On anomalous diffusion of fast electrons through the silicon crystal

Cover Page

Cite item

Full Text

Abstract

Anomalous diffusion is a random process in which the root-mean-square displacement of a particle from the starting point depends nonlinearly on time. The possibility of such behavior for high energy particles moving through the crystal under conditions close to axial channeling was found earlier. In this case, the rapid displacement of particles in a plane transverse to atomic strings (Lévi flights) is due to the temporary capture of the particles in planar channels. In this work, by means of numerical simulation, the anomalous diffusion exponent was found for different values of the energy of electron transverse motion in the (100) plane of a silicon crystal. It has been established that in the case of electrons with an energy exceeding by 1 eV the height of the saddle point of the potential of a system of atomic chains [100], the results are consistent with those obtained earlier. It has been confirmed that the anomalous nature of diffusion is due to the possibility of short-term capture of particles in planar channels. With increasing transverse energy, this possibility disappears, and diffusion becomes normal (Brownian).

Full Text

ВВЕДЕНИЕ

Быстрая заряженная частица, движущаяся в кристалле вблизи одной из плотноупакованных атомами кристаллографических осей, может захватываться в образованную этими осями потенциальную яму, совершая финитное движение в плоскости, перпендикулярной соответствующей оси, и аномально глубоко проникая в кристалл. Такое явление называется аксиальным каналированием [1–5]. Движение частицы в режиме аксиального каналирования с хорошей точностью может быть описано как движение в поле непрерывного потенциала атомной цепочки, т.е. потенциала, усредненного вдоль оси цепочки. В этом случае сохраняется продольная компонента импульса частицы p, и задача о ее движении сводится к двумерной задаче о движении в поперечной плоскости. Совокупность параллельных атомных цепочек, лежащих в той или иной плотноупакованной плоскости, может образовать плоскостной канал с возможностью каналирования захваченной в него частицы. Интересная ситуация возникает, когда движение частицы в плоскостном канале слабоустойчиво. В этом случае частица, пройдя некоторый участок пути в плоскостном канале, выбывает из него (неустойчивость движения связана с неоднородностью потенциала набора атомных цепочек, формирующего плоскостной канал) и совершает хаотическое движение в периодическом поле цепочек атомов. Затем, найдя другой канал, она может на какое-то время попасть в него, и так далее. Такое движение частицы в кристалле напоминает так называемые полеты Леви (Lévi flights), известные в теории стохастических процессов (например, [6–10]). Такой режим движения представляет интерес, поскольку приводит к аномальной диффузии частиц.

Нормальная диффузия (броуновское движение) описывается следующим уравнением:

tfρ,t=a2x2+2y2fρ,t, (1)

где a — коэффициент диффузии, а двумерный случай с ρ=x,y как раз соответствует рассматриваемому движению частиц в поперечной к атомным цепочкам кристалла плоскости. Его решение с начальным распределением диффундирующих частиц в виде δ-функции,

fρ,0=δxδy, (2)

имеет вид:

fρ,t=14πatexpρ24at=1πρ2expρ2ρ2 (3)

(любой учебник математической физики, например, [11, 12]), т.е. среднеквадратичное смещение частиц из начальной точки зависит от времени линейно:

ρt2=at. (4)

Ситуация же, когда зависимость этой величины от времени нелинейна:

ρt2 ~tμ, (5)

где µ отлично от единицы, носит название аномальной диффузии.

В [13, 14] было обнаружено, что такое поведение возможно для частиц высоких энергий, движущихся в кристалле в условиях, близких к условиям аксиального каналирования. В этом случае быстрое (μ>1) смещение частицы в поперечной атомным цепочкам плоскости обусловлено описанным выше временным захватом частиц в плоскостные каналы. В настоящей работе путем численного моделирования найден показатель для различных значений энергии поперечного движения электронов в плоскости (100) кристалла кремния. Установлено, что поведение системы качественно согласуется с результатами [13–15], однако количественные результаты допускают неоднозначную интерпретацию.

