اصل احترام : تعهد به رعایت حریم ها وحرمت ها درانجام تحقیقات ورعایت جانب نقد وخودداری ازهرگونه حرمت شکنی .
اصل ترویج : تعهد به رواج دانش واشاعه نتایج تحقیقات وانتقال آن به همکاران علمی و دانشجویان به غیر ازمواردی که منع قانونی دارد .
اصل برائت : التزام به برائت جویی از هرگونه رفتار غیر حرفه ای واعلام موضع نسبت به کسانی که حوزه علم وپژوهش ر ابه شائبه های غیرعلمی می آلایند.
بسمه تعالی
تعهدنامه اصالت پایان نامه کارشناسی ارشد
اینجانب محمد صداقتی بورخانی دانش آموخته مقطع کارشناسی ارشد ناپیوسته در رشته فیزیک هسـته‌ای که در تاریخ 14/10/92 از پایان‌نامه خود تحت عنوان
“بررسی تجربی لومینسانس حاصل از باریکه یونی”
با کسب نمره بیست و درجه عالی دفاع نموده‌ام، بدینوسیله متعهد می‌شوم:
این پایان‌نامه حاصل تحقیق و پژوهش انجام شده توسط اینجانب بوده و در مواردی که از دستاوردهای علمی و پژوهشی دیگران (اعم از پایان‌نامه، کتاب، مقاله و …) استفاده نموده‌ام، مطابق ضوابط و رویه موجود، نام منبع مورد استفاده و سایر مشخصات آن را در فهرست مربوطه ذکر و درج کرده‌ام.
این پایان نامه قبلاً برای دریافت هیچ مدرک تحصیلی (هم‌سطح، پایین‌تر یا بالاتر) در سایر دانشگاه‌ها و موسسات آموزش عالی ارائه نشده است.
چنانچه در هر مقطع زمانی خلاف موارد فوق ثابت شود، عواقب ناشی از آن را می‌پذیرم و واحد دانشگاهی مجاز است با اینجانب مطابق ضوابط و مقررات رفتار نموده و در صورت ابطال مدرک تحصیلی‌ام هیچگونـه ادعایی نخواهم داشت.
نام و نام‌خانوادگی
تاریخ و امضاء
بسمه تعالی
در تاریخ: 14/10/92
دانشجوی کارشناسی ارشد آقای محمد صداقتی بورخانی از پایان نامه خود دفاع نموده و با نمره 20 به حروف بیست و با درجه عالی مورد تصویب قرار گرفت.
امضاء استاد راهنما
بسمه تعالی
دانشکده علوم پایه

در این سایت فقط تکه هایی از این مطلب با شماره بندی انتهای صفحه درج می شود که ممکن است هنگام انتقال از فایل ورد به داخل سایت کلمات به هم بریزد یا شکل ها درج نشود

شما می توانید تکه های دیگری از این مطلب را با جستجو در همین سایت بخوانید

ولی برای دانلود فایل اصلی با فرمت ورد حاوی تمامی قسمت ها با منابع کامل

اینجا کلیک کنید

***********************************************************
( این چکیده به منظور چاپ در پژوهش نامه دانشگاه تهیه شده است )
نام واحد دانشگاهی: تهران مرکزی کد واحد: 101کد شناسایی پایان نامه: 06/10/91- 10130218911006عنوان پایان نامه: بررسی تجربی لومینسانس حاصل از باریکه یونینام و نام خانوادگی دانشجو: محمد صداقتی بورخانی
شماره دانشجوئی: 900749832
رشته تحصیلی: فیزیکتاریخ شروع پایان نامه: 01/7/91
تاریخ اتمام پایان نامه: 14/10/92استاد / استادان راهنما: دکتر امیدرضا کاکوئی
استاد / استادان مشاور: دکتر علی‌اکبر میرزائیآدرس و شماره تلفن: تهران- خ. 15 خرداد شرقی- کوچه موسوی کیانی- بن بست ابوحسین- پلاک1. تلفن: 09357924863چکیده پایان نامه (شامل خلاصه، اهداف، روش های اجرا و نتایج به دست آمده) :
روش‌های آنالیز با باریکه یونی، دارای مزیت‌های بارزی نسبت به سایر روش‌های آنالیز می‌باشند که به دلیل هزینه‌ زیاد راه‌اندازی این آزمایشگاه‌ها، استفاده از آن در جامعه علمی متداول نبوده و بسیاری از این روش‌ها به درستی توسعه داده نشده‌اند. در این پایان‌نامه، روش آنالیز با باریکه یونی “لومینسانس ذره- القائی؛ آیبیل”1 در ایران برای نخستین بار گزارش شده است. علاوه ‌بر این، در این پروژه آنالیز میکروپیکسی به عنوان روشی مکمل در کنار روش آیبیل، برای تعیین توزیع عناصر موجود در نمونه‌ها مورد استفاده قرار گرفته است. این‌ آنالیزها به وسیله تجهیزات شتابدهنده واندوگراف پژوهشگاه علوم و فنون هسته‌ای انجام شده است. در این کار تحقیقاتی، سنگ‌های معدنی حاوی کانی‌های فلوریت، باریت، گارنت و اسفالریت به عنوان نمونه، آماده‌سازی و آنالیز شده‌اند. آنالیز آیبیل و میکروپیکسی نمونه‌ها با استفاده از باریکه‌ی پروتونی MeV 2/2 انجام شد. با تحلیل داده‌های حاصل، اطلاعات ارزشمندی پیرامون علل گسیل لومینسانس از نمونه‌ها و نقشه توزیع عنصری آنها به دست آمده است. با استفاده از روش آیبیل عناصر کم مقدار دیگر موجود در نمونه‌های معدنی با حد آشکارسازی کم، شناسائی و معرفی شدند. این موضوع توانائی روش‌های آیبیل و میکروپیکسی را به عنوان دو روش مکمل، در بررسی و مطالعه کانی‌ها و مواد معدنی نشان می‌دهد. نظر استاد راهنما: برای چاپ درپژوهش نامه دانشگاه مناسب است تاریخ وامضا:
مناسب نیست
فهرست مطالب
عنوان………………………………………………………………………………………………………………………….صفحه
فصل اول: کلیات طرح1
مقدمه1
فصل دوم: مطالعات نظری5
مقدمه5
2-1 برهم‌کنش یون با ماده5
2-1-1 اتلاف انرژی الکترونی8
2-1-1-1 حالت‌های اتلاف انرژی الکترونی9
2-1-2 برد یون12
2-1-3 اتلاف انرژی هسته‌ای13
2-1-4 نظریه کلاسیک پراکندگی15
2-1-5 تفرق یون17
2-2 اصول ریزسنجه هسته‌ای18
2-2-1 پراکندگی19
2-2-2 میکروسکوپی هسته‌ای20
2-3 آنالیز به روش گسیل پرتو ایکس ذره-القایی؛ پیکسی22
