperatur (drift upp till 150 °C) TOF är bara några av de kommersiellt tillgängliga detektorerna integrerade med time-of- flyginstrument. Linjär och reflektron-TOF är de vanligaste instrumenten som används.

Jonisationsdetektor

En tredje typ av detektor är gasjoniseringsdetektorn. Gasjoniseringsdetektorerna har vissa fördelar jämfört med kiseldetektorer, till exempel är de helt ogenomträngliga för strålskador, eftersom gasen kan fyllas på kontinuerligt. Nukleära experiment med joniseringskammare med stor yta ökar partikel- och positionsupplösningen har använts i många år och kan lätt assimileras till vilken specifik geometri som helst. Den begränsande faktorn för energiupplösning med denna typ av detektor är ingångsfönstret, som måste vara tillräckligt starkt för att motstå gasens atmosfäriska tryck, 20-90 mbar. Ultratunna kiselnitridfönster har introducerats, tillsammans med dramatiska förenklingar i designen, som har visat sig vara nästan lika bra som mer komplexa konstruktioner för lågenergi-ERD. Dessa detektorer har också implementerats i Rutherford Backscattering Spectrometry för tunga joner. Figur 7 visar gasjoniseringskammaren med isobutan som detektorgas.

Figur 7: Gasjoniseringskammare som visar de positiva laddningarna som migrerar mot katoden och de negativt laddade jonerna som migrerar mot den underdelade anoden genom ett Frisch Grid.

Energiupplösningen som erhålls från denna detektor är bättre än en kiseldetektor när man använder jonstrålar tyngre än heliumjoner. Det finns olika utformningar av joniseringsdetektorer men ett allmänt schema över detektorn består av en joniseringskammare med tvärgående fält med ett Frisch-galler placerat mellan anod- och katodelektroder. Anoden är uppdelad i två plattor åtskilda av ett specifikt avstånd. Från anoden kan signalerna ∆E (energiförlust), E _rest (restenergi efter förlust) och E _tot (den totala energin E _tot = ΔΕ+E _rest ) samt atomnumret Z härledas. För denna specifika konstruktion var gasen som användes isobutan vid tryck på 20-90 mbar med en flödeshastighet som var elektroniskt styrd, föregående siffra. En polypropenfolie användes som ingångsfönster. Det måste noteras att homogeniteten av folietjockleken är av större betydelse för detektorns energiupplösning än den absoluta tjockleken. Om tunga joner används och detekteras, kommer effekten av att energiförlusten sträcker sig lätt att överträffas av energiförlustvariationen, som är en direkt följd av olika folietjocklekar. Katodelektroden är uppdelad i två isolerade halvor, sålunda erhålls information om partiklarnas ingångsposition från laddningar som induceras vid den högra och vänstra halvan.

ERDA och energidetektion av rekylerade provatomer

ERDA i transmissionsgeometri, där endast energin hos de rekylerande provatomerna mäts, användes i stor utsträckning för föroreningsanalys av målfolier för kärnfysikexperiment. Denna teknik är utmärkt för att urskilja olika föroreningar av folier som används i känsliga experiment, såsom kolkontamination. Med hjälp av ¹²⁷ I jonstråle kan en profil av olika element erhållas och mängden förorening kan bestämmas. Höga nivåer av kolkontamination kan associeras med strålavvikelser på stödet, såsom ett grafitstöd. Detta kan korrigeras genom att använda ett annat stödmaterial. Med hjälp av en Mo-bärare kunde kolhalten reduceras från 20-100 at.% till 1-2 at.% nivå av syreföroreningen troligen härrörande från resterande gaskomponenter. För kärnkraftsexperiment skulle hög kolkontamination resultera i extremt hög bakgrund och experimentresultaten skulle vara snedställda eller mindre differentierbara med bakgrunden. Med ERDA och tunga jonprojektiler kan värdefull information erhållas om innehållet av lätta element i tunna folier även om bara energin i rekylerna mäts.