МЕТОДИКА

Движение релятивистской частицы под малым углом к плотноупакованной атомной цепочке с хорошей точностью описывается так называемым непрерывным потенциалом, т.е. потенциалом атомов, усредненным вдоль оси цепочки. В работе непрерывный потенциал отдельной атомной цепочки аппроксимирован формулой [1]:

U1x,y=U0ln1+βR2x2+y2+αR2, (6)

где для цепочки [100] кристалла кремния U0 = 66.6 эВ, α = 0.48, β = 1.5, R = 0.194 Å (радиус Томаса–Ферми), знак “минус” учитывает притягивающий характер потенциала цепочки для налетающего электрона. Такие цепочки образуют в плоскости (100) квадратную решетку с периодом a = az/22  1.92 Å, где az — период решетки кремния, и движение электрона происходит в поле суммарного потенциала всех атомных цепочек кристалла. В используемом алгоритме он аппроксимирован конечной суммой потенциалов 25 ближайших цепочек (рис. 1):

Ux,y=i=22j=22U1x+ia,y+ja. (7)

 

Рис. 1. Потенциальная энергия (7) электрона, движущегося вблизи направления [100] кристалла кремния.

 

Уравнение движения релятивистской частицы электрона может быть записано в виде [1, 16]:

dvdt=c2EF1c2vvF, (8)

где v — скорость частицы, F=U — действующая на частицу сила, c — скорость света в вакууме, E=mc21v2/c21/2 — энергия частицы. В случае движения частицы высокой энергии под малым углом Ψ и силы, действующей лишь в поперечной плоскости (что, как отмечено выше, приводит к сохранению продольной компоненты импульса p), уравнение движения в этой плоскости с хорошей точностью может быть сведено к формальному виду нерелятивистского уравнения движения:

dvdt=c2E, (9)

в котором величина E/c2 играет роль массы частицы, а E=m2c4+p2c21/2 — энергия продольного движения [1]. Для его численного интегрирования использован алгоритм Верле в скоростной форме (velocity Verlet algorithm) [17]. Шаг по времени выбран таким образом, что

cΔt=10 Å. (10)

Для нахождения среднеквадратичного смещения частицы как функции времени ρt2 моделируют 104 траекторий, начальные положения которых x0,y0 разыгрываются в пределах центральной ячейки потенциала (7). На границах этой ячейки на локальную траекторию частицы накладываются периодические граничные условия, информация о глобальном смещении частицы относительно центральной ячейки накапливается.

РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

Для всех моделируемых траекторий начальную скорость выбирают из выражения для заданного значения энергии поперечного движения:

E=Ev022c2+Ux0,y0. (11)

В одной серии моделирования направление начальной скорости выбирали для частицы случайным образом (как в [13–15]), а в другой все начальные скорости были выбраны в положительном направлении оси x (т.е. трехмерный вектор начальной скорости лежал в плоскости (110) кристалла кремния), как это имело бы место в случае падения на кристалл пучка электронов. Здесь и далее будем (как и в [13–15]) отсчитывать E от седловой точки потенциала (7), находящейся вблизи центральной ячейки (отмечена точкой на рис. 1). В [13] моделирование было выполнено для единственного значения E=1 эВ, траектории частиц в поперечной плоскости прослеживали вплоть до глубин проникновения l = ct = 10 мм (для выбранной энергии электронов E = 10 ГэВ скорость продольного смещения с хорошей точностью можно считать равной скорости света в вакууме), что при выборе шага по времени (10) соответствует числу шагов по времени N = 107.

Пример типичной траектории электрона в поперечной плоскости представлен на рис. 2. На нем видно, каким именно образом возникает аномальная диффузия: частица время от времени захватывается в плоскостной канал и быстро удаляется от области предшествующей локализации, что и представляет собой полеты Леви, приводящие к супердиффузии в поперечной плоскости.