2-3-1 فیزیک حاکم بر آنالیز به روش پیکسی22
2-3-2 آنالیز میکروپیکسی25
2-4 پدیده لومینسانس27
2-4-1 طبیعت حالت‌های الکترونی28
2-4-2 اوربیتال‌های اتمی s,p,d,f29
2-4-3 طبیعت فرایند جذب31
2-4-4 فرایند لومینسانس و گذارهای ممکن33
2-4-4-1 فرایندهای بدون تابش33
2-4-4-2 فرایندهای همراه با تابش34
2-5 لومینسانس ذره- القائی یا لومینسانس یونی37
2-5-1 عوامل مؤثر در ایجاد لومینسانس در مواد معدنی40
2-5-1-1 لومینسانس فعال شده- فعال‌ساز40
2-5-1-2 باز فعال کننده یا حساسیت‌زا41
2-5-1-3 خاموش کننده42
2-5-2 سازوکار فرایندهای بازترکیب42
2-5-2-1 بازترکیب جفت پذیرنده- دهنده43
2-5-2-2 بازترکیب عناصر خاکی نادر و واسطه43
2-5-2-3 بازترکیب تحریک مقید و آزاد44
2-5-3 شدت لومینسانس یونی44
2-6 پیشینه تحقیق46
فصل سوم: روش شناسایی تحقیق (متدولوژی)55
مقدمه55
3-1 شتاب دهنده واندوگراف56
3-1-1 اصول کار ماشین شتاب دهنده57
3-1-2 چشمه‌ی یونی58
3-2 خط میکروباریکه58
3-2-1 روزنه عدسی شیئی و هم‌راستاگر59
3-2-2 سیستم روبش پرتو59
3-2-3 سیستم اصلی کانونی کننده پرتو60
3-2-4 اتاقک آزمایش60
3-2-4-1 آشکارساز Si(Li)61
3-2-4-2 آشکارساز CCD، آشکارسازی پاسخ لومینسانس یونی64
3-3 سیستم جمع آوری داده‌ها67
3-4 سیستم ایجاد خلأ68
3-5 خلأسنج68
3-6 انتخاب نمونه69
3-6-1 باریت70
3-6-2 فلوریت72
3-6-3 گارنت73
3-6-4 اسفالریت75
3-7 آماده سازی نمونه76
فصل چهارم: تجزیه و تحلیل یافته‌های تحقیق79
مقدمه79
4-1 فلوریت81
4-1-1 نمونه-182
4-1-2 نمونه-285
4-1-3 نمونه-387
4-2 اسفالریت89
4-2-1 نمونه-489
4-2-2 نمونه-594
4-3 باریت97
4-3-1 نمونه-697
4-3-2 نمونه-7100
4-4 گارنت101
4-4-1) نمونه-8102
فصل پنجم: نتیجه‌گیری و پیشنهادات106
5-1 نتیجه‌گیری106
5-2 پیشنهادات107
مراجع109
فهرست جدول‌ها
عنوان…………………………………………………………………………………………………………………صفحه
جدول (2-1)20
جدول (2-2)24
جدول (3-1)66
جدول (3-2)71
جدول (3-3)73
جدول (3-4)74
جدول (3-5)75
جدول (4-1)80
جدول (4-2)82
جدول (4-3)86
جدول (4-4)87
جدول (4-5)88
جدول (4-6)90
جدول (4-7)94
جدول (4-8)97
جدول (4-9)100
جدول (4-10)102
فهرست نمودارها
عنوان…………………………………………………………………………………………………………………صفحه
نمودار (4-1)82
نمودار (4-2)86
نمودار (4-3)88
نمودار (4-4)90
نمودار (4-5)95
نمودار (4-6)99
نمودار (4-7)100
نمودار (4-8)102
فهرست شکل‌ها
عنوان…………………………………………………………………………………………………………………صفحه
شکل (2-1)7
شکل (2-2)8
شکل (2-3)16
شکل (2-4)18
شکل (2-5)23
شکل (2-6)24
شکل (2-7)25
شکل (2-8)25
شکل (2-9)26
شکل (2-10)31
شکل (2-11)32
شکل (2-12)39
شکل (2-13)42
شکل (3-1)57
شکل (3-2)58
شکل (3-3)59
شکل (3-4)60
شکل (3-5)62
شکل (3-6)63
شکل (3-7)66
شکل (3-9)70
شکل (3-10)71
شکل (3-11)73
شکل (3-12)74
شکل (3-13)75
شکل (4-1)81
شکل (4-2)83
شکل (4-3)83
شکل (4-4)84
شکل (4-5)87
شکل (4-6)87
شکل (4-7)88
شکل (4-8)88
شکل (4-9)93
شکل (4-10)93
شکل (4-11)93
شکل (4-12)94
شکل (4-13)96
شکل (4-14)96
شکل (4-15)99
شکل (4-16)99
شکل (4-17)99
شکل (4-18)101
شکل (4-19)101
شکل (4-20)102
شکل (4-21)103
شکل (4-22)104
شکل (4-23)105
فصل اول: کلیات طرح
مقدمه
باریکه‌های با انرژی MeV در سال 1960، هنگامی که شتابدهنده واندوگراف در آزمایشگاه‌های فیزیک در سراسر دنیا نصب و راه‌اندازی شد، جهت آنالیز نمونه‌های مختلف مورد استفاده قرار گرفتند. این آنالیزها از مطالعه در زمینه فیزیک کاربردی شروع و در ادامه برای مطالعه فیزیک هسته‌ای به کار گرفته شدند [1].
به طور کلی در اثر برخورد باریکه یونی پرانرژی با ماده، پرتوهایی گسیل می‌شود. با تحلیل این گسیل‌ها می‌توان، نوع و غلظت عناصر موجود در هدف (با استفاده از روش گسیل پرتو ایکس ذره- القایی (پیکسی)2) و همچنین نوع، غلظت و نمایه عمقی عناصر در نمونه‌ها (به وسیله پس‌پراکندگی رافورد)3 را تعیین کرد. با استفاده از روش آنالیز گسیل پرتو گاما ذره- القایی4 امکان تعیین نوع و غلظت ایزوتوپی عناصر سبک در نمونه ممکن می‌شود. همه موارد فوق‌الذکر مشخصه‌یابی‌های عنصری و ایزوتوپی می‌باشند.
بمباران برخی نمونه‌ها موجب گسیل پرتو در محدوده فرابنفش، مرئی یا زیرقرمز می‌شود، که به این پدیده لومینسانس5 گفته می‌شود. لومینسانس وابسته به طبیعت حالت برانگیخته بوده و به دو گروه فلورسانس و فسفرسانس تقسیم می‌شود [2]. فرایند برانگیختگی به دو صورت برانگیختگی مستقیم و گذار آبشاری رخ می‌دهد. هرگاه یون تابشی، الکترونی را از تراز انرژی پوسته- خارجی پرانرژی در اتم هدف اخراج کرده، و در ادامه با الکترونی اگرچه پرانرژی‌تر واهلش شود، این فرایند را برانگیختگی مستقیم گویند. حالت آبشاری وقتی رخ می‌دهد که پوسته داخلی (K یا L) لایه‌های داخلی هدف، با اتم سنگین یونیزه می‌شود. اگر این یون‌ها با گسیل یک پرتو ایکس واهلش یابند، در پوسته بالاتر یک تهی‌جا ایجاد می‌شود که با گسیل یک فوتون UV یا مرئی واهلش می‌یابد. فرآیند نردبانی تا پر شدن آخرین تهی‌جا با الکترون آزاد ادامه می‌یابد.
