Формирование зарядовых и возбужденных состояний атомных частиц средних энергий, отраженных от поверхности металла тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.04 ВАК РФ

ОРДЕНА ДРУЖБЫ НАРОДОВ АКАДЕМИЯ НАУК РЕСПУБЛИКИ УЗБЕКИСТАН ИНСТИТУТ ЭЛЕКТРОНИКИ им. У.А. АРИФОВА

На правах рукописи УДК 621.385

ФЕРЛЕГЕР Владимир Хилевич

ФОРМИРОВАНИЕ ЗАРЯДОВЫХ И ВОЗБУЖДЕННЫХ СОСТОЯНИЙ АТОМНЫХ ЧАСТИЦ СРЕДНИХ ЭНЕРГИЙ, ОТРАЖЕННЫХ ОТ ПОВЕРХНОСТИ МЕТАЛЛА

01.04.04 — физическая электроника

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Москва — 1992

Работа выполнена в Институте электроники имени У.А.Арифова Академии наук Республики Узбекистан

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук Мартыненко Г.Б. доктор физико-математических наук, профессор Петров Н.К. доктор физико-математических наук, профессор Юрасова З.Е.

Ведущая организация - Научно-исследовательский Институт

ядерной физихи при МГУ им.Ломоносова

Защита состоится " "_ 1 9 9 2 г. в_часов

на заседании специализированного совета по физике плазмы и управляемому термоядерному синтезу з РНЦ "Курчатовский институт" ( Д С34.04.01) по адресу: 123182, Москва, пл.И.В.Курчатова

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Российского научного центра "Курчатовский институт"

Автореферат разослан " "_1992г.

Ученый секретарь Специализированного

совета , __

кандидат физико-математических наук '^^¿'^••¿^С.Б.Карташев

П'' " ' ЬБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Бомбардировка поверхности твердых тел пуч-сами ускоренных ионов инициирует разнообразные вторично-эмиссионные 1роцессы, закономерности которых тщательно изучаются в настоящее фёмя в связи с целым рядом фундаментальных и, особенно, прикладных 18ДВЧ.

р

С общефизической точки зрения в этой области, пограничной как ! хорошо изученными разделами: физикой твердого тела, атомной физи-:ой, оптикой, так и с быстро развивающимися: физикой плазмы, физи-:ой и химией поверхности - могут иметь место новые нетривиальные акономерности.

С точки зрения прикладной физики без ясного понимания природы влений, сопутствующих ионной бомбардировке, невозможно корректное ешение таких актуальных задач, как'создание количественных методов иагностики поверхности твердых тел с помощью ионных пучков, конст-уирование НГД-генераторов, создание новых материалов с заданными войствами, изготовление сильноточных эмиттеров, выбор оптималь-ых материалов для первой стенки управляемого термоядерного аактора.

Одна из самых сложных проблем, возникающая при исследовании заимодействия ионных пучков с поверхностью твердого тела, связана измерением и расчетом вероятностей возбуждения и ионизации частиц, глетающих от его поверхности. Имевшиеся здесь до последнего време-* немногочисленные результаты измерений плохо согласуются между • >бой и резко противоречат предсказаниям существующих теорий. Между ¡м, без знания фундаментальных закономерностей зарядообразования возбуждения невозможен прогресс в большой совокупности важных »дач.

Так, отсутствие надежных сведений о вероятности ионизации

существенно снижает информационную ценность измерений энергетических спектров рассеянных, выбитых и распыленных ионов, проводимых в целях диагностики состава и структуры поверхностей. Действительно, получение количественных характеристик из таких измерений невозможно в принципе, и даже качественные выводы в некоторых случаях могут оказаться неверными. Пусть, например, некоторая поверхностная структура ( А ) дает четкий сигнал в ионном спектре, а другая ( В ) в этом спектре не проявляется. Это не обязательно означает, что А. доминирует на поверхности, а В отсутствует, так как частицы, взаимодействовавшие с А могут отлетать преимущественно в виде ионов, а от В - в виде нейтралей.

Аналогичные трудности испытывает и ионно-фотонная спектроскопия ( ИФС ). Так, при бомбардировке загрязненных поверхностей

с.

в плохих вакуумных условиях (остаточное давление

Р « IO-0 Topp)

в спектрах ионно-фотонной эмиссии ( ИФЭ ) наблюдаются линии частиц бомбардирующего пучка и вещества мишени, а линии атомов адсорбированных газов отсутствуют, что вовсе не означает отсут-' ствие их на поверхности мишени. '

Не менее важную роль играют эти закономерности и в процессах взаимодействия горячей плазмы с первой, стенкой термоядерного реактора. Здесь, в дополнение к масс- и энергообмену плазмы со стенкой, с учетом как кинетической энергии частиц, так и потенциальной энергии ионизации и возбуждения - можно ввести и понятие зарядообмена. От количества частиц, возвратившихся в плазму в виде нейтралей в основном, либо возбужденном состоянии будет зависеть ее дальнейшее поведение в электромагнитных полях и состояние поверхности стенки реактора.

Отметим также, что прогресс в данном направлении ценен и потому, что существенным элементом процессов формирования зарядовых и возбужденных состояний рассеянных частиц является их

ектронный обмен с поверхностью твердого тела. В этом смысле и аналогичны процессам вторичной ионной и ионно-электронной иссии, а также ионно- и электронно-стимулированной десорбции, едовательно,'по мере преодоления трудностей данной задачи в рспективе возможно создание единой теории вторично-эмиссионных лений.

Целью работы является установление механизмов формирования рядовых и возбужденных состояний атомных частиц средних энергий 100 эВ^Е ^Ер, Ер« ип , УР - скорость электронов на овне Ферми металла, т - масса частицы ), отлетающих от поверх-сти металла, вычисление степеней ионизации и возбуждения таких стиц, их угловых и энергетических распределений в зависимости параметров бомбардирующего пучка, состояния поверхности мишени, рмы траектории движения, а также приложение полученных резуль-гов к задачам диагностики химического состава и структуры реаль-с поверхностей на атомном уровне.

Научная новизна работы заключается в следующих основных зультатах, полученных впервые:

Предложен единый простой механизм формирования зарядовых и »бужденных состояний частиц, отлетающих от поверхности металла, сонкурирующих процессах захватов и потерь электронов, позволив-I непротиворечиво интерпретировать широкую совокупность экспе-«ентальных данных по угловым и энергетическим распределениям эяженных и возбуждённых атомных частиц и их зависимостям от змы траектории движения, состава, атомарной и электронной струк-)ы поверхности мишени в условиях ионной бомбардировки.

Установлены закономерности образования характеристических сов радужного рассеяния и получены аналитические формулы для ¡нки критических энергий их появления. Показано, что такие пики •ут наблюдаться как при квдзиоднократном рассеянии от чистых

поверхностей за счет конкуренции упругих и неупруг юс потерь энергии, так и при кратной рассеянии от поверхности с субмонослой ним атомным и молекулярным покрытием и в спектрах атомов отдачи. В последнем случае радужные пики формируются либо за счет сгущени траекторий вблизи предельного угла рассеяния, когда первое столкновение налетающего иона массы происходит с атомом поверхнос ти массы км ь, а второе - с адсорбированным атомом массы .

если выполняется неравенство тг> > , либо за счет явле-

«

ния фокусировки.

3. Разработана методика расчета ориентационных эффектов в степен ионизации рассеянных частиц, учитывающая вклад в процессы электро ного обмена отлетающей частицы с поверхностью от отдельных ее атомов.