ERDA och partikelidentifiering

I allmänhet överlappar energispektra för olika rekylelement på grund av ändlig provtjocklek, därför är partikelidentifiering nödvändig för att separera bidragen från olika element. Vanliga exempel på analys är tunna filmer av TiN _x O _y -Cu och BaBiKO. TiN _x O _y -Cu-filmer utvecklades vid universitetet i München och används som tandemsolabsorbenter. Figur 8 visar de olika komponenterna till filmen. Kopparbeläggningen och glassubstratet identifierades också. ERDA är inte bara kopplat till Rutherford backscattering spektrometri, vilket är en liknande process som ERDA. Med en rymdvinkel på 7,5 mrs kan rekyler detekteras för denna specifika analys av TiN x _O y _-Cu . Det är viktigt när man utformar ett experiment att alltid beakta systemets geometri för att uppnå rekyldetektering. I denna geometri och med Cu som den tyngsta komponenten i provet, enligt ekv. 2 kunde spridda projektiler inte nå detektorn. För att förhindra upphopning av signaler från dessa rekylerade joner behövde en gräns på 500 Hz ställas in på räknehastigheten för ΔΕ-pulser. Detta motsvarade strålströmmar på mindre än 20 partikel pA.

Ett annat exempel på tunnfilmsanalys är BaBiKO. Denna typ av film visade supraledning vid en av de högsta temperaturerna för oxidsupraledare. Elementaranalys, visad i figur 9, av denna film utfördes med användning av tung jon-ERDA. Dessa elementära beståndsdelar i polymerfilmen (Bi, K, Mg, O, tillsammans med kolkontamination) detekterades med användning av en joniseringskammare. Förutom kalium är de lättare elementen tydligt separerade i matrisen. Från matrisen finns det bevis på en stark kolkontamination i filmen. Vissa filmer visade ett 1:1-förhållande mellan K och kolkontamination. För denna specifika filmanalys spårades kontamineringskällan till en oljediffusionspump och ersattes med ett oljefritt pumpsystem.

ERDA och positionsupplösning

I exemplen ovan var huvudfokus identifiering av ingående partiklar som finns i tunna filmer och djupupplösningen var av mindre betydelse. Djupupplösning är av stor betydelse i applikationer när en profil av ett provs grundämnessammansättning, i olika provlager, ska mätas. Detta är ett kraftfullt verktyg för materialkaraktärisering. Att kunna kvantifiera grundämneskoncentration i underjordiska lager kan ge mycket information om kemiska egenskaper. Hög känslighet, dvs stor detektors rymdvinkel, kan kombineras med hög djupupplösning endast om den relaterade kinematiska energiförskjutningen kompenseras.

Fysiska processer för analys av elastisk rekyldetektering

Den grundläggande kemin för framåtriktad rekylspridning anses vara interaktion med laddade partiklar med materia. För att förstå Forward rekylspektrometri bör vi känna till fysiken involverad i elastiska och oelastiska kollisioner. Vid elastisk kollision bevaras endast kinetisk energi i spridningsprocessen och det finns ingen roll för partikelns inre energi. Där som vid oelastisk kollision deltar både kinetisk energi och intern energi i spridningsprocessen. Fysiska koncept för tvåkropps elastisk spridning är grunden för flera nukleära metoder för karakterisering av elementärt material.

Grunderna för rekyl (bakspridning) spektrometri

De grundläggande aspekterna i hanteringen av rekylspektroskopi involverar elektron-bakåtspridning av materia såsom tunna filmer och fasta material. Energiförlust av partiklar i målmaterial utvärderas genom att anta att målprovet är likformigt i sidled och består av ett monoisotopiskt element. Detta möjliggör ett enkelt förhållande mellan inträngningsdjupsprofilen och elastiskt spridningsutbyte

Huvudantaganden i fysikaliska koncept för ryggspridningsspektrometri

• Elastisk kollision mellan två kroppar är energiöverföringen från en projektil till en målmolekyl. Denna process beror på begreppet kinematik och massuppfattbarhet.
• Sannolikhet för uppkomst av kollision ger information om spridningstvärsnitt.
• Genomsnittlig förlust av energi för en atom som rör sig genom ett tätt medium ger en idé om hur tvärsnittet stoppas och förmågan att uppfatta djupet.
• Statistiska fluktuationer orsakade av en atoms energiförlust när den rör sig genom ett tätt medium. Denna process leder till begreppet energiförsämring och en begränsning av det ultimata djupet och massupplösningen i ryggspridningsspektroskopi.