 

Рис. 2. Типичная траектория электрона в поперечной направлению [100] кристалла кремния плоскости. Энергия поперечного движения электрона 0.5 эВ.

 

В настоящей работе в развитие [13–15] выполнено моделирование траекторий электронов для значений энергии поперечного движения 0.5, 1, 1.5, 2, 2.5 и 3 эВ. Рассматривали начальные условия двух типов: (а) случайный разброс по азимуту направлений падающих электронов, как в [13–15]; (б) одинаковое азимутальное направление всех начальных частиц, соответствующее пучку из ускорителя, падающему параллельно плоскости (110). Для двух типов начальных условий на рис. 3 представлены в логарифмическом масштабе найденные в результате моделирования зависимости ρt2 для электронов с энергией из этого набора. Угол наклона такой кривой позволяет судить о показателе степени µ в (5) в зависимости от времени. В первых трех случаях в пределе больших глубин проникновения в кристалл заметно превышает единицу, что свидетельствует об аномальном характере диффузии частиц в поперечной плоскости. В оставшихся трех случаях энергия поперечного движения значительно превышает высоту потенциальных барьеров. Поэтому захват частицы в плоскостные каналы на значительное время не происходит, и показатель μ близок к единице, т.е. процесс диффузии носит нормальный (броуновский) характер. Как показано в [13], такая же диффузия имеет место в системе случайно расположенных параллельных цепочек.

 

Рис. 3. Найденные численно временные зависимости ρt2 в логарифмическом масштабе для электронов с энергией поперечного движения 0.5 (тонкая сплошная линия), 1 (тонкая штриховая линия), 1.5 (тонкая штрихпунктирная линия), 2 (толстая сплошная линия), 2.5 (толстая пунктирная линия) и 3 эВ (толстая штриховая линия) для вариантов (а) и (б) выбора начальных условий. В случае второго варианта на кривой для электронов с E=1 эВ кружком и точкой отмечены значения t0, использованные на рис. 4.

 

Зависимость показателя степени µ в (5) от времени в [13–15] предложено брать из найденной в результате моделирования зависимости ρt2, вычисляя отношение

μt=lnρt2/ρt02lnt/t0, (12)

где t0 — некоторый стандартный момент времени, t0t, причем в [13, 14] значение t0 не конкретизируется, а в [15] упоминается, что оно соответствует глубине проникновения l = 1 мм. Однако к получаемым таким образом результатам следует относиться с осторожностью, поскольку формула (12) дает однозначный результат лишь в случае не зависящего от времени показателя µ. Действительно, аппроксимация полученной в результате моделирования функции ρt2 степенной зависимостью (5) будет иметь вид:

ρt2=ρt02t/t0μt, (13)

где деление на t0 необходимо, чтобы аргумент степенной функции сделать безразмерным. Нетрудно понять, что для заданной функции времени в левой части (13) различный выбор t0 будет приводить к различным значениям показателя μt, вычисляемого по формуле (12). Эти различия иллюстрирует рис. 4, на котором представлены графики μt, полученные по формуле (12) для ct0=1 мм (как в [15]) и ct0=9.5 мм, а также как производная функции, аппроксимирующей логарифмическую кривую на рис. 3б, соответствующую E=1 эВ, полиномом 25-й степени. Кроме того, на график нанесены точки, соответствующие найденным численно значениям наклона касательных к логарифмической кривой на рис. 3б.

 

Рис. 4. Графики μ(t) в случае E=1 эВ, полученные по формуле (12) для ct0=1 мм (пунктирная линия) и ct0=9.5 мм (штриховая линия), а также как производная функции, аппроксимирующей логарифмическую кривую на рис. 4 полиномом 25-й степени (сплошная линия). Точки соответствуют найденным численно значениям наклона касательных к логарифмической кривой на рис. 3б.

 

На рис. 5 приведены кривые зависимости μt для всех исследованных значений , рассчитанные по формуле (12) для ct0=1 мм (разрывы на кривых соответствуют исключенной области малых знаменателей в (12) вблизи t0). Во второй и четвертой колонках (для вариантов различных начальных условий соответственно) табл. 1 приведены значения μt, достигаемые при ct →10 мм. Отметим, в частности, что в случае E=1 эВ получен показатель μt= 1.67 для выбора (а) начальных условий и 1.57 для выбора (б), что близко к полученному в [13–15] значению 1.51. Для исследования асимптотического поведения диффузии электронов в поперечной плоскости при больших временах (соответствующих большим глубинам проникновения в кристалл) интерес могут представлять значения µend, соответствующие наклону логарифмических кривых на рис. 3 при ct →10 мм. Эти значения приведены в третьей и пятой колонках таблицы, а также отмечены горизонтальными линиями по правому краю рис. 5а, б.

 

Таблица 1. Степенной показатель диффузии на максимальной глубине проникновения в кристалл, рассчитанный по формуле (12) для ct0=1 мм (µ), а также по наклону касательной к логарифмической кривой, отображающей результаты моделирования на рис. 3 (µend) для начальных условий двух типов: случайный разброс электронов по азимутальным направлениям (а) и параллельный пучок электронов (б)

E, эВ

Начальные условия (а)

Начальные условия (б)

µ

µend

µ

µend

0.5

1.68

1.65

1.88

1.79

1.0

1.67

1.93

1.57

1.75

1.5

1.70

1.89

1.69

1.90

2.0

1.05

1.19

1.06

1.19

2.5

1.01

1.01

1.00

1.02

3.0

0.99

1.02

1.01

0.99

 

Рис. 5. Зависимости μ(t) для всех исследованных значений E, рассчитанные по формуле (12) для ct0=1 мм для вариантов (а) и (б) выбора начальных условий; типы линий соответствуют рис. 3. Короткие горизонтальные линии на рисунках справа соответствуют значениям µend из табл. 1.

 

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В работе выполнено моделирование движения ансамбля электронов высокой энергии, движущихся в кристалле кремния под малым углом к оси [100], ненамного превышающим критический угол аксиального каналирования. В случае, когда энергия движения электронов в поперечной плоскости незначительно превышает высоту потенциальных барьеров, создаваемых системой атомных цепочек кристалла, результаты моделирования показывают аномальную диффузию в поперечной плоскости. Эти результаты качественно согласуются с результатами [13–15], где это явление было впервые обнаружено при прохождении частиц высоких энергий через кристалл. В дополнение к [13–15] был исследован набор различных значений энергии поперечного движения электронов. Показано, что с увеличением E характер движения приближается к нормальной (броуновской) диффузии, что обусловлено исчезновением возможности захвата электрона в плоскостные каналы. Другим результатом работы является демонстрация неоднозначности извлекаемой с помощью подхода [13–15] зависимости степенного показателя диффузии от времени. Таким образом, количественная характеристика аномальной диффузии, извлекаемая из результатов моделирования, нуждается в уточнении перед использованием в дальнейших приложениях, таких как описание диффузии кинетическими уравнениями с пространственными производными дробного порядка [8, 11, 18]. В то же время качественно случаи аномальной и нормальной диффузии заметно различаются независимо от деталей используемой процедуры. Отметим также, что в работе были исследованы начальные условия двух типов: случайный разброс направлений падающих электронов по азимуту, как в [13–15], и параллельный пучок падающих частиц. Качественный характер диффузии в поперечной плоскости в обоих случаях один и тот же.

КОНФЛИКТ ИНТЕРЕСОВ

Авторы данной работы заявляют, что у них нет конфликта интересов.

×

About the authors

V. V. Syshchenko

Belgorod State University

Author for correspondence.
Email: syshch@yandex.ru
Russian Federation, Belgorod, 308015

A. I. Tarnovsky

Belgorod State University

Email: syshch@yandex.ru
Russian Federation, Belgorod, 308015

V. I. Dronik

Belgorod State University

Email: syshch@yandex.ru
Belgorod, 308015

References

  1. Ахиезер А.И., Шульга Н.Ф. Электродинамика высоких энергий в веществе. М.: Наука, 1993. 344 с.
  2. Ахиезер А.И., Шульга Н.Ф., Трутень В.И., Гриненко А.А., Сыщенко В.В. // УФН. 1995. Т. 165. № 10. С. 1165. https://doi.org/10.3367/UFNr.0165.199510c.1165
  3. Gemmel D.S. // Rev. Mod. Phys. 1974. V. 46. P. 129. https://doi.org/10.1103/RevModPhys.46.129
  4. Uggerhøj U.I. // Rev. Mod. Phys. 2005. V. 77. P. 1131. https://doi.org/10.1103/RevModPhys.77.1131
  5. Lindhard J. // Kongel. Dan. Vidensk. Selsk., Mat.-Fys. Medd. 1965. V. 34. № 14. P. 1.
  6. Bouchaud J.-P., Georges A. // Phys. Rep. 1990. V. 195. P. 127. https://doi.org/10.1016/0370-1573(90)90099-N
  7. Shlesinger M.F., Zaslavsky G.M., Klafter J. // Nature. 1993. V. 363. P. 31. https://doi.org/10.1038/363031a0
  8. Metzler R., Klafter J. // Phys. Rep. 2000. V. 339. P. 1. https://doi.org/10.1016/s0370-15730000070-3
  9. Zaslavsky G.M. // Phys. Rep. 2002. V. 371. P. 461. https://doi.org/10.1016/S0370-1573(02)00331-9
  10. Chechkin A.V., Klafter J., Gonchar V.Yu., Metzler R., Tanatarov L.V. // Phys. Rev. E. 2003. V. 67. 010102 (R). https://doi.org/10.1103/PhysRevE.67.010102
  11. Тихонов А.Н., Самарский А.А. Уравнения математической физики. М.: Наука, 1977. 736 с.
  12. Мэтьюз Дж., Уокер Р. Математические методы физики. М.: Атомиздат, 1972. 392 с.
  13. Greenenko A.A., Chechkin A.V., Shul’ga N.F. // Phys. Lett. A. 2004. V. 324. P. 82. https://doi.org/10.1016/j.physleta.2004.02.053
  14. Shul’ga N.F., Greenenko A.A., Truten’ V.I. // Ukr. J. Phys. 2006. V. 51. № 2. P. 147.
  15. Шульга Н.Ф. Некоторые вопросы теории рассеяния быстрых частиц в веществе и во внешних полях. Киев: Наукова думка, 2010. 199 с.
  16. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Теория поля. М.: Наука, 1988. 512 с.
  17. Гулд Х., Тобочник Я. Компьютерное моделирование в физике. Ч. 1. М.: Мир, 1990. 349 с.
  18. Brockmann D., Geisel T. // Phys. Rev. Lett. 2003. V. 90. Р. 170601. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.90.170601

Supplementary files

Supplementary Files
Action
1. JATS XML
2. Fig. 1. Potential energy (7) of an electron moving near the [100] direction of a silicon crystal.

Download (13KB)
3. Fig. 2. Typical trajectory of an electron in the plane transverse to the [100] direction of a silicon crystal. The energy of the transverse motion of an electron is 0.5 eV.

Download (29KB)
4. Fig. 3. Numerically found time dependences in logarithmic scale for electrons with transverse motion energy of 0.5 (thin solid line), 1 (thin dashed line), 1.5 (thin dash-dotted line), 2 (thick solid line), 2.5 (thick dotted line) and 3 eV (thick dashed line) for variants (a) and (b) of initial conditions. In the case of the second variant, the values ​​of t0 used in Fig. 4 are marked with a circle and a dot on the curve for electrons with eV.

Download (27KB)
5. Fig. 4. Graphs in the case of eV, obtained by formula (12) for mm (dotted line) and mm (dashed line), and also as a derivative of the function approximating the logarithmic curve in Fig. 4 by a polynomial of the 25th degree (solid line). The points correspond to the numerically found values ​​of the slope of the tangents to the logarithmic curve in Fig. 3b.

Download (11KB)
6. Fig. 5. Dependencies for all studied values, calculated using formula (12) for mm for options (a) and (b) of choosing initial conditions; line types correspond to Fig. 3. Short horizontal lines in the figures on the right correspond to the values ​​of µend from Table 1.

Download (26KB)

Copyright (c) 2024 Russian Academy of Sciences

Согласие на обработку персональных данных с помощью сервиса «Яндекс.Метрика»

1. Я (далее – «Пользователь» или «Субъект персональных данных»), осуществляя использование сайта https://journals.rcsi.science/ (далее – «Сайт»), подтверждая свою полную дееспособность даю согласие на обработку персональных данных с использованием средств автоматизации Оператору - федеральному государственному бюджетному учреждению «Российский центр научной информации» (РЦНИ), далее – «Оператор», расположенному по адресу: 119991, г. Москва, Ленинский просп., д.32А, со следующими условиями.

2. Категории обрабатываемых данных: файлы «cookies» (куки-файлы). Файлы «cookie» – это небольшой текстовый файл, который веб-сервер может хранить в браузере Пользователя. Данные файлы веб-сервер загружает на устройство Пользователя при посещении им Сайта. При каждом следующем посещении Пользователем Сайта «cookie» файлы отправляются на Сайт Оператора. Данные файлы позволяют Сайту распознавать устройство Пользователя. Содержимое такого файла может как относиться, так и не относиться к персональным данным, в зависимости от того, содержит ли такой файл персональные данные или содержит обезличенные технические данные.

3. Цель обработки персональных данных: анализ пользовательской активности с помощью сервиса «Яндекс.Метрика».

4. Категории субъектов персональных данных: все Пользователи Сайта, которые дали согласие на обработку файлов «cookie».

5. Способы обработки: сбор, запись, систематизация, накопление, хранение, уточнение (обновление, изменение), извлечение, использование, передача (доступ, предоставление), блокирование, удаление, уничтожение персональных данных.

6. Срок обработки и хранения: до получения от Субъекта персональных данных требования о прекращении обработки/отзыва согласия.

7. Способ отзыва: заявление об отзыве в письменном виде путём его направления на адрес электронной почты Оператора: info@rcsi.science или путем письменного обращения по юридическому адресу: 119991, г. Москва, Ленинский просп., д.32А

8. Субъект персональных данных вправе запретить своему оборудованию прием этих данных или ограничить прием этих данных. При отказе от получения таких данных или при ограничении приема данных некоторые функции Сайта могут работать некорректно. Субъект персональных данных обязуется сам настроить свое оборудование таким способом, чтобы оно обеспечивало адекватный его желаниям режим работы и уровень защиты данных файлов «cookie», Оператор не предоставляет технологических и правовых консультаций на темы подобного характера.

9. Порядок уничтожения персональных данных при достижении цели их обработки или при наступлении иных законных оснований определяется Оператором в соответствии с законодательством Российской Федерации.

10. Я согласен/согласна квалифицировать в качестве своей простой электронной подписи под настоящим Согласием и под Политикой обработки персональных данных выполнение мною следующего действия на сайте: https://journals.rcsi.science/ нажатие мною на интерфейсе с текстом: «Сайт использует сервис «Яндекс.Метрика» (который использует файлы «cookie») на элемент с текстом «Принять и продолжить».