4. Показано, что хотя коэффициент ионно-электронной эмиссии в целом является аддитивной величиной,' форма энергетических спектро характеристических оже-элек1ронов, наблюдаемых пь.' бомбардировке поверхностей молекулярными ионами, является неаддитивной. Физичес кая причина неаддитивности заключается в том, что оже-релаксация вакансии во внутренней оболочке атома мишени, образованной при жестком столкновении с одним из атомов молекулы, происходит в электрическом поле другого, частично ионизированного ее атома.

5. Проведены расчеты допплеровских профилей спектральных линий рассеянных возбужденных легких атомов путем свертки вероятности возбуждения с достаточно точной функцией углового и энергетического распределения рассеянных частиц,-полученной нами в модели двукратного рассеяния с учетом ослабления потока частиц в веществе. Показано, что проведенные в 70-е годы в ряде работ такого рода расчеты с грубо приближенной функцией рассеяния приводят к неверному выводу о справедливости общепринятой в то время двух-этапной модели формирования возбужденных состояний рассеянных

частиц. Предложен способ восстановления вида функции вероятности возбуддения по форме допплеровских профилей спектральных линий путем решения обратной задачи рассеяния.

5. Предложен механизм формирования возбужденных состояний кластерных и молекулярных-ионов за счет неадиабатических переходов типа Ландау - Зинера, посредством которых кинетическая энергия вдерной подсистемы комплексной частицы передается в ее электронно подсистему. Данный механизм позволяет получить правильный юрядок величины для аномально высокой интенсивности квазинепре-швного излучения и пенять причину этой аномалии, заключающейся I том, что формирование возбужденных состояний комплексных час-•иц в отличие от атомных происходит на отлете вне области эффективного электронного обмена с поверхностью, где процессы безыз-учательного довозбуждения маловероятны. '

Научная и практическая ценность полученных результатов.Раз-аботанные представления о механизме формирования зарядовых и озбужденных состояний позволяют, исходя из достаточно простых редположений о процессах электронного обмена отлетающих частиц поверхностью металла, с единой точки зрения объяснить разнооб-азныа и противоречивые на первый взгляд экспериментальные данные.

С другой стороны, очевидная аналогия между предложенным еханизмом и тем, который имеет место при формировании заевленно-

тей электронных оболочек.частиц, движущихся в газовой среде,

/

значает, что для электронных переходов с участием электронов гталла, происходящих за время, сравнимое со временем туннелиро-ания электрона твердого тела от узла к узлу кристаллической ре-этки, делокализация электронов внешних оболочек, по-видимому, з успевает произойти. Исходя из этих представлений, нами была 1едсказвна ориентационная чувствительность степени ионмзации, ^следствии обнаруженная экспериментально. Ориентационно-чувст-

вительными оказались и характеристики спектров излучения.

Установленная неаддитивность формы энергетических спектров характеристических оже-злектронов дает уникальную возможность экспериментального исследования быстропротекаюцих процессов эле1 тронного обмена за счет наличия естественного и контролируемого масштаба времени того же порядка - равного промежутку времени между столкновениями с поверхностью первого и второго атома дву: атомной молекулы.

Предложенный новый механизм формирования возбужденных состояний комплексных частиц позволил получить ответ на вопрос, обсуждавшийся в литературе в течение пятнадцати лет: почему столь резко различны свойства дискретных и непрерывных компонент в спектрах ИФЭ. Основная физическая причина - в разных способах возбуждения: за счет электронного обмена с поверхностью в случа« линий и за счет внутренней энергии комплекса при излучении непрерывной компоненты.

Практическая ценность ряда полученных результатов состоит 1 том, что они представляют собой физическую основу для создания новых методов диагностики поверхности. Непосредственно диагностическими являются следующие результаты, также полученные вперв)

1) Показано, что ориентационно-чувствительные спектры степени ионизации позволяют определить характер расположения на поверхности кристалла двухатомных адсорбированных молекул, определить расстояния между атомами адсорбированной молекулы и между молекулой и поверхностью.

2) Установлено, что по измеряемым характеристикам пиков двукратного радужного рассеяния, наблюдаемых в спектрах отраженных и выбитых частиц при ионной бомбардировке поверхностей с субмон« слойным покрытием, можно определить следующие параметры адсорбционных состояний:

- в

- координаты адсорбированных атомов относительно ближайшего атома поверхности с точностью до 10"^ см;

- полное число адсорбированных состояний;

- сечение ионно- и электронно-стимулированных десорбций, а также коэффициенты прилипания для каждого адсорбированного состояния.

Кроме того, метод позволяет исследовать кинетику перехода I одних адсорбированных состояний в другие при изменении условий I поверхности мишени.

Предложен способ исследования вторично-эмиссионных процессов условиях контролируемого покрытия поверхности внедренными час-цами бомбардирующего пучка, позволяющий производить диагности-■ быстрораспыляемых компонент субмонослойных покрытий.

На защиту выносятся:

1. Механизм и модель формирования заселенностей основных и збужденных уровней атомов и ионов за счет конкурирующих процес-в захватов и потерь электронов, происходящих как внутри, так и е металла, позволяющий с одной точки зрения описать широкую вокупность экспериментальных данных.

2. Методы расчета энергетических и угловых распределений ряженных и возбужденных частиц, отлетающих от чистых металли-ских поверхностей и от поверхностей с субмонослойными покрытии, содержащих характеристические пики.

3. Методы расчета ориентационно- и структурно-чувствитель-й степени ионизации частиц, отраженных от монокристаллических верхностей.

4. Механизм формирования неаддитивных спектров характерис-ческих оже-электронов, позволивший установить связь между из-эяемыми характеристиками этих спектров и эффективным зарядом нов в приповерхностной области.

5. Методические основы способов определения ряда констант, характеризующих адсорбционные состояния атомов и двухатомных молекул по измеряемым параметрам характеристических пиков в спектрах отлетающих частиц.

6. Методы расчета допплеровских профилей спектральных линий и способ восстановления вида функции вероятности возбуждения по форме таких контуров.

V. Механизм и модель формирования возбужденных состояний кластерных и молекулярных частиц за счет обмена энергией между их ядерными и электронными подсистемами.

Исследования, нашедшие отражение в диссертационной работе, внесли определенный вклад в развитие теоретических представлений о процессах формирования зарядовых и возбужденных состояний частиц отлетающих от поверхности твердого тела. По нашему мнению этот вклад дает основание для следующей формулировки развитого нового направления': "Исследование злектроннооб'менных про; ,ссов в системе "отлетающая частица - поверхность металла" в газоподобной модели твердого тела". Данное направление позволяет с единой точки зрения дать качественную интерпретацию широкой совокупности экспериментальных данных, стимулировать новые эксперименты, создать методические основы ряда новых способов диагностики поверхности.

Апробация работы. Основные результаты исследований, ¡вошедшие в диссертацию, докладывались и обсуждались на: ХУП, XIX, XX и XXI Всесоюзных конференциях по эмиссионной электронике ( Ленинград, 1979; Ташкент, 1984; Киев 1987; Ленинград, 1991 ) ; УН, УШ, IX и X Всесоюзных конференциях по взаимодействию атомных частиц с твердым телом ( Минск, 1984; Москва, 1987, Москва,1989; Москва, 1991 ) ; Всесоюзных совещаниях-семинарах по диагностике поверхности ионными пучками ( Донецк, 1980; Ужгород, 1985, Донецк 1988;.Одесса, 1990 ) ; Всесоюзной конференции по диагностике по-

н

ерхности (Каунас, 1966) ; УН Всесоюзной конференции по физике низкотемпературной плазмы (Ташкент, 1987)

Публикации. Результаты диссертации опубликованы в тезисах и сборниках трудов перечисленных конференций, а также в написанной в соавторстве монографии, в двух монографических сборниках ж 18 статьях. Разработанные способы диагностики поверхности ващищены двумя авторскими свидетельствами.