چنانچه گسیل لومینسانس به علت بمباران نمونه با باریکه‌های یونی پرانرژی باشد، این روش را “لومینسانس ذره-القایی” (IBIL)6 یا لومینسانس یونی (IL)7 می‌نامند که از این پس این روش با نام آیبیل بیان خواهد شد.
با استفاده از این روش، امکان آنالیز محیط شیمیایی نمونه فراهم می‌شود. با این روش علاوه‌ بر تحلیل محیط شیمیایی ماده، کنترل فرایند ساخت مواد با لومینسانس در طول‌ موج‌های مختلف ممکن می‌شود [3،4،5]. روش آیبیل هم اکنون برای مشخصه‌یابی در حوزه نانومواد نیز بسیار مورد توجه قرار گرفته است [6].
همچنین با توجه به اینکه نور مرئی به علت گذارهای الکترون در پوسته خارجی اتم گسیل می‌شود، انتظار می‌رود که لومینسانس حاصل از باریکه یونی حامل اطلاعات ارزشمندی در رابطه با پیوند مولکولی ماده هدف باشد.
همانطور که گفته شد، استفاده از روش آیبیل از راهکارهای مطالعه‌ی محیط شیمیایی ماده است که با استفاده از دیگر روش‌های آنالیز با باریکه یونی همانند پیکسی، طیف سنجی پس‌پراکندگی رادرفورد، گسیل پرتو گاما در اثر برانگیختگی با پروتون قابل دستیابی نیست.
هدف از تعریف این پروژه دانشجویی راه‌اندازی مجموعه تجهیزات وابسته به روش آیبیل در آزمایشگاه واندوگراف و تولید دانش تجربی انجام مطالعات پژوهشی با این روش برای استفاده دیگر پژوهشگران در زمینه‌های مختلف از جمله فیزیک، زمین‌شناسی، نانوتکنولوژی و … می‌باشد.
در این پروژه دانشجویی در پی بررسی اثر مربوط به ابزارآرائی در اندازه‌گیری آیبیل، تعیین بازه طول موج فوتون مورد توجه در این فرایند، بررسی قابلیت ابزارهای به کار گرفته شده جهت اندازه‌گیری آیبیل و تعیین مواردی که اندازه‌گیری آیبیل برای آنها از اهمیت به سزائی برخوردار است، می‌باشد.
برای انجام آزمایش‌های مورد نظر، ابتدا پژوهش‌های انجام شده در رابطه با موضوع پروژه مطالعه، و با فراگیری توانمندی‌های آنالیز به روش آیبیل و سعی در راه‌اندازی تجهیزات اپتیکی و الکترونیکی مورد نیاز در این روش با توجه به امکانات موجود، به پردازش داده‌ها پرداخته شد.
در انجام آزمایش‌ها، جهت تولید باریکه پرانرژی از شتابدهنده خطی واندوگراف، جهت آشکارسازی پرتو ایکس از آشکارساز Si(Li) و برای تصویربرداری از نمونه در حال انتشار لومینسانس از دوربین CCD استفاده شد. همچنین تجهیزات پیکسی و میکروپیکسی، به عنوان روش‌های مکمل در این کار پژوهشی، برای تجزیه و تحلیل داده‌ها به کار گرفته شد.
برای تجزیه و تحلیل داده‌های به دست آمده در آزمایش‌ها، از منابع کتابخانه‌ای و مقایسه اطلاعات به دست آمده با کارهای دیگران بهره گرفته شد. همچنین از نرم‌افزارهای کاربردی همچون GUPIXWIN و OM DAQ برای تحلیل داده‌ها استفاده شد.
در فصل دوم این پایان نامه، مطالعات نظری مربوط به روش‌های استفاده شده در آزمایش‌ها (آیبیل، میکروپیکسی و …)، پیشینه‌ای از تحقیقات قبلی در زمینه آیبیل، نحوه انتخاب نمونه‌ها و توضیحاتی پیرامون نمونه‌های انتخاب شده ارائه شده است.
سپس در فصل سوم، مطالبی پیرامون نحوه ابزارآرایی و تجهیزات مورد استفاده در آزمایش‌ها از جمله شتابدهنده واندوگراف، آشکارساز Si(Li)، دوربین رنگی CCD و … بیان خواهد شد.
در ادامه به تجزیه و تحلیل داده‌های به دست آمده از آزمایش‌ها، با استفاده از نرم‌افزارهای کاربردی اشاره شده و کتابخانه‌های موجود در این زمینه پرداخته شده که این موارد در فصل چهارم آمده است. در فصل پنجم نتایج حاصل از این کار پژوهشی به همراه پیشنهادهایی برای ادامه تحقیقات توسط سایرین ارائه شده است.
فصل دوم: مطالعات نظری
مقدمه
امروزه مشخصه‌یابی مواد در علوم مختلفی مانند فیزیک، شیمی، زیست شناسی، نانوتکنولوژی و … کاربرد دارد [7]، که استفاده از باریکهی یونی یکی از قدرتمند‌ترین روش‌های متداول در زمینه‌ی آنالیز مواد است [8]. در این کار پژوهشی، به بررسی امکان مطالعه مواد مختلف به روش لومینسانس ذره- القائی یا آیبیل با استفاده از باریکه پروتون پرانرژی حاصل از شتابدهنده واندوگراف پرداخته شده است. به منظور کسب اطلاعات بیشتر از نمونه‌ی آنالیز شده به روش آیبیل، از روش آنالیز پیکسی به عنوان روشی مکمل استفاده شده است. در حقیقت دو روش یاد شده، آیبیل و پیکسی، از جمله روش‌های آنالیز با باریکه یونی می‌باشند که می‌توانند به منظور تعیین نوع و غلظت عناصر و نیز تعیین ساختار مولکولی مواد مورد استفاده قرار گیرند. به این دلیل در این بخش ابتدا بحثی کلی پیرامون برهم‌کنش یون با ماده مطرح و سپس هر کدام از دو روش فوق بررسی می‌شود. از آنجا که اساس تعریف این پژوهش بررسی لومینسانس ذره- القائی بوده، جزئیات بیشتری از آن ذکر خواهد شد.