Fysiska begrepp som är mycket viktiga i tolkningen av framåtrekylspektrum är djupprofil, energiförlust och multipel spridning. Dessa begrepp beskrivs i detalj i följande avsnitt:

Djupprofil och upplösningsanalys

En nyckelparameter som kännetecknar rekylspektrometri är djupupplösningen. Denna parameter definieras som förmågan hos en analytisk teknik att mäta en variation i atomfördelning som en funktion av djupet i ett provlager.

I termer av lågenergiframåtrekylspektrometri, kan väte- och deuteriumdjupprofilering uttryckas i en matematisk notation.

Δx = ΔE _totalt /(dE _det /dx)

där δE _det definierar som energibredden för en kanal i en flerkanalsanalysator, och dE _det /dx är den effektiva stoppkraften för de rekylerade partiklarna.

Betrakta en inkommande och utgående jonstrålar som beräknas som en funktion av kollisionsdjup, genom att betrakta två banor är i ett plan vinkelrätt mot målytan, och inkommande och utgående vägar är de kortast möjliga för ett givet kollisionsdjup och givet spridning och rekyl vinklar.

Träfande joner når ytan och bildar en vinkel θ ₁ , med den inåtriktade normalen till ytan. Efter kollision bildar deras hastighet en vinkel θ ₁ , med den yttre ytan normal; och atomen som initialt är i vila, rekylerar, och bildar en vinkel θ ₁ , med denna normal. Detektering är möjlig vid en av dessa vinklar som sådan att partikeln korsar målytan. Partiklarnas vägar är relaterade till kollisionsdjupet x, mätt längs en normal till ytan.

Plan representation av spridd projektilbana för en jonstråle

Denna figur är en plan representation av en spridd projektil på målytan, när både inkommande och utgående vägar är vinkelräta mot målytan

ges längden på den inkommande vägen L _{1 av:} $L_{1}={\frac {x}{\cos \theta _{1}}}$

Den utgående väglängden L ₂ för den spridda projektilen är: $L_{2}={\frac {x}{\cos \theta _{2}}}$

är rekylens utgående väg L _{3 :} $L_{3}={\frac {x}{\cos \theta _{3}}}$

Plan representation av rekylerad bana för en jonstråle

Denna figur är en plan representation av en rekylerad jonbana på målytan, när både inkommande och utgående vägar är vinkelräta mot målytan

I detta enkla fall är ett kollisionsplan vinkelrätt mot målytan, spridningsvinkeln för den träffande jonen är θ = π-θ 1 _-θ 2 _& rekylvinkeln är φ = π-θ ₁ - θ ₃ .

Målvinkeln med kollisionsplanet tas som α, och vägen förstärks med en faktor på 1/cos α.

I syfte att omvandla utgående partikel till kollisionsdjup väljs geometriska faktorer.

För rekyl definieras R(φ, α) som sin L ₃ = R(φ, α)L ₁

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

För framåtspridning av projektilen R(φ,α) med: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

Figuren nedan är den geometriska konfigurationen av rekylspektrometri. Banor för spridda partiklar anses vara L ₁ för infallande stråle, L2 _är för spridda partiklar och L3 _är för rekylerade atomer.

Typisk geometrisk konfiguration av rekylspektrometri

Energidjupsrelation

₀₀ Energin E (x) för den infallande partikeln på ett djup (x) till dess initiala energi E där spridning sker ges av följande ekvationer. (Tirira. J., 1996)

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

på samma sätt är energiuttrycket för spridda partiklar: $E_{1}(x)=KE_{0}(x)-\int _{0}^{(x/\cos \theta 2)}S(E)\,dL_{2}--- Ekvation(2)$

och för rekylatom är: $E_{2}(x)=K'E_{0}(x)-\int _{0}^{(x/\cos \theta 3)}Sr(E)\,dL_{3}- --Ekvation(3)$

Energiförlusten per enhetsväg definieras vanligtvis som stoppeffekt och den representeras av: $S={\frac {dE}{dx}}$

Specifikt är stoppeffekten S(E) känd som en funktion av energin E hos en jon.