Использованные в диссертации результаты теоретических работ, ¡ыполненных в соавторстве с коллегами, получены при непосредст- • ¡енном участии автора на всех этапах исследований или выполнены юд его руководством. Положения, выносимые на защиту, принадле-[ат лично автору.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введе-:ия, пяти глав , заключения и спибка цитируемой литературы. Она . ¡одержит 218 страниц машинописного текста, 70 рисунков, 2 таб-ицы и список литературы, включающий 235 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обосновывается актуальность поставленной задачи, оказаны ее научное, и практическое значение, а также степень овизны полученных результатов. Сформулирована цель исследований, риведены основные положения, выносимые на защиту.

В первой главе представлен обзор экспериментальных данных существующих теорий по проблеме формирования зарядовых и воэ-ужденных состояний атомных частиц средних энергий, рассеянных оверхностью металла.

В разделе 1.1 даны основные определения и перечислены физи-эские величины, от которых зависит Ч* - степень ионизации ассеянных атомов и представлены.экспериментальные данные по анисимостям ( Е , Е0, у ) для газовых атомов { £ - энергия

э

рассеянной частицы, EQ - начальная энергия бомбардирующего пучка, У - угол вылета). Показано, что Е, EQ,Ч' ) для различных атомов имеет различный вид, и.результаты разных авторов, полученные для одних и тех же атомов, нередко противоречивы.

В разделе 1.2 обсуждаются экспериментальные данные по возбужденным состояниям рассеянных частиц. Так как основная харак-

■ *■

теристика процесса возбуждения Q ¡.j. - вероятность возбуждения электрона в рассеянном атоме на t-ый уровень с последующим излучением света при переходе на j - ый уровень не поддается прямому измерению, то приводятся лишь имеющиеся экспериментальные данные по интегральным характеристикам: Y; Î. - выходу фотонов,

.у #

-rr'f - допплеровским контурам спектральных линий, s/Y - степени йА

циклической поляризации излучения. Считается, что здесь результаты различных работ достаточно хорошо согласуются между собой, однако их информационная ценность для установления механизмов возбуждения невелика.

В разделе I.S рассмотрены существующие теоретические модели формирования зарядовых и возбужденных состояний рассеянных частиц. Отмечается, что большинство существующих теорий формирования зарядовых состояний исходит из следующих двух основных положений:

а) зарядовое состояние формируется только на отлете, вне вещества, так как внутри вещества газовый атом не имеет связанного состояния для последнего электрона;

б) конечная степень ионизации определяется только процессами захвата электронов из металла путем туннелирования или оже-нейт-рализации.

Основанные на этих представлениях различные полуэмпирические модели, как и квантовомеханические расчеты, приводят к степени ионизации вида:

I* ~ é/pi-v^/v;),

id

где У Y - нормальная к поверхности составляющая скорости рассеянной частицы, \f0 - параметр, характеризующий эффективность заселения основного уровня атома.

Аналогичная ситуация имеет место в теории формирования возбужденных состояний рассеянных частиц. Здесь в рамках исходящей из близких вышеизложенным физических представлений двухатомной модели возбуждения, получено:

Qij. - «/р (-tf/YL) (2)

где Vg* - параметр, характеризующий эффективность заселения рассматриваемого возбужденного уровня.

В разделе 1.4 производится анализ всей совокупности экспериментальных данных и их сравнение с существующими теориями, позволивший получить следующие выводы:

I. Противоречивые на первый взгляд экспериментальные данные по зарядовому состоянию рассеянных частиц, укладываются на универсальную для всех.частиц кривую, если в энергетических спектрах вццелить три области:

а) низкоэнергетическую область I многократного рассеяния:

О <С £ -с Сг » ГД® l^i ~ энергия однократного рассеяния на поверхностном атоме.

б) область II вблизи энергии, сохраняемой ионом после однократного рассеяния t = Е^ * ДЕ

в) область III - кратного рассеяния на поверхности по выпуклым траекториям: Е > . .

Поведение функций ^ резко различается в этих трех областях. Отличие экспериментальных'результатов, полученных для различных атомов, в значительной степени определяется просто разной относительной протяженностью этих областей в спектрах, которая зависит от величины - т.е. от комбинации ион - мишень.

Если мишенями являются тяжелые металлы, то для легких атомов

и

fl , i) , Не область I занимает почти весь энергетический спектр, а области II и III расположены на очень узком участке и фиксирую ся анализатором как одна область Е Ej . Дня тяжелых атомов обл ти II и III занимают значительную часть спектра и четко разделен

2. Противоречия результатов различных авторов для одинаковых ат нов возникают из-за некорректного сравнения данных, измеренных в разных областях.

Универсальные закономерности таковы:

а) в области I функции ^1 (Е, EQ,V ) имеют наиболее просто вид. Для всех газовых атомов они содержат степенную,обычно близк; к линейной, зависимость от энергии Е. Чувствительность <2* к и мененмям величин V и Е0 здесь либо не наблюдается, либо выражен слабо. В этой области ij? проявляет свойства равновесного заряде вого распределения.

б) в области II наблюдается резкий рост функций называемый поверхностным.пиком. Высоты поверхностных пиков ( зависят от Е сложным образом. Здесь же наблюдается сильная зав1 симомть^^от Eq и V .

в) в области III (E,Eq,У ) изменяются немонотонно с росто! энергии Е. 4

3. Столь различное поведение функций (Е, EQ,V ) указывает н< тесную взаимосвязь процессов формирования зарядового состояния с закономерностями рассеяния частиц, не отраженную в представления: существовавших теорий.

Поэтому формулы типа (I) не в состоянии описать наблюдаемые закономерности даже на качественном уровне. Они приводят к совершенно иным зависимостям (Е, EQ, V ) и не могут объеянить причины появоения поверхностных пиков.

Принимая во внимание установленную связь процессов эарядооб-разования и рассеяния, степень ионизации необходимо рассчитывать

о формуле:

ф <ь

десь 0. (- вероятность для частицы рассеятся в виде иона, дви-аясь по данной траектории, р ( у, ) - статистический вес данной раекторня, (Е, в , 'Р ) - семейство траекторий частиц, рассеян-ых в данном направлении (в , ^ ) с данной энергией Е, ^ - сово-упность независимых переменных, характеризующих траекторию, -вахды дифференциальный коэффициент рассеяния ионов, К - та же еличина, просуммированная по всевозможным зарядовым и возбужден-ым состояниям.

Далее показывается, что относительное согласие эксперименталь-« результатов по формированию возбужденных состояний между собой с формулами существующих теорий нарушается, если принять во вни-шие данные, полученные для скользящих углов рассеяния и для мед-жных распыленных частиц.

Окончательный вывод таков: противоречия между экспериментом теорией в рассматриваемом круге явлений носят принципиальный фактер и не связаны с недостаточной точностью расчетов. Необхо-1М пересмотр базовых представлений существующих теорий.

В конце главы I формулируется основанная'на этом выводе пос-ловка задачи исследования.

Необходимо разработать модель формирования зарядовых и воэ-жденных состояний рассеянных частиц, позволяющую с единой точки ения понять природу наблюдаемых закономерностей и физические ичины чувствительности процессов электронного обмена к форме аектории рассеяния, составу, атомной и электронной структуре верхности мишени и, таким образом, связать полученные результа-с практическими задачами диагностики поверхности.

Во второй главе рассматривается формирование зарядовых состо яний рассеянных частиц.

В разделе 2.1. сформулированы основные положения модели формирования зарядовых состояний рассеянных частиц в конкурирующих процессах захватов и потерь электронов:

а) формирование зарядовых состояний большинства газовых атомов происходит не только на отлете, но и внутри металла вдоль всей траектории движения;

б) электронный обмен частицы с веществом не сводится только к процессам захвата ионом электронов из металла. Важную роль играют также процессы потери - неадиабатические переходы электронов из атома в пустую часть зоны проводимости металла, либо в вакуум эа счет передачи части энергии поступательного движения из ядерной подсистемы в электронную по аналогии с ионизацией при атомных столкновениях в газовой фазе.

Таким образом, предлагаемая модель исходит из представлений - альтернативнее существовавший ранее.

В разделе 2.2. в рамках предложенной модели производятся расчеты вероятности ионизации О.* для частицы, рассеянной по данной траектории. Величина О* удовлетворяет уравнению}

о1й+/Л + 1Л/И) + 14)

с начальным условием (£« 0 ) - О^ , Где Q¿ - начальная доля ионов в бомбардирующем потоке частиц. В уравнении (4) И/, и -ЧлУп - частоты процессов захватов и потерь электронов, которые выбирались в виде:

54 0

Ч -

5

(5),

где $ - расстояние по нормали от поверхности металла, А - частота процесса Охе, либо резонансной нейтрализации - параметр теории; В (Е) - частота процесса потери элек!рона атомом, вычисленная с помощью сечения ионизации, полученного О.Б.Фирсовым для медленных атомных столкновений, В (Е) ~ Е ; оС и р - параметры.описываю-щие быстроту спада и 1л/п вне металла.

Уравнение (4) решалось как в области Б > 0 - вне металла, так и в' области 5 £ 0 - внутри металла. Решение в области 5 > 0 :

о4- £ £ <«

Здесь п » оС / р - целое число, » А/Ж , Г - гамма-функция, (3* - доля ионов в пучке, вышедшем на поверхность вещества. При нецелом п. выражение в квадратных скобках имеет более сложный вид, однако при любых И, в случае а. \Гд 0.* изменяется по степенному закону.

Решение в области $ < 0, полученное с учетом изменения час-гот и в процессе непрерывного торможения частицы в веществе по закону: о)Е / АЬ - к \р£, имеет вид:

- СП * (7)

бормула (?) описывает установление зарядового равновесия при дви-1внии частицы внутри вещества. Здесь первый член - 0,)(>(Е)-В(Е)/А - равновесный заряд, - второй - неравновесная добавка Д, >ависящая от - пути, пройденном частицей в веществе после-

гесткого столкновения. Пути имеют различную величину на разных Траекториях. Величины; А/и0 ; и>о « Ю13 с"1 ; -2 VЛЁ0/К ■ полный пробег частицы.

Формула (?) позволяет выделить два типа траекторий частиц:

а) траектории с последним жестким рассеянием внутри металла, где t¿ велико, дО/г'О, на которых устанавливается аарядовое равновесие;

б) траектории с последним жестким рассеянием вблизи поверхнос ти, где 11х 0 и зарядовое равновесие нб успевает установиться.

В разделе 2.3 вычисляется степень ионизации рассеянных чаоти по формуле (3) с по (6) и 0.? по (7). Для функций Р (у) использовались формулы, полученные в модели дву1фатного рассеяния с учетом ослабления потока частиц в веществе.

В области I энергетических спектров, где рассеяние многократ но, степень ионизации описывает равновесное зарядовое распределение и имеет вид:

се,

Здесь - пороговая энергия ионизации рассеянного атома, Е{ -- 0.01 т, Аг/р1ао(2,'и + ¿г')* , си, - масса рассеянного атома, 2и - порядковые номера рассеянного атома и атома мишени, N - концентрация атомов мишени, йе - Боровский радиус. Формула (8) находится в качественном согласии с большой совокупностью экспериментальных данных, описывая близкую к линейной по анергии Е и слабо зависящую от угла вылета Ч^ степень ионизации легких рассеянных частиц. Хорошев количественное согласие имеет место при значениях параметров А - (I + 3) 10^ с""*, и ■ I + 2.

Переход от области I к области II проявляется в том, что кривые (Е, Е0) отклоняются от общей ассимптоты (Е) в

области Е Е2 ~ Е0 и при Е » Е| наблюдается резкий рост 5 * -поверхностный пик. Физическая причина образования поверхностных пиков в области II обусловлена существенным вкладом в эту область траекторий с неравновесным зарядом, т.е. таких траекторий, на ко-16

торых последнее ионизирующее столкновение происходит вблизи поверхности металла.

Возрастание 2* при Е Е^ приводит к появлению поверхностных пиков и в ионных спектрах. Так, при рассеянии ионов Не* на большие углы поверхностные пики в ионных спектрах имеются при всех значениях Е0, в отличие от спектров нейтралей. Следовательно, резкий рост вероятности ионизации в поверхностном рассеянии может привести к появлению пиков там, где функция распределения рассеянных частиц монотонна.

В разделе 2.4 рассматривается поведение максимальной степени ионизации в поверхностных пиках. При рассеянии легких ионов

вычислялось по формуле (3) с помощью функции Р для однократного упругого рассеяния. Получено:

Г (Е е о* ,е (9)

где I ш * , Гх . /А, ,

>„-м<гГ' . г - 1<глл = еггс-е;' &/г-<): функция V ) сильно зависит от У , и с ростом Е0 изменяется немонотонно, в согласии с экспериментом.

При рассеянии тяжелых ионов с Е0 < 3 кэВ обсуждаются причины наблюдаемой на опыте зависимости (Е0), когда рассеяние является часто однократным к на траектории нет ионизирующего столкновения.

Показано, что наблюдаемую зависимость (Е0) можно объяснить, предположив, что в данном случае неупруго переданная энергия Л Е а затрачивается на возбуждение электронов проводимости металла з малой области поверхности. Возбужденные электроны переходят в ^заполненную часть зоны проводимости, либо в вакуум, что уменьша-5Т эффективное число электронов, участвующих в оже-нейтрализации

иона. Из этих представлений получено:

\Г0(е0) * А [ос'1 *E*ie.)/£'] (I0)

Здесь ß0 (Б0) - расстояние наибольшего сближения иона с поверхностным атомом. £ - параметр модели пропорциональный /bJt , где и (üf - частоты туннелирования и возбуждения электронов в области жесткого столкновения.

Далее, степень ионизации 2f вычисляется в области III энергетических спектров Е > Ej в приближении двукратного рассеяния с учетом только упругих потерь энергии. Показано, что в об-

ласти III изменяется немонотонно из-за различного положения второго ионизирующего столкновения на разных траекториях.

В разделе 2.5 обсуждается возможность определения эффективного заряда частицы в приповерхностной области путем измерения неаддитивных энергетических спектров характеристических оже-электро-нов, которые должны наблюдаться при бомбардировке поверхности твердого тела молекулярными ионами. Установлено, что физической причиной неаддитивности является действие электрического поля "второго" атома молекулы на оже-электрон, эмихтируемый при заполнении вакансии в поверхностном атоме, образованной при его жестком столкновении с "первым" атомом молекулы.

Спектр оже-злектронов dH /dt определяется вцражением:

ОО

du/dt* JH'V^J (И)

о

где W ( t ) - частота оже-перехода, зависящая от расстояния между атомом поверхности и вторым атомом молекулы, dn/dt- спектр оже-электронов при фиксированном положении атома молехулы.

Если атом молекулы является положительным ионом с некоторым эффективным зарядом, то dm / Ji получается из ( Jn /Ji )-

IB.

спектра, наблюдаемого при бомбардировке атомарными ионами, путем сдвига в область меньших энергий на величину ^

Ц (А) = [ег/Я (и] гу р (- *(*>/<* )

Здесь ¿С - константа; экранирования.

Показано, что при известных значениях \Г - скорости молекулярного иона и IV - частоты оже-перехода, измеряя положение максимума характеристического пика, можно определить константу экранирования , и , следовательно - и эффективный заряд частицы.

В третьей главе рассмотрен характер ориентационной и структурной чувствительности степени ионизации атомов, рассеянных от монокристаллических поверхностей.

В разделе 3.1. рассматривается модификация модели захватов и потерь электронов, позволяющая учесть вклад в формирование зарядового состояния" рассеянной частицы отдельного атома вещества.

Дифференциальное уравнение, описывающее степень ионизации после столкновения с I -ым атомом вещества имеет вид:

(13)

Здесь ( Л ) и ( Л ) - частоты захватов и потерь электронов при взаимодействии рассеянной частицы с отдельным атомом вещества, Я - межъядерное расстояние.

Уравнение (13) решается при начальном условии: = 2? »

где ( - степень ионизации перед рассматриваемым столкновением. Конечная степень ионизации £ * рассеянной по данной траектории частицы получается путем последовательного применения (13) к каждому столкновению и имеет громоздкий вид.

Показано, что конечный результат существенно упрощается, если все столкновения, формирующие данную траекторию, разделить

н* нейтрализующие я частично, либо полностью, ионизующие. Пусть на рассматриваемой траектории частица взаимодействует с N атома ми вещества, причем на атомах с номерами: к , I .... $ - происходит ионизация. Тогда степень ионизации рассеянной частицы:

н

= и-*?,) па*

(14)

* п'.р, * П'Рс* - о4 п р.

¿»«•г* 1.1*4 (>(*<

Здесь 6 и Р. - вероятности ионизации в к -ом к нейтрализации в

К V

с -ом соударении,

-Иг

о-

р. - е/рС-гг". [(^¿А4-/^.) яЩ

0 ' (16)

I

степень ионизации в падающем потоке, атрих у произведения означает, что из него исключены члены,.соответствующие атомам с номерами к, £ .... / .

. Первый член а (14) описывает долю ионов, сохранившихся из па дающего потока, а каждый следующий - добавку за счет к , < .... 1 - ионизирующего столкновения.

В практических расчетах Р^ вычислялась с помощью юг (Я )

вида:

где В ■ 10 ^ 10*® с , - величина порядка суммы радиусов

п . 0 0 4

сталкивающихся атомов, К* » ( 2 * 3 ) Л , ^ »2 А" . Вероятности (2 < определялись величиной неупруго переданной в к-ом столкновении энергии:

• ( 0> К,,*?/?;

Ч йк * { . (18>.

Здесь I - потенциал ионизации атома, - решение уравнения

А Еп( ) - I.

Полученная таким образом степень ионизации 2* зависит от конкретного набора величин | Ро,;^ специфичного для каждой траектории, и, следовательно, является ориентационно и структурно чувствительной функцией.

В разделе 3.2. рассмотрена структурная чувствительность степени ионизации рассеянных частиц. Показано, что наличие на бомбардируемой поверхности ( 20 $ 30 ) % вакансий приводит к увеличению Ч* в несколько раз и к сдвигу пика ионов в энергетических спектрах влево по отношению к пику нейтралей, а также к более медленному, чем ур /Гх ) спаду ( V ) при V 0.

Обнаружена очень сильная чувствительность величины 2* * структурам типа "поверхностная ступенька". Так, при рассеянии ионов Аг+ от пбверхности Со- (100) в направлении [100] с. начальной энергией Е0 ■ 6 кэВ на угол 6 » 30° степень ионизации двукратно рассеянных на "ступеньке вверх" частиц, превышает соответствующую величину для "ступеньки вниз" на несколько порядков. Именно по этой причине ветвь двукратного рассеяния на "ступеньке вниз" не наблюдалась в эксперименте /I/, где измерялись ионные спектры.

В разделе 3.3. демонстрируется характер ориентационной чувствительности степени ионизации на примере зависимостей 2+ ^ )

для частиц, рассеянных в поверхностных полуканалах.

' Степень ионизации вычислялась с помощью численного моделирования на ЭВМ траекторий рассеяния ионов Ме + на поверхности N1 (ПО), Е0 и 3 кэВ, 6-15°, оГ » 7° в условиях экспери-' мента /2/, где все столкновения являются нейтрализующими.

тс т О О

Значения параметров: В ш 0.25-10 с , 2 А, р » 2 А

подбирались так, чтобы величина , усредненная по всем значениям ^ .совпадала со степенью ионизации, измеренной при тех же условиях и при той же геометрии эксперимента для поликристаллической поверхности NI .

В результате расчета была получена резко немонотонная зависимость 2+ ( ^ ), положения минимумов и максимумов которой совпа дают с экспериментально измеренными. Наиболее резкие максимумы получаются в направлениях, соответствующих широким полуканалам, где нейтрализация минимальна. Вторым, кроме ширина полуканала, фактором, определяющим величину 2 * в данной направлении , является вклад в нейтрализацию атомов донной цепочки полуканала.

В разделе 3.4. рассмотрено приложение полученных результатов к задачам диагностики поверхности. Показано, что сопоставление рассчитанных и измеренных зависимостей *2+ ( Е0, Е , У ) позволяет получить уникальную информацию о составе и структуре поверхности.

Использование экспериментальных данных /2/ показало, что низкоэнергетический пик в спектрах рассеяния Ме соответствует отражению ионов №г + от адсорбированной молекулы азота |\1г , ось которой совпадает с осью полуканала р12} . Расчет степени ионизации для таких траекторий и его сравнение с экспериментом позволил определить параметры пространственной локализации адсорбированной молекулы Ыл : ось молекулы параллельна поверхности ^ и

■ I 0

расположена на высоте п ■ 0.5ЧА от нее, расстояние между атомами

п 0

азота 4>а- 4.3 А .

В четвертой главе рассмотрены закономерности формирования характеристических пиков радужного рассеяния в энергетических спектрах и угловых распределениях отлетающих частиц.

Раздел 4.1. посвящен поверхностным пикам в спектрах обратного рассеяния легких нейтральных атомов, наблюдаемых в высокоэнергетической части спектра £ » £ ^ - ^х/^о* ® ЭТУ часть спвТ*Ра основной вклад вносят траектории квазиоднократного, т.е. двукратного рассеяния на угол в -' д1 + ( 2 ), где <?« - большой угол жесткого рассеяния, а (?г( I ) - малый угол пропорциональный пути в частицы в веществе. Здесь коэффициент отраженияЯ* И^О^/^с/Л), Показано, что такие пики имеют радужную природу и образуются за счет сгущения траекторий рассеяния с различными комбинациями упругих и неупругих потерь энергий в области £ ~ £х • Пренебрегая членами ~ V1 , , ( £ ГД® ^ и - отношение

масс сталкивающихся частиц, можно получить:

*

Здесь 6 в / е коэффициент & рассчитывается по форму-

лам теории многократного малоуглового рассеяния частиц в полубесконечной среде.

Пик появляется там, где функция I (£ ) двузначна и <• 0. Из (19) следует, что уравнение / АЬ »0 имеет решение только при начальной энергии Е0 < Е^ , где

ЕК1, =(2Л£,«0//<)2' (20)

- критическая энергия для появления поверхностного*пика. Так, в спектрах рассеяния Не+ на поверхности Ш , 0 ■ 135°, Е0~ 5 кэВ

- в согласии с экспериментом. ^

В разделе 4.2. рассмотрены пики радужного двукратного рассеяния в спектрах частиц, отраженных от поверхности с субмоноелойным покрытием адсорбированными атомами, формирующиеся при нормальном падении ионного пучка на мишень. Кассы ч&стиц выбирались таким образом ( m гм (•> nrt«, - масса адсорбированного атома), чтобы однократное рассеяние иона на атоме адсорбанта на угол в > JT /2 было невозможно.

Для получения аналитических оценок использовалось следующее приближение: выделялись траектории двукратного рассеяния на угол & ■ 0, + 0. . где Q > F/2 - угол жесткого рассеяния нормально

I v I

падающего иона на поверхностном атоме, и 9г - на адатоме; поверхностный атом считался точечным источником расходящегося изотропного пучка ионов. Тогда сечение двукратного рассеяния:

<**) ={Г (4 - pV"r *

(21)

Здесь - ( х + - расстояние от адатома до ближайшего

атома поверхности, р « р ( 02) - параметр столкновения иона с ад-атомом.

Сингулярные пики в угловом распределении (21) существуют при условии О^ ( дд ) о"» , что выполняется только в случае ип^»»«^, когда происходит сгущение траекторий вблизи предельного угла рассеяния - ЛГСЯп. (тд/ло,), и при начальных энергиях Е0> ¡¿{; , где

= (22)

Здесь А - константа потенциала И (О » В случав Е0»;> Е^

угол вьшета ,при котором наблюдается поверхностный пик практически не зависит ни от Е0 , ни от потенциала взаимодействия: 2« 4

У* =■ (}/*)+ art (¿л («v/wM . ;

Основные закономерности, установленные на качественном уровне, были затем проверены и подтверждены машинным экспериментом, в котором рассчитывались ионные спектры с радужными пиками с использованием развитой модели формирования зарядовых состояний.

Показано, что; если в угловом распределении полного потока рассеянных частиц (чоны + нейтрали) можно вццелить несколько радужных пиков, то в ионных спектрах вццеляется только один пик, соответствующий траектории, проходящей под адатомом, расположенным посередине между двумя атомами цепочки. Остальные пики имеют малую интенсивность из-за сильной нейтрализации. Если же адатом имеет координату х А-/2 ( а. - расстояние между атомами в линейной цепоске монокристалла), то наблюдаются два пика: У х, у ) и т-х, у). - 1

Измеряя V* и У^с точностью = можно определить

координаты адатома х и у с точностью в несколько процентов.

В разделе 4.3. рассмотрены закономерности формирования радужных пиков в спектре атомов отдачи, образованных при двукратном столкновении.

Угловое распределение атомов отдачи, вычисленное в том же приближении, что и (21), пропорционально сечению:

Здесь Р - парами-;р столкновения иона с адатомом, fi - угол отдачи , отсчитываемый от направления движения иона после первого столкновения с поверхностным атомом, связанный с углом V вылета адатома: V > arc ty (]/*) - arc ( p/d.)

Радужный пик в спектрах адатомов также появляется только при

Е0 ^ , где Е^ определяется формулой (22).

Машинный расчет ионньк спёктров атомов отдачи водорода и его изотопов показал, что во всех исследованных случаях при Е0 « кэВ в спектре имеется характеристический пик в направлении V*", четко отделенный по конечной энергии ( Е з: несколько сотен еВ) как от распыленных частиц, так и от претерпевших одно- или дву1фатное рассеяние на атомах мишени.

Рассчитанные угловые распределения проявляют отчетливый изотопический эффект: угол У* уменьшается с ростом массы изотопа.

Измеряя величины V*, можно определить кооординаты адсорбированных частиц.

В разделе 4.4. проведены качественные оценки формы энергетических спектров и угловых распределений частиц, отраженных от поверхности с субмонослойным покрытием адсорбированными двухатомными молекулами.

Предполагалось, что ось адсорбированной молекулы А В перпендикулярна поверхности кристалла. Выделялись три характерных типа траекторий рассеяния с первым жестким столкновением падающего иона с поверхностным атомом на угол 64 :

1. Траектории двукратного рассеяния со вторым рассеянием на угол 0г на "верхнем" атоме молекулы В (случай, рассмотренный в разделе 4.2 , сингулярный пик наблюдается в направлении ).

2. Траектории трехкратного рассеяния, проходящие между атомами А и В молекулы- В приближении малых углов бг и б, показано, что здесь пик радужного рассеяния формируется за счет явления фокусировки и существует при единственных значениях начальной энергии и угла" вылета:

Е, = я- с А1 * у}) ^ ¡А < V><>"'А, (Л ■н Г '](* - М (24)

ап^с^/х) + о.ъх(ч<*ч,М*1

1 (25)

-Здесь х , у^ , У2 ~ координаты атомов молекулы, ^ » / (Ив ,

V > /мд, Ли и Ад - константы потенциала рассеяния иона • на атомах В и' А , соответственно.

3. Траектории трехкратного рассеяния, проходящие между "нижним" атомом молекулы А и поверхностью кристалла. В этом случае также происходит фокусировка частиц при начальной энергии

Еь - * <26)

в направлении

-о.?], (Xе у,) ^ - 0.2 5 (X г,

(27)

• * - Аг (>1/<Г'][Л, а-О'Т"

Здесь А| - константа потенциала рассеяния иона на поверхностном атоме. . .

Измеряя положения радужных пиков и У* , можно

найти три параметра, характеризующих пространственную ионизацию молекулы: х , и

В разделе 4.5. показано,.что экспериментальное исследование динамики радужных пиков позволяет,:в принципе, получить следующую дополнительную диагностическую информацию о субмонослойных покрытиях: , .

а) полное число возможных адсорбционных состояний частицы;

б) сечение ионно-стимулированной десорбции из каждого адсорбционного состояния;

в) коэффицент прилипания для каждого адсорбционного состояния;

г) сечение электронно-стимулированной десорбции для полного

' потока адчастиц (ионы + нейтрали) из каждого адсорбционного состояния.

В пятой главе рассматривается формирование возбужденных состояний частиц, отлетающих от поверхности металла.

В разделе 5.1. на основе анализа расчетов формы допплеров-ских профилей спектральных линий обсуждается корректность двух-этапных моделей формирования возбужденных состояний рассеянных частиц.

Допплеровский профиль определяется формулой:

3(А) ш(28>

Здесь 1" - дважды дифференциальный по телесному углу Л" и энергии Е коэффициент отражения частиц, ¿ ^ - нормированная на единицу вероятность частице покинуть поверхность, сохранив электрон на I -ом возбужденном уровне, а затем испустить свет длины волны Л при переходе на | -ый уровень.

Показано, что полученный в ряде работ вывод о. справедливости двухэтапных моделей ( где р ( ~ ¿о*/О. ^"~Ю8см/с),

основанием которого являлось согласие рассчитанных по формуле (28) 3 (Л) с экспериментально измеренными - неверен.

Причина в том, что в таких расчетах использовалась грубо приближенная, гиперболообразная функция ГЧе^О)* гЧ*Д £ « Е / Е0, Ч- - Ь - Ы :

-2

(29)

в то время. как истинное распределение Г' ( Е , в * Сои^) проходит через максимум и может быть экстраполировано выражением, полученным нами ранее в модели двукратного рассеяния с учетом ослабления потока частиц в веществе:

г- (*о/г)ч]\ (зо)

Здесь ¿»о + ,

Е^ - энергия Бора> у « , «

Согласие с экспериментом а вышеупомянутых расчетах имело место потому, что умножение р по (29) на «у р (- / О ) превращало подынтегральное выражение (28) в функции с максимумом подобную (30).

Установлено, что использование (30) вместо (29) в формуле (28) приводит к неплохому согласию с экспериментом даже при й- •= 5 . Следовательно, таким путем невозможно не только

определить величину параметра *двухэтапноЙ модели, но-и сделать сколь-либо определенный вывод о ее корректности в целом.

Необходим поиск иных способов определения вида функции по форме допплеровских профилей спектральных линий.

Далее, в разделе 5.1. обсуждается один из возможных путей решения такой обратной задачи.

Пусть нормально к поверхности монокристалла падает пучок легких ионов ( я /т, I)" с энергией Е0 ~ кэВ. Ось пучка совпадает с осью широкого канала в монокристалле. Тогда большую часть отраженного потока будут составлять однократно рассеянные атомы с Е ( 9) я Е0< В этом случае С ( Е0; Е , 9 ) » г (Е0;о> У * <Г ( Е - Е.

) и двойной интеграл в (28) превращается в однократный.

Полученное таким путем выражение является интегральным уравнением типа Абеля относительно неизвестной функции Г О) ж

" P- Q.;^ (t„ Q) • Его решение имеет вид:

F*íet?)=zrr\v/C) • Jé? ({;»**- aV~¿L +3(Л**)] (3I)

o

-где fm \¡ 2 E0/rv»( , y- p -Я/2, Ct - [i - 1/2 , ol(>.)" (Л- , A 0 - длина волны излучения, испущенно-

го покоящимся атомом, С = 3 • / 0 м/е.

Так как Р Ш0, 6 ) для однократного рассеяния известно, то выражение (31) позволяет по измеренному профилю У (А) найти Q-' при Е0 ш Cotiii , а затем, изменяя EQ, найти и (2* ( Е^, «С ) -функцию двух переменных, не связанную априори с какой-либо моделы возбуждения.

В разделе 5.2. рассмотрена.модель формирования возбужденных состояний частиц в конкурирующих процессах захватов и потерь элек тронов. Эта модель является обобщением модели формирования возбужденных состояний,развитой в главе II. Она альтернг.гивна двухэтап-ной. Предполагается, что процессы захватов и потерь электронов происходят одновременно и в одной и той же области пространства вблизи металла. Суть обобщения заключается в том, что в систему "металл-атом" включен еще один, кроме основного, возбужденный уровень атома, заселенность которого рассматривается (двухуровневая модель).

В дополнение к введенным в главе II частотам VV4 и • определяющим заселенность основного уровня И. » I , вводятся час тоты Wj*m W„* , определяющие заселенность возбужденного уровня И ■ 2 и имеющие вид:

W/

о s.i s-,

О , i á f,

W = ■ . . (32)

о

цесь «(3 + 4) А - расстояние от поверхности металла, на кото-ом появляется возбуященный уровень, Е , так как переход

яектрона из металла на лежащий выше уровня Ферми возбужденный ровень требует передачи энергии от ядерной подсистемы в электронов, А а с-1 - частота туннелирования электрона в гзаполненную часть зоны проводимости.

Заселенности двух уровней атома на расстоянии & > опреде-готся системой уравнений:

(¿рум =- Р V, Ч- Р°к/„ * . (33)

■* Р'(о * = 1

начальным условием: Р* «,) = А^'^'/рМ), РЬ.1'0

[есь Р+ (*) - вероятность того, что уровни о « I и л « 2 I заселены, Р°(1)- вероятность заселения уровня И « I, вероятность заселения уровня »1 ■ 2. Вероятностью заселения овней /I ■ I и К) « 2 одновременно пренебрегается. Искомая ве-чина О'- .

I о*

Решение (33) имеет вид:

*ру) = К/О * (34)

есь С - 2 (I - А,/ А*>. V,- , О- ,

+ . о л

I = 2 вероятность ионизации на расстоянии от ме-

лла, ~ ^ ~ вероятность превращения иона в

збужденный атом.

В разделе 5.3. приведены оценки вероятности возбуждения и

на качественная интерпретация экспериментальных данных по И5Э

ссеянних и распиленных частиц, не находящих объяснения в суще-

\

ствупцкх теориях.

С использованием (34) получено:

1. Интенсивность излучения имеет порядок величины *я 10"^ ♦ 10"^, в том числе й при скользящих углах вылета, где (2* х

« ( А^/ АЛ ) ( А*/ А* Е2 и не зависит от У .

2. При больших углах вьшета О.'-* ур(->То/<г1] , однако здесь параметр ^ имеет иной смысл, чем в двухэтапной модели. Он связан не с вероятностью выживания возбужденного состояния, а с оже-нейт-рализацией основного уровня. Поэтому ^ а 10 см/с, что примерно на порядок меньше, чем * .

3. Наиболее вероятные скорости распыленных возбужденных частиц возрастают вместе с ростом интенсивности излучения. Причина возрастания ¡г - увеличение дефекта резонанса А Е между возбужденным уровнем и уровнем Ферми в случае окисленной поверхности. При этом параметры и ""уменьшаются, что и приводит к росту интенсивности излучения, однако не за счет медленных, а за счет относительно быстрых частиц, так как из-за увеличения Л Е возрастает пороговая энергия образования возбужденных отлетающих атомов.

4. Угловое распределение возбужденных частиц согласно (34) имеет сложную форму и при некоторых значениях параметров ^ и * ведет себя аномально: его полуширина увеличивается с уменьшением скорости частицы.

5. Формула (34) легко обобщается на случай ШЭ возбужденных ионов. Пусть(ф•"■)*- вероятность возбуждения л. -зарядного иона, тогда:

(СГЗ* =(<Г+Т- (35)

где (Д * * *)+ - вероятность образования ( И + 1)-зарядного иона'. Формула (35) позволяет понять, почему совпадают многие наблюдаемые характеристики (пороги образования, зависимость от условий на по-

за'

верхности) однозарядных ионов и возбужденных атомов с одной стороны и двухзарядных ионов и возбужденных однозарядных - с другой.

В разделе 5.4. рассмотрено излучение возбужденных молекул окислов металлов, отлетающих пт поверхности,в связи с проблемой излучения с непрерывным спектром, наблюдаемого при ионной бомбардировке тугоплавких и редкоземельных металлов.

Основная особенность этого излучения - аномально высокий выл л

ход фотонов ( х « Ю *■ Ю фотон/ион) - не получила объяснения в существующих моделях.

Предложена модель формирования возбуаденных состояний распыленных молекул, согласно которой возбуждение формируется не за :чет электронного обмена с поверхностью, а путем перехода кинетической энергии относительного движения ядер Еотн в электронную юдсистему молекулы.

В рамках такого подхода возбужденные состояния формируются т отлете, в основном - вне области электронного обмена с поверх-юстыэ. Поэтому вероятность безызлучательной рекомбинации такого юзбуждения на несколько порядков меньше," чем в случае возбужденна атомов, что и приводит к высокой интенсивности молекулярного 1злучения У .

•ценив Еотн как внутреннюю энергию молекулы за счет некоррелиро-анности импульсов атомов металла и кислорода в распыленной моле-уле, а вероятность возбуждения - по Ландау-Зинеру, Унол можно ценить с помощью простой формулы:

(м, М^и^-бДкг^гГ'К-*',) (36)

десь т и М - массы атомов кислорода и металла, соответствен-

о, I зВ - энергия связи молекулы с поверхностью, 5 ~ 10 - '

оэффициент распыления, 90 - степень покрытия поверхности кисло-

одом Кя2*4,(-//К - вероятность для молекулы сформировать

зз

возбужденное состояние вне области электронного обмена), £ и £

1 2г

- энергетические границы области видимого излучения.

Согласно (36) >, фотон/ион даже при и 0.1.

Предложенная модель пригодна и для описания возбуждения распыленных многоатомных молекул и кластеров.

В разделе 5.5. рассматривается связь полученных результатов с задачами диагностики поверхности. Показано, что предложенная нами для идентификации источника непрерывного излучения новая экспериментальная методика, .основанная на бомбардировке ионным пучком, непрерывно движущейся мишени, позволяет получить диагностическую информацию о составе субмонослойных покрытий.

В заключении обсуждаются полученные результаты и перспективы дальнейших исследований.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ РАБОТЫ

1. Разработана модель формирования зарядовых у возбужденных . состояний рассеянных частиц в конкурирующих процессах захватов и потерь электронов.

2. В рамках данной мрдели рассчитаны зависимости степени ионизации и вероятности возбуждения от формы траектории движения отлетающей частицы, атомарной и электронной структуры поверхности.

3. Установлено, что зарядовое состояние формируется как внутри вещества, так и на отлете вне вещества, в то время как возбужденные состояния - только вне вещества.

4. Показано, что степень ионизации существенно зависит от цути ё частицы в приповерхностной области. При относительно больших £ > соответствующих многократному рассеяниюустанавливается зарядовое равновесие. Здесь £ + примерно пропорциональна энергии Е и слабо зависит от ^ . На траекториях однократного рассеяния зарядовое распределение неравновесно, что приводит к

образованию поверхностных пиков, где зависимость 2*' ( Е , У ) имеет более сложный характер.

5. Обнаружена связь между зарядовым состоянием частиц в приповерхностной области твердого тела и параметрами характеристических пиков в спектрах оже-электронов. Показано, что такого рода неаддитивные спзктры должны наблюдаться при бомбардировке поверхности молекулярными ионами килоэлектронвольтных энергий. Неаддитивность проявляется в смещении максимумов распределений в низкоэнергетическую область и в упшрении характеристических пиков.

.6. Для расчета степени ионизации частиц, отраженных от монокристаллических поверхностей, предложена модификация модели, в которой приповерхностная область твердого тела рассматривается как плотный газ, где процессы захватов и потерь электронов рассеянной частицей происходят в результате ее взаимодействия с отдельными, атомами вещества. Такой подход позволил предсказать ориентацион-ную и структурную чувствительность степени ионизации, впоследствии обнаруженную экспериментально.

7. Рассмотрены условия появления характеристических пиков радужного рассеяния в энергетических спектрах и, угловых распределениях отраженных и выбитых частиц. Расчеты ионных спектров показали, что несмотря на различие механизмов формирования таких пиков (конкуренция упругих и неупругих потерь энергии, сгущение траекторий в направлении предельного угла рассеяния при обратном соотношении масс, фокусировка траекторий), они обладают рядом общих' закономерностей, позволяющих уверенно вцделять радужные пики на фоне других особенностей в спектрах, в том числе:

- появляются только при энергиях Е0 больших или меньших некоторой критической, либо в случае фокусировки при единственном значении энергии;

- наблюдаются в угловых распределениях только при определенных

1 - 35

углах рассеяния;

- в большинстве рассмотренных случаев перечисленные характеристики слабо зависят от конкретногоо вида потенциала взаимодействия, и во всех случаях очень сильно зависят от параметров пространственной локализации адсорбированных атомных и молекулярных частиц. '

Перечисленные свойства радужных пиков определяют их уникальную диагностическую информативность.

8. Разработана и защищена авторским свидетельством методика определения параметров пространственной локализации адсорбированных, частиц, а также коэффициентов их прилипания к поверхности и сечений десорбции из каждого адсорбированного состояния путем измерений положения пиков радужного рассеяния в энергетических спектрах и угловых распределениях.

9. Произведены расчеты формы допплеровских профилей спектральных линий рассеянных возбужденных атомов. Показано, что сфор-миройавшееся в литературе к началу 80-х годов представление о корректности двухэтапных моделей образования возбужденных состояний несправедливо. Установлена причина, в результате которой был получен неверный вывод - использование в расчетах грубо приближенного выражения для дважды дифференциального коэффициента обратного рассеяния. и

10. Разработан способ прямого восстановления вида функции вероятности возбуждения рассеянных частиц по измеренному доппле-ровскому профилю спектральной линии.

11. В двухуровневой модификации моделей захватов и потерь электронов рассчитаны угловые и энергетические распределения возбужденных рассеянных и распыленных частиц. Показано, что в рамках данной модели без привлечения дополнительных предположений удается получить качественное согласие с экспериментальными результа-

татами, находившимися в резком противоречии с существующими теориями. В их числе:

- достаточно большой (I0~выход фотонов при скользящих углах вылета рассеянных возбужденных частиц;

- рост наиболее вероятных скоростей отлетающих возбужденных частиц при наличии на поверхности химически активных покрытий;

- сужение угловых распределений возбужденных частиц с ростом их скорости.

12. Предложена модель формирования возбужденных состояний" комплексных частиц, впервые позволившая получить правильный порядок величины для аномально большого ( z. 10 ) выхода фотонов непрерывного излучения. Показано, что физической причиной аномалии является специфический для молекулярных частиц механизм заселения возбужденных уровней путем передачи энергии Относительного движения ядер в электронную подсистему. Этот переход происходит на отлете вне области эффективного электронного обмена частицы с-поверхностью, где вероятности безызлучательного девозбундения малы.

13. Разработан, реализован к защищен авторским свидетельством оптический способ диагностики быстрораспыляемых субмонослой-1ых покрытий.

Основные результаты, представленные в диссертации, опублико-)аны в следующих работах:

Парилис Э.С., Ферлегер В.Х. Связь допплеровских профилей спектральных линий с дифференциальным сечением возбуждения при атомных столкновениях // ITS.- 1974.-Т.Х1У.-С.22Н-2216. :. Нижная С.Л., Парилис Э.С., Ферлегер В.Х. Зарядовый состав ионов, рассеянных поверхностью монокристалла // Изв. АН СССР, сер.физ.

- 1979.- Т.43. - » 9.- C.I906-I9IX.

I. Nizhnaya 3.L,, Parllia E.S. and Verleeer V.K. Orientatlonal el'-

fecto in cKar^e state of ions scattered by single crystal // Rad.Eff. - 1979.- V.40. - P.23-20.

4. Нижная С.Л., Парилис Э.С., Ферлегер В.Х. Степень ионизации атомов при рассеянии в полуканалах и на адсорбированных молекулах на поверхности моно1фисталла // Поверхность. - 1982. - * 4.

' - С.72-82.

5. Nizhnaya S.L., Parilis E.S.and Verleger V.Kh. Anizotropy of ionization degree of scattering surface seinichmmelo // Rad.Eff. - 1982. - У. 12. - P.173-183.

6. Парилис Э.С., Ферлегер В.Х. О природе поверхностного пика в • энергетическом распределении рассеянных атомов //Поверхность.

- 1965. - » 6. - С.26-31. "

7. Парилис Э.С., Ферлегер В.Х. Вероятность ионизации в процессах захвата и потери электронов быстрыми атомами, рассеянными поверхностью металла // Поверхность. - 1965. - № 7. - С.13-20.

8. Парилис Э.С., Ферлегер В.Х. Связь степени ионизвиии атомов, отраженных от поверхности твердого тела с характеристиками рассеяния // Поверхность. - 1985. - № 7. - С.21-29.

9. Атомные столкновения в газах и на поверхности твердого тела. Под ред. Рыжова Ю.А. Ташкент. Фан. - 1988. - 179 С.

10. Нижная С.Л., Расулев У.Х., Ферлегер В.Х, Двукратное рассеяние ионов поверхностью кристалла с субмонослойным покрытием // Поверхность. - 1988. - # 12. - С.100-107.

11. Абдукасымов Ф.Б., Алимов Ш.А., Ферлегер В.Х. и др. Зарядовое состояние аргона при однократном рассеянии на металлах У и У1 периодов // Изв. АН СССР, сер.физ.- 1988. -Т.52. - C.I604-I6I0.

12. Белых С.Ф., Ефтухов Р.И., