ічних і аморфних мішеней росте, проходить через максимум, положення якого залежить від сорту та енергії бомбардуючої частинки і матеріалу мішені і потім убуває (рис. 11).
Рис. 11 (залежність? Від кута падіння? Різних іонів з енергією 40 кеВ НЕ мідну мішень)
Для монокристалічних мішеней на тлі зростання? з? спостерігається різке його зменшення, коли напрям бомбардування стає паралельними або осях, або площинах мішені з низькими кристалографічними індексами - так звана анізотропія коефіцієнта іонно-електронної емісії (рис. 12).
Рис. 12 (Залежність? Від кута падіння? При опроміненні грані (100) Cu і полікристалічної міді іонами аргону: 1, 3 - з енергією 30 кеВ; 2, 4 - з енергією 20 кеВ)
Коефіцієнт? слабо залежить від температури мішені, якщо стан поверхні мішені при зміні температури практично не змінюється. Для монокристалів металів підвищення температури мішені веде до деякого згладжування кривої? (?), Зумовленого зменшенням прозорості кристала по відношенню до падаючого пучку за рахунок збільшення амплітуди теплових коливань атомів кристалічної решітки. Значно більший вплив робить температура мішені на анізотропію? напівпровідникових кристалів, що пов'язано з фазовим переходом поверхні з кристалічної фази в аморфну ??під дією іонної бомбардуванню. В цьому випадку ? може різко змінюватися у вузькому температурному інтервалі: анізотропія кутових залежностей? спостерігається тільки при температурах Т вище температури відпалу Те радіаційних дефектів, що призводять до аморфізації поверхневого шару кристалічної мішені. При Т lt; Те? (?) Має вигляд, типовий для твердого тіла з неврегульованим розташуванням атомів (рис.13). При поліморфних і магнітних фазових переходах коефіцієнт? також може змінитися у вузькому температурному інтервалі.
Рис. 13 (Залежність? Від кута падіння? При опроміненні грані (111) кристала Ge іонами Ar + з енергією 30 кеВ при температурах вище 500 0 С і нижче 100 0 С температури відпалу радіаційних порушень і залежності? (Т) при двох кутах падіння для іонів неону , аргону і криптону)
Для напівпровідникових кристалів характер температурних залежностей коефіцієнта? визначається різницею в характері руху бомбардують іонів в упорядкованих і неупорядкованих матеріалах. Для вуглецевих матеріалів першорядне значення має транспорт вторинних електронів. Відпал в радіаційних порушень графіті призводить до переходу поверхневого шару, разупорядоченності високодозової опроміненням при температурах, близьких до кімнатної, у відносно впорядкована стан, наприклад, полікристалічне, при температурах Т gt; То. Це призводить у свою чергу до зростання довжини вільного пробігу вторинних електронів і скачку? при Т=Те через зменшення перетину ослаблення електронного потоку в решітці графіту при її впорядкування (рис. 14).
Рис. 14 (Температурні залежності коефіцієнта іонно-електронної емісії при опроміненні по нормалі іонами N 2 + з енергіями 30 кеВ вуглецевих матеріалів (полікристалічного графіту марки МПГ - 8, високоорієнтованих пірографіта марки УПВ - 1Т, скловуглецю) і для порівняння - полікристалічної міді)
Перейдемо до розгляду фізичного механізму кінетичної іонно-електронної емісії. Першу спробу знайти спосіб теоретичного опису зробив в 1923 р Капіца, який розглядав вільні електрони металу як джерело кінетичної емісії і вважав, що іон, ударяючись об поверхню мішені, передає частину своєї кінетичної енергії дуже малому обсягом металу, викликає короткочасний локальний розігрів, що приводить до термоелектронної емісії. Теорія давала правильний порядок величини емісії, але не змогла пояснити основні закономірності процесу. Трудність всіх термічних теорій кінетичної емісії пов'язана з недостатньо великим підвищенням температури. Інші теорії розглядали в якості джерела електронів кінетичної емісії в області високих енергій іонів (0,1-1 МеВ) електрони бомбардують частинок, що випускаються в наслідок струшування електронних оболонок при раптовій зміні руху ядра при зіткненні, аналогічно іонізації при ударі нейтрона. Однак ці теорії передбачали вихід електронів на два порядки нижче спостережуваного експериментально.
Що стосується зв'язаних електронів (електронів валентної і глибших зон), як джерела емісії, то відповідно до теорії атомних зіткнень механізм збудження цих електронів залежить від співвідношення між швидкістю поступального руху іона v0 і швидкістю орбітальних електронів.
При відбувається різка зміна потенціалу, чинного на пов'язані електрони, яке викликає збудження або іонізацію атома. Ця область швидкостей відповідає в кінетичної емісії області максимуму виходу електронів і подальшого спаду емісії (рис.8). У цій області швидкостей (енер...