Utgångspunkten för energiförlustberäkningar illustreras med uttrycket:

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

Genom att tillämpa ovanstående ekvation och energibesparing Illustrerar uttryck i 3 fall

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

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

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

₀₀ där E ₀₁ (x)= KE (x) och E ₀₂ (x)=K'E (x)

S(E) och S_r(E) är stoppkrafter för projektil och rekyl i målmaterialet

Slutligen definieras stopptvärsnittet av ɛ(E)= S(E)/N

ɛ är stoppande tvärsnittsfaktor.

₀ För att erhålla energivägsskala Vi behöver utvärdera energivariationen δE ₂ för den utgående energistrålen E2 från målytan för ett steg δx av kollisionsdjupet, här förblir E fixerad. Uppenbarligen orsakar detta förändringar i väglängderna L ₁ och L ₃ , en variation av vägen runt kollisionspunkten x är relaterad till motsvarande variation i energi före spridning:

₀₀ δL1 = δE (x)/S[E (x)----- Ekvation 5

₀ Dessutom genomgår partiklar med små energiskillnader efter spridning från ett djup x små energiförluster på sin utgående väg. Ändra sedan δ L3 av väglängden L3 kan skrivas som δL3 = δ(K'E (x)]/ Sr[K'E0(x)) + δ(E ₂ )/S _r E ₂ ) ---- -Ekvation 6

δ L1 är banvariationerna på grund av energivariation precis efter kollisionen och δ L3 är banvariationen på grund av variation av energiförlust längs den utåtgående banan. Att lösa ekvationerna 5 och 6 genom att betrakta δ x = 0 för derivatan dL1/dE2 med L3=R(φα)L1, ger

₀₀₀ dL1/dE2 = 1/{Sr ₍ E2 ₎ /Sr _[ K'E (x)]}{[R(φ,α) Sr _[ K'E (x)+K'S[E (x)] } ----------Ekvation 7

I elastisk spektrometri kallas termen[S] som energiförlustfaktor [S] = K'S(E(x))/Cos θ ₁ + S _r (K'E(x))2Cos θ ₂ ------ ----------Ekvation 8

slutligen stoppande tvärsnitt definieras av ε(E) ≡S(E)/N där N är atomdensiteten för målmaterialet.

Stoppande tvärsnittsfaktor [ε] = ((K^'ε(E(x) ))/cos θ ₁ )+(ε _r (K^' E(x) )/cosθ ₃ )------- -Ekvation 9

Djupupplösning

En viktig parameter som kännetecknar rekylspektrometer är djupupplösning. Det definieras som förmågan hos en analytisk teknik att upptäcka en variation i atomfördelning som en funktion av djupet. Förmågan att separera i energi i rekylsystemet som härrör från små djupintervall. Uttrycket för djupupplösning ges som

₀₀₀ δR _x = δE _T /[{Sr ₍ E2 ₎ /Sr _K'E ( x)}][R(φ,α)Sr _K'E ( x)+K'SE (x)]-- ----------Ekvation 10

Där _δET är systemets totala energiupplösning, och det enorma uttrycket i nämnaren är summan av banintegralerna för initiala, spridda och rekyljonstrålar.

Praktisk vikt av djupupplösning

Begreppet djupupplösning representerar rekylspektrometrins förmåga att separera energierna hos spridda partiklar som inträffade på något olika djup. δRx tolkas som en absolut gräns för att bestämma koncentrationsprofilen. Ur denna synvinkel skulle koncentrationsprofil separerad av ett djupintervall i storleksordningen δRx vara oskiljbar i spektrumet, och uppenbarligen är det omöjligt att få bättre noggrannhet än δRx för att tilldela djupprofil. I synnerhet det faktum att signalerna som motsvarar egenskaperna hos koncentrationsprofilen separerade med mindre än δRx kraftigt överlappar i spektrumet.

En ändlig slutlig djupupplösning som är ett resultat av både teoretiska och experimentella begränsningar har avvikelse från det exakta resultatet när man överväger en ideal situation. Slutlig upplösning sammanfaller inte med teoretisk utvärdering som den klassiska djupupplösningen δRx just för att den är resultatet av tre termer som undviker teoretiska uppskattningar:

• Osäkerhet på grund av approximationer av energispridning mellan molekyler.
• Inkonsekvens i data om stoppeffekter och tvärsnittsvärden
• Statistiska fluktuationer av rekylutbytet (räknebrus)

Inverkan av energibreddning på ett rekylspektrum

Struggling: Energiförlust av partiklar i ett tätt medium är statistisk till sin natur på grund av ett stort antal individuella kollisioner mellan partikeln och provet. Således leder utvecklingen av en initialt monoenergisk och monoriktad stråle till spridning av energi och riktning. Den resulterande statistiska energifördelningen eller avvikelsen från den initiala energin kallas energispärr. Energispärrdata plottas som en funktion av djupet i materialet.

Teorier om energispärr: Energispärrfördelning är uppdelad i tre domäner beroende på förhållandet mellan ΔE, dvs ΔE/E där ΔE är medelenergiförlusten och E är medelenergin för partikeln längs banan.

Utbredning av energin Strömmande distribution genom materia i en Al-folie för protoner på 19,6MeV med olika fördelningsfunktioner f _B :Bohr,f _S :Symon,f _T :Tschalar

1. Låg andel energiförlust: för mycket tunna filmer med små banlängder, där ΔE/E ≤ 0,01, härledde Landau och Vavilov att sällsynta enstaka kollisioner med stora energiöverföringar bidrar med en viss mängd energiförlust.

2. Medium del av energiförlusten: för regioner där 0,01< ΔE/E ≤ 0,2. Bohrs modell baserad på elektroniska interaktioner är användbar för att uppskatta energiöverskridande för detta fall, och denna modell inkluderar mängden energiöverskridande i termer av yttätheten av elektroner som genomkorsas av strålen. Standardavvikelsen Ω ₂ B för energifördelningen ges av : Ω ² B=4π((Z ₁ e ² ) ² NZ ₂ ∆x Där NZ ₂ Δx är antalet elektroner per ytenhet över väglängdsökningen Δx.

3. Stor del av energiförlusten: för fraktionerad energiförlust i området 0,2< ΔE/E ≤ 0,8, orsakar energiberoendet av stoppkraften att energiförlustfördelningen skiljer sig från Bohrs straggling funktion. Bohr-teorin kan därför inte vara tillämpbar i detta fall. Olika teoretiska framsteg gjordes för att förstå energistress i detta fall. Ett uttryck för energi för straggling föreslås av Symon i området 0,2< ΔE/E ≤ 0,5 är en funktion av momentum Mi( Mi = M 1 ₊ M ₂ där M ₁ är stoppkraft, M ₂ är variation i straggling med djupet av en stoppkraft)

Tschalar et al. härledde en straggling funktion som löser differentialekvationen: d Ω ² /dx = S(E) .d Ω ² /dE

Tschalarens uttryck som är giltigt för nästan symmetriska energiförlustspektra är Ω ² T = S ² [E(x)]σ ² (E) dE/S ³ (E)

Där σ ² (E) representerar energifördelning per längdenhet (eller) varians av energiförlustfördelning per längdenhet för energipartiklar E. E(x) är medelenergin på djupet x.

Massupplösning

På ett liknande sätt är massupplösning en parameter som kännetecknar rekylspektrometrins förmåga att separera två signaler som härrör från två angränsande element i målet. Skillnaden i energin δE ₂ för rekylatomer efter kollision när två typer av atomer skiljer sig åt i sina massor med en kvantitet δM ₂ är

₀ δE2 /δM2 ₌ E (dK' _{/ dM2} )

₀ δE2 /δM2 ₌ ^4E ( M1 ₍ M1 _{- M2 )} cos2φ ^/ ( _Mi + _M2 ) 2

Massupplösning δMR (≡ δE2 _/ δM2 ₎ .

En huvudbegränsning för att använda lågstråleenergier är den reducerade massupplösningen. Energiseparationen av olika massor är i själva verket direkt proportionell mot den infallande energin. Massupplösningen begränsas av den relativa E och hastigheten v.

Uttryck för massupplösning är ΔM = √(∂M/∂E.∆E) ² + √(∂M/∂v.∆v) ²

ΔM = M(√((∆E)/E) ² +√(2.∆v/v) ² )

E är energin, M är massan och v är partikelstrålens hastighet. och ΔM är reducerad massskillnad.

Multipel spridningsschema i Forward Recoil Spectrometry

När en jonstråle tränger in i materia, genomgår joner successiva spridningshändelser och avviker från den ursprungliga riktningen. Strålen av joner i initialskedet är väl kollimerade (enkel riktning), men efter att ha passerat genom en tjocklek på Δx i ett slumpmässigt medium skiljer sig deras riktning för ljusets utbredning verkligen från normal riktning. Som ett resultat kan både vinkel- och laterala avvikelser från den initiala riktningen uppstå. Dessa två parametrar diskuteras nedan. Följaktligen kommer väglängden att ökas än förväntat, vilket orsakar fluktuationer i jonstrålen. Denna process kallas multipel spridning, och den är statistisk till sin natur på grund av det stora antalet kollisioner.

Sidoförskjutning Fall 1

Jonstrålefluktuationer på grund av laterala avvikelser på målytan förklaras genom att beakta multipel spridning av en jonstråle som är riktad i x-riktningen.

Multipelspridningsschema där jonstrålen riktas i x-riktningen. Lateral förskjutning vinkelrätt mot strålriktningen är ρ(y,z), och α är den totala vinkelavvikelsen efter det penetrerade djupet x

Vinkelavvikelse Fall 2

I figuren nedan är det en avsevärd skillnad mellan formområdet för Gaussisk topp (idealiskt tillstånd) och vinkelavvikande topp. och a är en vinkel som beror på vinkelavvikelse för en penetrerad jonstråle genom materia.

Utbredning av multipel spridningsvinkelfördelning genom materia. Halvbredden av den vinkelformade MS-fördelningen är α _1/2

Teori och experimentellt arbete involverat i multipla spridningsfenomen

I studien av fenomenet multipel spridning är vinkelfördelningen av en stråle viktig kvantitet för övervägande. Den laterala fördelningen är nära relaterad till den vinkelformade men sekundär till den, eftersom lateral förskjutning är en följd av vinkeldivergens. Sidofördelning representerar strålprofilen i frågan. både lateral och vinkel Multipel spridningsfördelningar är beroende av varandra.

Analysen av multipelspridning startades av Bothe (Bothe, W, 1921) och Wentzel (Wentzel, G, 1922) på 1920-talet med hjälp av välkänd approximation av små vinklar. Fysiken kring energisprickning och multipelspridning utvecklades ganska långt av Williams från 1929 till 1945. Williams utarbetade en teori, som består i att anpassa Multipelspridningsfördelningen som en Gauss-liknande del på grund av små spridningsvinklar och den enkla kollisionssvansen p.g.a. de stora vinklarna. William, EJ, studerade straggling av beta-partiklar, multipel spridning av snabba elektroner och alfapartiklar och molnkurvaturspår på grund av spridning för att förklara multipel spridning i olika scenarier och han föreslog en genomsnittlig projektionsavböjning på grund av spridning. Hans teori utvidgades senare till multipel spridning av alfapartiklar. Goudsmit och Saunderson gav en mer komplett behandling av multipel spridning, inklusive stora vinklar. För stora vinklar övervägde Goudsmit serier av Legendre-polynom som utvärderas numeriskt för spridningsfördelning. Vinkelfördelningen från Coulomb-spridning har studerats i detalj av Molière., (Molière:1948) och fortsatt av Marion och medarbetare. Marion, JB och Young, FC, gav i sin kärnreaktionsanalys tabellinformation om energiförlust av laddade partiklar i materia, multipel spridning av laddade partiklar, räckviddsfördelning av protoner, deuteroner och alfapartiklar, jämviktsladdningstillstånd för joner i fasta ämnen och energier av elastiskt spridda partiklar. Scott presenterar en fullständig genomgång av grundläggande teori, matematiska metoder, samt resultat och tillämpningar. En jämförande utveckling av multipel spridning vid små vinklar presenteras av Meyer, baserat på en klassisk beräkning av enstaka tvärsnitt. Sigmund och Winterbon omvärderade Meyers beräkning för att utvidga den till ett mer allmänt fall. Marwick och Sigmund genomförde utveckling på lateral spridning genom Multiple Scattering, vilket resulterade i en enkel skalningsrelation med vinkelfördelningen.

Ansökningar

HI-ERDA och LI-ERDA har liknande tillämpningar. Som nämnts tidigare är den enda skillnaden mellan de två teknikerna energin från källan som används för bombardemang av provet.

ERDA har i allmänhet många tillämpningar inom områdena polymervetenskap, materialvetenskap – halvledarmaterial, elektronik och tunnfilmskarakterisering. ERDA används i stor utsträckning inom polymervetenskap. Detta beror på att polymerer är väterika material som lätt kan studeras av LI-ERDA. Man kan undersöka ytegenskaper hos polymerer, polymerblandningar och utveckling av polymersammansättning inducerad av bestrålning. HI-ERDA kan också användas inom området för nya material som bearbetas för mikroelektronik och optoelektroniska applikationer. Dessutom kan elementaranalys och djupprofilering i tunnfilm också utföras med ERDA.

Ett exempel på hur ERDA kan användas av forskare visas nedan. I ett av experimenten utförda av Compsoto, et al., erhölls ERDA-spektrum för en tunn film av polystyren (PS) på en deutererad polystyren (dPS)-matris efter glödgning i 240 sekunder vid 171 °C. Detta spektrum visas i figur 16 till vänster.

Det måste noteras att diagrammet ovan helt enkelt är det normaliserade utbytet vid varje kanalnummer från ett tunt dPS-lager (cirka 200 Ångström) ovanpå en tjock PS. Normaliserat utbyte är vanligtvis antalet detekterade atomer. Kanalisering uppstår emellertid när en stråle av joner är noggrant inriktad med en huvudsymmetririktning för en enskild kristall, såsom en kristallaxel eller ett plan. I detta tillstånd styrs det mesta av strålen genom kanalerna som bildas av atomsträngen. Kanaliserade partiklar kan inte komma tillräckligt nära atomkärnorna för att genomgå spridning. Flera matematiska operationer utfördes sedan, elektroniskt, för att erhålla en koncentration kontra djup-profil som visas nedan i figur 17. Se källan för detaljerad förklaring av de matematiska ekvationerna.

Förutom alla dessa applikationer är ERDA en av metoderna för att följa elementär transportmekanism. Ännu viktigare är att vätetransport nära gränssnitt inducerad av korrosion och slitage kan undersökas med ERDA. ERDA kan även användas för att utföra kompositionsdiagnostik i olika medier.

Att karakterisera hur polymermolekyler beter sig vid fria polymerytor vid gränssnitt mellan inkompatibla polymerer och vid gränssnitt med oorganiska fasta ämnen är avgörande för vår grundläggande förståelse och för att förbättra prestanda hos polymerer i högteknologiska applikationer. Till exempel beror vidhäftningen av två polymerer starkt på de interaktioner som sker vid gränsytan, mellan polymersegment. LI-ERDA är en av de mest attraktiva metoderna för att kvantitativt undersöka dessa aspekter av polymervetenskap.

Ett typiskt LI-ERDA-spektrum erhållet med denna teknik för att studera elementär koncentration och djupprofil av polymerer visas i figur 18 nedan. Det är ERDA-spektra av en tunn (20 nm) dPS-spårfilm på en tjock (500 nm) PS-matris.

Väte- och deuteriumprofiler kan mätas med olika polymerblandningar genom att använda denna teknik. Green och Russel har studerat segregeringen av deutererad polystyren/polymetametakrylat-sampolymer vid gränsytan mellan polystyren och polymetylmetakrylat-homopolymer vid gränsytan mellan polystyren och polymetylmetakrylat-homopolymer med användning av ERDA med 2,8 MeV 4He+-joner. De studerade också gränssnittsegenskaperna hos sampolymerer/Al- eller Si-strukturer. Figur 19 visar de erhållna resultaten som är ett typiskt ERD-spektrum av utbyte mot energi för P(dSbd-MMA)-segmentsampolymerkedjor som segregerade vid gränsytan mellan PS- och PMMA-homopolymererna.

Denna profil kan sedan omvandlas till volymfraktion mot djup efter att ha utfört flera matematiska operationer för att erhålla figur 20. I figur 20 som visas är det skuggade området gränssnittsöverskottet. PS-fasen är belägen vid x<0 medan PMMA-fasen är belägen vid x>0. Se källan för att få en fullständig analys av figuren.

Således kunde författarna se att sampolymerkedjor segregerar till gränsytområdet mellan PS- och PMMA-homolymerfaserna och förhöjda temperaturer medan andra förblir i bulk. Liknande studier kan enkelt göras med tekniken ERDA

Profilen som ligger i energiområdet mellan 600 och 1000 keV är vätet från homopolymererna och den andra profilen, som ligger mellan 1000 och 1400 keV, är deuteriumet från sampolymerkedjorna.

Jonimplantation är en av metoderna som används för att transformera fysikaliska egenskaper hos polymerer och för att förbättra deras elektriska, optiska och mekaniska prestanda. Jonimplantation är en teknik genom vilken jonerna i ett material accelereras i ett elektriskt fält och slås in i ett material så att joner förs in i detta material. Denna teknik har många viktiga användningsområden. Ett sådant exempel är införandet av silverplasma i det biomedicinska titanet. Detta är viktigt eftersom titanbaserade implanterbara anordningar såsom ledproteser, frakturfixeringsanordningar och tandimplantat är viktiga för människors liv och förbättring av patienternas livskvalitet. Men biomedicinsk titan är brist på Osseo-integration och antibakteriell förmåga. Plasma immersion ion implantation (PIII) är en fysikalisk teknik som kan förbättra multifunktionaliteten, mekaniska och kemiska egenskaper samt biologiska aktiviteter hos konstgjorda implantat och biomedicinska apparater. ERDA kan användas för att studera detta fenomen mycket effektivt. Dessutom har många forskare mätt utvecklingen av elektrisk ledningsförmåga, optisk transparens, korrosionsbeständighet och slitstyrka hos olika polymerer efter bestrålning av elektroner eller lågenergi lätta joner eller högenergi tunga joner.

Elektroniska enheter är vanligtvis sammansatta av sekventiella tunna lager som består av oxider, nitrider, silikader, metaller, polymerer eller dopade halvledarbaserade media belagda på ett enda kristallint substrat (Si, Ge eller AsGa). Dessa strukturer kan studeras av HI-ERDA. Denna teknik har en stor fördel jämfört med andra metoder. Profilen av föroreningar kan hittas i en engångsmätning vid en konstant infallande energi. Dessutom erbjuder denna teknik en möjlighet att studera densitetsprofilerna för väte, kol och syre i olika material, såväl som det absoluta väte-, kol- och syreinnehållet.

Kombination av tekniker krävs för att studera sammansättningen av tunna filmer. Jonstråletekniker – Kombinationen av analys av RBS och elastisk rekyldetektion har visat sig vara ett attraktivt sätt att studera provernas elementära sammansättning såväl som djupprofilerna för de tunna filmerna. ERDA-tekniken är kapabel att separera massor och energier av spridda infallande joner och de rekylerade målatomerna. Det är särskilt användbart att profilera lätta element som H, B, C, N och O i närvaro av tyngre materialbakgrund. Det har således visat sig vara en användbar teknik för att studera sammansättningen av de tunna filmerna. Beroendet av vätedensitetsprofilen på egenskaperna för bearbetning och underhåll, och effekten av injicerat väte på de dielektriska egenskaperna hos ditantalpentoxid kan också studeras.

Synonymer och akronymer

• ERD = Elastic Recoil Detection
• ERDA = Elastic Recoil Detection Analysis
• FRS = Forward Recoil Spectrometry
• FReS = Forward Recoil Spectrometry
• HFS = Hydrogen Forward Scattering