2-1 برهم‌کنش یون با ماده
در برخورد باریکه یونی با انرژی از مرتبه MeV به هدف، هر یون/ پرتابه در حین نفوذ در ماده، مقداری انرژی به جا می‌گذارد [9]. نفوذ یون در ماده با فرایندهای مختلفی از برهم‌کنش با ذرات بنیادی، هسته، اتم و یون همراه است. مشخصات و اثر برهم‌کنش‌ها، به نوع، شدت و انرژی باریکه یونی و همچنین نوع، حالت، چگالی، ترکیبات و اندازه هدف در برخوردها بستگی دارد [10]. برخورد باریکه یونی با نمونه موجب ایجاد فرایندهایی همچون پراکندگی کشسان و ناکشسان، برهم‌کنش هسته‎ای و برانگیختگی الکترومغناطیسی می‌شود. این برخوردها، سبب گسیل از سطح نمونه می‌شوند. هر گسیل از طریق سطح مقطع برهم‌کنش مخصوص به خود، اندازه‌گیری و در نهایت به صورت طیف جمع می‌شود که طیف جمع شده، حامل اطلاعاتی در مورد ترکیبات شیمیایی، ساختار، خواص شیمیایی و الکتریکی نمونه‌ها می‌باشد. این گسیل‌های متفاوت، سبب توسعه روش‌های مختلف ریزسنجه هسته‌ای8 شده‌اند. استفاده همزمان از چند روش در آنالیز با باریکه یونی (IBA)9، موجب شده تا مطالعه بهتری در مشخصه‌یابی مواد نسبت به روش‌های منفرد، صورت پذیرد. با توجه به نوع و انرژی باریکه یونی ، بررسی عمقهای متفاوتی از نمونه ممکن می‌شود. به عنوان مثال تفاوت استفاده از باریکه‌های الکترون و پروتون در شکل 2-1 قابل مشاهده است. این تصویر طرحی جانبی ازمقایسه تفرق طولی و عمق نفوذ پروتون‌ها و الکترن‌ها را نسبت به هم نشان می‌دهد. با توجه به اندازه جریان باریکه، روش‌های آنالیز با باریکه یونی را می‌توان در دو دسته قرار داد؛ دسته‌ای که به منظور دستیابی به آمار بسنده برای تصویربرداری و آنالیز، نیاز به باریکه با جریان بالا10 دارند. و دسته دوم که روش‌های جریان پائین11 هستند.

روش‌های جریان کم مانند IBIC، STIM، تصاویر مفیدی را در زمانی قابل قبول ایجاد می‌کنند، که تنها به جریان باریکه‌ای در حد چند فمتوآمپر (fA) نیاز دارند.
شکل (2-1) مقایسه پروتون‌های MeV2 و الکترون‌های keV30 در نیترید برم مکعبی با استفاده از شبیه‌سازی مونت‌کارلو (به ترتیب با SRIM2006 و Casino).[8]
در دسته اول، برهم‌کنش یون فرودی با الکترون‌های پوسته داخلی یا هسته‌های اتمی نمونه در نظر گرفته می‌شود که با احتمال کمتری رخ می‌دهند. روش‌هایی همچون PIXE، RBS و PIGE روش‌های جریان بالا در IBA هستند که در گروه اول قرار دارند. این سه مورد به همراه ERDA12 و NRA13 هسته‌ی مرکزی روش‌های آنالیز با باریکه یونی را برای آنالیز مواد تشکیل می‌دهند. روش لومینسانس یونی نسبت به روش‌های فوق غیرمعمول می‌باشد. این روش شامل برهم‌کنش باریکه فرودی با الکترون‌های برانگیخته پوسته بیرونی‌تر اتم‌ها بوده و اطلاعاتی از ساختار (شیمیایی) نمونه فراهم می‌کند. شکل (2-2) برخی از روش‌های آنالیز با باریکه یونی را نشان می‌دهد. برای استفاده از یون‌ها جهت بررسی خواص عنصری، بلوری و الکترونی مواد، اندازه‌گیری سطح مقطع برهم‌کنش‌ها و نحوه اتلاف انرژی یون‌ها در درون نمونه دارای اهمیت می‌باشد. هر چه اندازه‌گیری سطح مقطع‌ها در فرایندهای هسته‌ای و اتمی دقیق‌تر باشد، دقت روش‌های مورد استفاده نیز بیشتر می‌شود.
شکل (2-2) طرحی از روش‌های مختلف IBA [8].
به طور خاص، نحوه اتلاف انرژی یون‌ها در برخورد با ماده، به ویژگی‌ها و خواص آنها بستگی دارد، لذا توصیف سازوکارهای اتلاف انرژی از اهمیت ویژه‌ای برخوردار است.
بیش از 80 سال از بررسی نظریه و آزمایش نحوه اتلاف انرژی و پراکندگی یون‌ها در برخورد با الکترون‌های اتمی و هسته می‌گذرد. این بررسی‌ها با مشاهدات گایگر14 و مارسن15 در مورد پس‌پراکندگی از فویل طلا، ثبت سطح مقطع پراکندگی توسط رادرفورد16 و توسعه مدل اتمی بوهر17 آغاز شده است. از آنجا که محاسبات ریاضیاتی برای تحلیل برهم‌کنش یون با ماده نیاز به حل معادلات پیچیده‌ای دارد، لذا استفاده از روش‌های آزمایشگاهی همچون PIXE، NRA، ERDA و IBIL برای اندازه‌گیری میزان اتلاف انرژی، بازده پراکندگی، احتمال یونیزاسیون عناصر مختلف و … و در نهایت اندازه‌گیری ترکیبات عنصری مواد، سودمند می‌باشد [1].
2-1-1 اتلاف انرژی الکترونی
یون‌ها پس از ورود به درون ماده، انرژی جنبشی خود را در مسیر حرکت‌شان بر اثر برخورد با ابر الکترونی اتم یا با هسته‌های اتمی از دست می‌دهند. اتلاف انرژی موجب کاهش سرعت یون‌ها و در نهایت توقف آنها در عمقی از ماده می‌شود. از آنجا که هسته‌های اتمی کوچک هستند، لذا برخورد بین هسته‌ها و یون‌ها به ندرت رخ می‌دهد، بنابراین بیشتر انرژی یون‌ها در برخورد با الکترون‌های اتمی تلف می‌شود. البته همواره باید هر دو حالت اتلاف انرژی ناشی از برخورد یون با الکترون‌های اتمی و هسته‌های اتمی در نظر گرفته شود. در مورد استفاده از یون‌های سبک با انرژی از مرتبه MeV، اتلاف انرژی ناشی از برخورد با هسته‌های اتمی، اندک بوده و بنابراین اتلاف انرژی الکترونی برای توصیف فاصله‌ای که یون درون ماده طی می‌کند، کافی است. آهنگ متوسط اتلاف انرژی الکترونی در مسافت بر حسب میکرون که یون در ماده طی می‌کند، به صورت dE/dz تعریف شده و واحد آن کیلو الکترون ولت بر میکرومتر (keV/μm) می‌باشد. این تعریف ساده برای میکروسکوپی هسته‌ای هم مفید است، زیرا ابعاد جانبی اندازه نقطه‌ای باریکه و ناحیه روبش شده نیز با میکرون تعریف می‌شوند. در ادامه حالت‌های اتلاف انرژی الکترونی توصیف خواهد شد.
2-1-1-1 حالت‌های اتلاف انرژی الکترونی
راه‌هایی که یون‌های سبک با انرژی از مرتبه MeV، انرژی خود را درون ماده از دست می‌دهند، به انتقال انرژی جنبشی آنها به الکترون‌های اتمی وابسته است. این انتقال انرژی به راحتی با حالت‌های انرژی بالا و انرژی پائین قابل توصیف می‌باشد. تخمینی از انرژی یون که این حالت‌ها را از هم جدا می‌کند، به واسطه هم‌ارزسازی سرعت یون با سرعت بوهر، v0، حاصل می‌شود.
سرعت بوهر، v0، برای یک الکترون در درونی‌ترین لایه اتمی مربوط به هیدروژن، v0= e2/ħ، برابر با m/s 106× 2.2 می‌باشد.
بر اساس این سرعت، انرژی پروتون برابر با keV 25 و انرژی ذره آلفا برابر با keV 100 است، که مطابق آن، اتلاف انرژی ذرات پروتون و آلفا با انرژی از مرتبه مگا الکترون ولت، در حالت‌های با انرژی بالا توصیف می‌شود. از آنجایی که سرعت یون، 1v، از سرعت الکترون‌ها در لایه‌های اتمی بزرگ‌تر است، لذا اتم در برابر یون ساکن در نظر گرفته می‌شود. سرعت یون به حدی بزرگ است که می‌تواند از اتم هر الکترونی را بکند و لذا با یون به صورت یک ذره کاملاً یونیزه شده با بار مثبت e1Z رفتار می‌کند.
اتلاف انرژی در این حالت به طبیعت شیمیایی مواد وابسته است. این موضوع، حالت انرژی بالا را به طور مستقیم به مدل و امکانات آنالیز کمّی مورد استفاده در روش‌های بررسی با باریکه یونی مرتبط می‌کند. شایان ذکر است که در حالت انرژی بالا، آهنگ اتلاف انرژی با افزایش انرژی یون، کاهش می‌یابد. زیرا عبور یون‌ها از ابرهای الکترونی چرخنده سریع‌تر رخ داده و لذا شانس برخورد با آنها کاهش می‌یابد.
در حالت انرژی پائین، سرعت یون نسبت به الکترون‌های پوسته درونی در اتم‌ها کمتر است، بنابراین دیگر نمی‌توان اتم را در برابر یون ساکن در نظر گرفت. در برخورد یون در حالت با انرژی پائین با جامد، انرژی به طور کامل به الکترون‌های هدف داده نمی‌شود، لذا متوسط بار یون مثبت، کمتر از e1Z است. در فرایند اتلاف انرژی، الکترون‌های پوسته درونی برای انرژی‌های یونی پائین‌تر، نقش کاهشی را دارند. به همین خاطر تعداد الکترون‌های اتمی درگیر در فرایند برانگیختگی کاهش می‌یابد. افزایش انرژی در حالت انرژی پائین موجب افزایش در اتلاف انرژی می‌شود، که نسبت به افزایش آن در حالت انرژی بالا بیشتر است. در حالت انرژی پائین نیز آهنگ اتلاف انرژی و نوع برهم‌کنش یون با اتم‌ها، به طبیعت شیمیایی مواد بستگی دارد.
آهنگ اتلاف انرژی یون در حالت انرژی بالا، نخستین بار توسط بوهر استخراج شد. وی برای این کار از مدل میدان نیروی مرکزی پراکندگی یون در ابری از الکترون‌های آزاد با انتقال تکانه ثانویه به الکترون‌های اتمی استفاده نمود. سپس با محاسبات بته18 و بلوخ19، اتلاف انرژی در شرایط برخورد نزدیک با انتقال بزرگ‌تر تکانه وقتی یون درون پوسته‌های الکترونی است، مشخصه‌یابی شد. از طرفی فاصله برخوردها نیز با انتقال کوچک تکانه وقتی یون بیرون پوسته‌های اتمی است، توسط ایشان محاسبه شد.
اتلاف انرژی به صورت زیر بیان می‌شود؛
“dE” /”dz” = (4πZ_1^2 e^4 NZ_2)/(m_e v_1^2 ) Ln (〖2m〗_e v_1^2)/I (2-1)
که در آن 1Z و 2Z مربوط به عدد اتمی یون فرودی و هستهی هدف است. همچنین 1v سرعت یون فرودی و me جرم الکترون می‌باشد. متوسط انرژی برانگیختگی الکترون eV2Z 10 ≈ I است، که در آن از تغییرات ساختار پوسته الکترونی و انرژی بستگی الکترون چشم پوشی شده است. فرمول اتلاف انرژی بته و بلوخ، تصحیحاتی را برای شرایط نسبی یون در حالت انرژی بالا و همچنین اثرات قوی الکترون‌های مقید درونی دارد. با افزایش عدد اتمی، سطح مقطع توقف به طور تدریجی افزایش می‌یابد. از طرفی برای محاسبه اثر تغییرات چگالی اتمی در سراسر جدول تناوبی، از سطح مقطع توقف به جای آهنگ اتلاف انرژی استفاده می‌شود.
برای موادی با ترکیبات مختلف، توان توقف کل با جمع توان توقف جزئی هر یک از ترکیبات محاسبه می‌شود. توان توقف جزئی نیز به کسر استوکیومتری20 ترکیبات بستگی دارد. انرژی جنبشی یون m1v_1^2/2 است و مطابق معادله (2-1)، اتلاف انرژی الکترونی متناسب با Z_1^2 برای همان سرعت یونی، v1، است.
برای آنالیز با باریکه یونی، آهنگ بالای بهره پاسخ دارای اهمیت است. از آنجا که برخورد بین یون و الکترون‌های اتمی نسبت به برخورد یون با هسته‌ها از احتمال بیشتری برخوردار است، لذا آهنگ بهره پاسخ در برخوردهای اتمی بیشتر است.
همان طور که گفته شد، برخورد یون با الکترون‌های اتمی موجب ایجاد فرایندهای الکترونی مختلفی می‌شود. یکی اینکه الکترونی از پوسته درونی بیرون اندازی شده و منتهی به یونیزاسیون می‌شود. متعاقباً واهلش الکترون لایه بیرونی‌تر، موجب گسیل پرتو ایکس می‌شود که اساس روش پیکسی است. اگر اتم در فاصله‌ای به اندازه چند آنگستروم از سطح ماده، یونیزه شود، در نتیجه الکترون می‌تواند از سطح فرار کرده و در تصویربرداری با الکترون ناشی از باریکه یونی شرکت خواهد داشت. در روش‌های STIM21 و IMT22 از اتلاف انرژی الکترونی برای تصویربرداری استفاده می‌شود.
اگر فرایند یونیزاسیون در حجمی از ماده بلوری رخ دهد، الکترون‌ها و حفره‌هایی ایجاد می‌شوند. این الکترون‌ها و حفره‌ها توسط تهیجای شبکه با بار مثبت درون شبکه بلور منحرف یا پخش می‌شوند. اندازه‌گیری توزیع این الکترون‌ها و حفره‌های یونیزه شده، اساس و پایه میکروسکوپی بار ناشی از باریکه یونی (IBIC)23 می‌باشد [11]. فرایندهای بازترکیبی تابشی منجر به ایجاد فوتون می‌شوند، که در حقیقت اساس و پایه میکروسکوپی لومینسانس ذره- القائی (IBIL) هستند.
2-1-2 برد یون
یون‌های با انرژی از مرتبه MeV، با ورود به درون ماده، طی برخوردهایی انرژی خود را از دست داده و در نهایت در عمقی مشخص متوقف می‌شوند. رسیدن به عمق بیشتری از ماده برای آنالیز نواحی مختلف درون ماده حائز اهمیت است. آهنگ اتلاف انرژی در ابتدا به دلیل افزایش نفوذ یون در ماده افزایش یافته و در نهایت به بیشترین مقدار می‌رسد. این حد بیشینه مربوط به محدوده پایانی انرژی یون می‌باشد.
برد متوسط، Ri، که یون‌های سبک با انرژی از مرتبه MeV قبل از توقف درون ماده طی می‌کنند، با معادله زیر بیان می‌شود؛
Ri =∫_0^(E_0)▒〖(dE/dz)〗-1dE(2-2)
که E0 انرژی یون فرودی است. هرچه یون سنگین‌تر باشد، اتلاف انرژی آن بیشتر، و در نتیجه میزان نفوذ آن کمتر می‌شود.
2-1-3 اتلاف انرژی هسته‌ای
اگر چه اتلاف انرژی اکثر یون‌های سبک (4He و 1H) با انرژی از مرتبه MeV در برخورد با هسته‌های اتمی، کمتر از keV 10 است، اما از آنجا که برخوردهای هسته‌ای پاسخ‌های تحلیلی اندازه‌گیری شده را برای طیف‌سنجی پس‌پراکندگی و NRA فراهم می‌کنند، دارای اهمیت بسیاری هستند. به علاوه، انتقال هر چند ناچیز انرژی به هسته اتم‌های نمونه، موجب پس‌زنی هسته‌ها از محل اصلی‌شان شده و سبب ایجاد نقص ناشی از یون در آن می‌شود. پس‌زنی هسته‌های سبک به واسطه یون‌های سنگین، اساس روش ERDA می‌باشد. از طرفی این جابجایی‌ها دز یونی لازم برای اندازه‌گیری در روش‌های دیگر آنالیز با باریکه یونی همچون IBIL، IBIC و CCM24 را محدود می‌کنند. این مسئله، اثری منفی بر حساسیت این روش‌ها دارد. سازوکار اتلاف انرژی هسته‌ای به عنوان موضوعی مهم در فرایند توقف یون‌ها درون ماده، ابتدا به وسیله‌ی بوهر ارائه و سپس توسط لینهارد25 تصحیح شده است.
بیشترین آهنگ اتلاف انرژی هسته‌ای برای یون‌های سبک و سنگین به ترتیب بین 100 الکترن ولت تا 10 کیلو الکترون ولت رخ می‌دهد. بر همین اساس، هرچه به انتهای برد یون نزدیک شویم، آهنگ اتلاف انرژی هسته‌ای افزایش می‌یابد. به همین دلیل کل اتلاف انرژی هسته‌ای یون هیدروژن (1H) با انرژی از مرتبه مگا الکترون ولت کمتر از یون هلیم (4He) با همان میزان انرژی است. بر همین اساس یون سبک‌تر اثر تخریبی کمتری در نمونه برجای می‌گذارد.
اگرچه آهنگ متوسط اتلاف انرژی هسته‌ای یون‌های سبک با انرژی از مرتبه MeV در مقایسه با آهنگ اتلاف انرژی الکترونی کوچک است، ولی ممکن است هر یون منفرد، مقدار زیادی از انرژی خود را در برخوردی خیلی شدید با هسته‌ها از دست دهد. نتیجه‌ی چنین برخورد شدیدی، پراکند‌گی یون در زوایه‌ای بزرگ، یا حتی خارج شدن از نمونه بر اثر فرایند پس‌پراکندگی می‌باشد. اتلاف انرژی هسته‌ای شامل انتقال انرژی یون به هسته‌ها است. این انتقال بر اثر برهم‌کنش دو بار هسته‌ای مثبت صورت می‌گیرد.
پراکندگی یون‌ها از هسته‌های اتمی نخستین بار توسط رادرفورد مشخصه‌یابی شده است. در غیاب نفوذ هسته‌ای، برهم‌کنش بین یون‌ها و هسته‌ها را می‌توان با پتانسیل دافعه V(r) بین بار مثبت Z1e مربوط به یون و بار مثبت Z2e هسته‌های نمونه در فاصله جدایی r به خوبی ارائه نمود؛
V(r) = (Z1Z2e2/r) χ(2-3)
که χ در رابطه فوق معرف تابع استتار26 است.
رادرفورد فرض کرد سرعت یون در حالت انرژی بالا به اندازه‌ای باشد که کاملاً به درونی‌ترین پوسته‌های الکترونی اتم نفوذ کند. در این حالت هسته‌های اتمی به وسیله الکترون‌های درونی پوشیده نشده و بنابراین تابع استتار در معادله (2-3) را می‌توان نادیده گرفت و برخورد به عنوان برهم‌کنش محض کولنی عمل می‌کند. این برهم‌کنش بین دو بار مثبت بدون پوشش می‌باشد. اگر یون فرودی به طور کامل به پوسته‌های درونی الکترونی نفوذ نکند، بار هسته‌های اتمی از یون پوشیده مانده و به اصلاحی در پتانسیل کولنی مستتر نشده منجر می‌شود. لذا اصلاح پتانسیل فوق به اصلاح تابع استتار معادله (2-3) منتهی می‌شود.
تاکنون مدل‌های مختلفی از تابع استتار استفاده شده که در هر مورد، شعاع استتار برای تعیین خصوصیات تغییرات پتانسیل استتار دور از هسته تعریف شده است. این فاصله که معمولا شعاع استتار توماس- فرمی27 است، atf، به صورت زیر داده می‌شود:
atf = 〖0.885a〗_0/〖(Z_1^(1/2)+Z_2^(1/2))〗^(2/3) (2-4)
که a0 شعاع بوهر و برابر با Å 53/0 است، و atf به طور معمول مقداری بین 1/0 تا 2/0 آنگستروم دارد.
این شعاع هنگامی که از پتانسیل استتار به جای پتانسیل کولنی محض استفاده می‌کنیم به کار گرفته می‌شود تا بتوان مدل صحیحی از سینماتیک28 برخورد هسته- یون را ارائه نمود.
با استفاده از یون‌های پروتون، حد پایین‌تر انرژی از مقداری کمتر از keV 10 برای عناصر سبک، تا نزدیک keV 200 برای عناصر سنگین تغییر می‌کند. با افزایش انرژی، یون تا فاصله‌ای قابل مقایسه با شعاع هسته، به هسته‌های اتم نزدیک می‌شود. در این صورت، یون به درون هسته نفوذ کرده و نیروهای هسته‌ای در برخورد شرکت می‌کنند. به همین دلیل برهم‌کنش تنها با استفاده از پتانسیل کولنی محض قابل توضیح نمی‌باشد [1].
2-1-4 نظریه کلاسیک پراکندگی
احتمال پراکنده شدن یون‌ها در زاویه θs، مهم‌ترین پارامتر برای بررسی برخورد بین یون و هسته‌ی اتم می‌باشد که به این احتمال سطح مقطع پراکندگی، σ(θs)، گفته می‌شود. در ضمن کسری از انرژی یون‌ها که بعد از برخورد با آنها باقی می‌ماند، فاکتور سینماتیک، K(θs)، نامیده شده و مطابق این فاکتور، انرژی هسته‌ی پس زننده [1- K(θs)]E می‌باشد.
هنگامی که یونی به جرم M1 با هسته‌ی اتم به جرم M2 برخورد می‌کند، انرژی از یون به هسته منتقل می‌شود. در برخورد کولنی محض، همه انرژی یون پراکنده شده، به جز مقداری که برای پس زدن هسته تلف می‌شود، باقی می‌ماند. سینماتیک این برخورد کشسان به وسیله قانون بقای انرژی و تکانه تعریف می‌شود. فاکتور سینماتیک در شکل غیر نسبیتی در چارچوب مرجع آزمایشگاه به صورت زیر می‌باشد:
K(θs) = 〖{(〖[1-(M_1-M_2 )^2 sin^2 θ_s]〗^(1⁄2)+(M_1⁄M_2 ) cos⁡〖θ_s 〗)/(1+M_1⁄M_2 )}〗^2(2-5)
بنابراین فاکتور سینماتیک به زاویه پراکندگی، جرم یون و جرم هسته‌ی اتم بستگی داشته و مستقل از انرژی یون فرودی می‌باشد. با افزایش زاویه پراکندگی یون، انرژی بیشتری سهم هسته‌ی اتم شده و لذا اندازه‌ی فاکتور سینماتیک کمتر می‌شود. در برخورد رو در رو بیشترین انتقال انرژی صورت گرفته و نتیجه آن پراکندگی یون در زاویه 180 درجه است. به طور معمول واحد سطح مقطع کشسان بارن (cm224-10) می‌باشد، که در حد مساحت هسته‌ی اتم است. سطح مقطع پراکندگی در چارچوب مرجع آزمایشگاهی با مرتبه دوم، با در نظر گرفتن برخورد به عنوان یک مسئله پراکندگی دوجسمی، به صورت زیر بیان می‌شود:
σ(θs) ≈ (Z1Z2e2/4E)2 [sin-4(θs/2) – 2 (M1/M2)2](2-6)
معادله 2-6 سطح مقطع پراکندگی رادرفورد را بیان می‌کند. از آنجا که بیشتر ریزسنجه‌های هسته‌ای از یون‌های پروتون با انرژی از مرتبه مگا الکترون ولت برای آنالیز عنصری استفاده می‌کنند، نمودار سطح مقطع پراکندگی رادرفورد مربوط به پروتون به صورت تابعی از عدد اتمی برای سه زاویه پراکندگی مختلف، مطابق معادله (2-6)، در شکل (2-3) نشان داده شده است. تعداد یون‌های پراکنده شده با افزایش زاویه پراکندگی از صفر درجه تا 90 درجه به سرعت افزایش، و پس از آن به کندی کاهش می‌یابد.
شکل (2-3) سطح مقطع پراکندگی به صورت تابعی از عدد اتمی برای پروتون MeV 2 در سه زاویه پراکندگی مجزا [10].
2-1-5 تفرق یون
قبلاً آهنگ متوسط اتلاف انرژی الکترونی، dE/dz، برای اندازه‌گیری برد متوسط استفاده شد. در عمل، یون‌های دارای انرژی در حد MeV، انرژی خود را در برخوردهای مجزا با الکترون‌های اتمی منفرد از دست می‌دهند. این فرایندها موضوع نوسانات موجود در تعداد و هندسه برخوردها می‌باشند. این امر سبب توزیع انرژی یون‌های تک انرژی اولیه بعد از عبور از عمق ماده شده و این تفرق انرژی دقت اندازه‌گیری را که بر اساس اتلاف انرژی یون می‌باشد، محدود می‌سازد. همچنین این اثر موجب تغییراتی در طول نفوذ یون‌های منفرد در ماده می‌گردد. این طول نفوذ، برد یا تفرق طولی نامیده می‌شود. توزیع تکانه عرضی ناشی از یون‌ها، موجب تغییر در تعداد و هندسه برخوردهای یون- الکترون می‌شود. این امر زاویه مسیر یون‌ها درون ماده را تغییر می‌دهد، به طوری که یون‌ها در فواصل جانبی متفاوتی دور از محور باریکه متوقف می‌شوند، که یک تفرق جانبی یا پهن شدگی وجود خواهد داشت. هرچه طول نفوذ یا برد یون درون ماده بیشتر باشد، میزان تفرق آن نیز افزایش می‌یابد.
عمق و قدرت تفکیک جانبی قابل حصول با روش‌های تصویربرداری و آنالیز باریکه یونی با انرژی در حد MeV، به وسیله اثرات تفرق محدود می‌شوند. همچنین تفرق انرژی، تفکیک جانبی و جرمی قابل دستیابی با طیف‌سنجی پس‌پراکندگی و تفکیک عمق با روش NRA را نیز محدود می‌سازد. تفرق جانبی، بیشتر از اندازه نقطه‌ای باریکه روی سطح ماده، تفکیک فضایی قابل حصول با ریزسنجه هسته‌ای در لایه‌های ضخیم را تعریف می‌کند. با این حال، می‌توان به تفکیک فضایی در حدود 100 نانومتر برای چندین میکرون درون نمونه دست یافت. گسترش جانبی باریکه یونی با انرژی از مرتبه MeV به طور قابل ملاحظه‌ای کمتر از الکترون‌های با انرژی از مرتبه keV است. به همین دلیل با استفاده از ریزسنجه هسته‌ای می‌توان به تصاویری با تفکیک فضایی بالا از لایه‌های پایین‌تر در نمونه دست یافت.
توزیع اتلاف انرژی مربوط به یون‌های با انرژی از مرتبه MeV در حدود مقدار متوسط در عمق معین از ماده را می‌توان با یک توزیع گوسی به صورت زیر بیان نمود:
P(E)dE= 1/(√2π Ω_B ) exp(〖-E〗^2/〖2Ω_B〗^2 ) dE(2-7)
که در آن ΩB2 واریانس تفرق انرژی معروف به تفرق انرژی بوهر می‌باشد. در مدل بوهر برای تفرق انرژی، فرض می‌شود در برخورد بین یون‌های کاملاً لخت شده و الکترون‌های اتمی، سهم غالب برای تفرق انرژی است، که این موضوع در خصوص یون‌های با انرژی بالا صادق است. در حالت انرژی پایین، یون‌ها کاملاً یونیزه نشده و نظریه اصلی بوهر نیاز به تصحیح دارد. در حالت با انرژی بالا، واریانس تفرق انرژی بعد از طی مسافت z در ماده به صورت زیر بیان می‌شود:
ΩB2= 4π Z12e4NZ2z(2-8)
این معادله نشان می‌دهد که 2ΩB با افزایش چگالی منطقه‌ای الکترون‌ها، NZ2z، افزایش یافته و مقدار آن مستقل از انرژی یون می‌باشد. شکل (2-4) مقدار ΩB2 را به صورت تابعی از عدد اتمی در لایه‌ای به ضخامت μm 1 که توسط یون پروتون با انرژی از مرتبه MeV پیمایش شده است، نشان می‌دهد.
شکل (2-4) تفرق انرژی پروتون‌های با انرژی از مرتبه MeV در عبور از لایه‌ای به ضخامت μm 1 بر حسب عدد اتمی [10].
2-2 اصول ریزسنجه هسته‌ای
در اینجا پیرامون نحوه استفاده از فرایندهای برهمکنش یون- ماده در ریزسنجه هسته‌ای بحث می‌کنیم. این موضوع ایده‌ای از میکروسکوپی هسته‌ای ایجاد می‌نماید. در این قسمت ابتدا مطالبی پیرامون فرایندهای پراکندگی معمول در برهمکنش یون- ماده که در زمینه تصویربرداری کار می‌کنند، ارائه می‌دهیم. سپس در ادامه، به بحث جزئی‌تر در خصوص دو روش پیکسی و آیبیل می‌پردازیم.
2-2-1 پراکندگی
پدیده پراکندگی، پایه و اساس میکروسکوپی با نور، الکترون‌های با انرژی از مرتبه keV و یا یون‌های با انرژی از مرتبه MeV، می‌باشد. در هر مورد، ذره فرودی توسط نمونه پراکنده شده و تصویری بر اساس ذرات پراکنده شده تشکیل می‌شود. به طور کلی فرایند پراکندگی را می‌توان به صورت زیر نوشت:
X (p, ṕ ) X́
که p ذره فرودی و ṕ محصول پراکندگی بوده که لزوماً با p یکسان نیست. تعداد ذرات پراکنده شده را می‌توان به صورت زیر نوشت:
Y(θs) = Qi Ns∫ σ(θs) dΩ(2-9)
که Y(θs) بازده ذرات در زاویه پراکندگی خاص θs، Ω زاویه فضایی29 آشکارسازی است که برای آشکارسازی ذارت پراکنده شده، استفاده می‌شود. تعداد ذرات فرودی روی نمونه Qi و Ns چگالی محلی مراکز پراکندگی، و σ(θs)، سطح مقطع پراکندگی است. تعداد حقیقی ذرات آشکارسازی شده به کارایی30 آشکارساز وابسته است.
روش‌های میکروسکوپی شامل الکترون‌های با انرژی از مرتبه keV یا نور، از سطح مقطع پراکندگی بسیار بزرگ در برهم‌کنش با ماده، بهره می‌گیرند. یعنی تصویری با کیفیت بالا در زمان واقعی حاصل شده و امکان مشاهده مستقیم نمونه را فراهم می‌کند.
در ریزسنجه هسته‌ای، باریکه ذرات باردار روی نقطه‌ی کوچکی متمرکز می‌شوند که پروب31 نامیده می‌شود. برای ایجاد تصویر، پروب در سراسر ناحیه مورد نظر روی نمونه روبش می‌شود. در طی این فرایند، ذرات پراکنده شده، تابش‌های تولیدی و یا دیگر پاسخ‌های نمونه، به طور دقیق به وسیله آشکارسازها، اندازه‌گیری می‌شوند. همان طور که گفته شد، ذرات پراکنده شده محدود به همان ذرات فرودی (مانند آنچه در فرایند TEM رخ می‌دهد) نمی‌باشند. فرایندهای پراکندگی که معمولاً برای ایجاد تصویر به وسیله یون‌های با انرژی از مرتبه MeV به کار می‌روند، با فرض p به عنوان ذره فرودی، به شرح زیر می‌باشند:
Sample (p, ṕ) SampleBack or forward scatteringSample (p, X-ray) SamplePIXESample (p, ṕ γ) SampleNRASample (p, eh) SampleIBICSample (p, hυ) SampleIBILجدول (2-1) فرایندهای پراکندگی برای ایجاد تصویر به وسیله یون‌های با انرژی از مرتبه MeV (با فرض p به عنوان ذره فرودی)
پاسخ‌ همه آشکارسازها به وسیله سیستم جمع‌آوری داده‌ها رقمی شده و به صورت طیف انرژی ثبت می‌شود. ایجاد نقشه شدت بر اساس پاسخ‌های انرژی مشخصه به عنوان تابعی از موقعیت پروب روی نمونه، ساده‌ترین راه برای تشکیل تصویر در ریزسنجه هسته‌ای می‌باشد. معمولا پاسخ مشخصه با پنجره‌ای در طیف انرژی تعیین می‌شود که این پنجره در محدوده مناسبی از انرژی تعریف شده است.
2-2-2 میکروسکوپی هسته‌ای
در میکروسکوپی هسته‌ای، تصاویری از نمونه با استفاده از تغییرات وسیع فرایند پراکندگی، تشکیل می‌شود. این تصاویر ویژگی‌هایی از نمونه را نشان می‌دهند که در سایر روش‌ها قابل مشاهده نیست. نفوذ به عمق پایین‌تری از سطح نمونه، با پراکندگی اندک، برای ایجاد پاسخ از ویژگی‎‌های پنهان، مهمترین توانایی کار با یون‌های با انرژی از مرتبه MeV است. به علاوه، پراکندگی یون با انرژی بالا، اغلب شامل برهم‌کنش نسبتاً ساده با ماده است. به همین دلیل سطح مقطع پراکندگی را می‌توان به طور تحلیلی محاسبه نمود. اغلب، پراکندگی رادرفورد برای عنصرسنجی نمونه استفاد می‌شود. آگاهی نسبت به توان توقف نمونه، برای تعیین مشخصات عمق در عناصر از روی طیف انرژی کمک می‌کند.
استفاده از فرایندهای پراکندگی در میکروسکوپی هسته‌ای جهت تشکیل تصویر را می‌توان به روش‌های باریکه با جریان کم32 و باریکه با جریان بالا33 تقسیم نمود. این دسته بندی بر اساس اندازه سطح مقطع پراکندگی و روش آشکارسازی پایه گذاری شده است. آشکارسازهای ذرات پراکنده شده و یا پرتو ایکس ساطع شده، معمولاً در چند سانتیمتری نمونه قرار داده شده و کسری از ذرات در دسترس را جمع می‌کنند. این کسر آشکارسازی شده به زاویه فضایی آشکارساز و کارایی آن بستگی دارد.
در روش‌های جریان بالا همچون RBS، PIXE، NRA، ERDA، CCM و IBIL، جریان باریکه‌ای به اندازه 100 پیکو آمپر برای ایجاد تصویری مناسب در زمانی قابل قبول (تقریباً یک ساعت) مورد نیاز است. در روش‌های جریان کم مانند IBIC، STIM که تصاویر مفیدی را در زمانی قابل قبول ایجاد می‌کنند، تنها جریان باریکه‌ای در حد چند فمتوآمپر (fA) لازم است.
اگرچه تصاویر، اطلاعات مفیدی از تغییرات فضایی نمونه را فراهم می‌کنند، اما معمولاً طیف انرژی ایجاد شده حاوی اطلاعات کمّی بسیار مهمی می‌باشد. بنابراین سیستم جمع‌آوری داده اجازه می‌دهد تا طیف انرژی منطبق بر نواحی خاص مورد نظر در نمونه را استخراج کنیم. شاید این نواحی تنها قسمتی از ناحیه تصویر شده را پوشش دهند. در واقع یکی از معمول‌ترین کاربردهای ریزسنجه‌‌های هسته‌ای، دسترسی به اطلاعاتی است که طیف انرژی نواحی مجاور در نمونه‌های کوچک را قابل مقایسه می‌کند.

دسته بندی : پایان نامه ارشد

دیدگاهتان را بنویسید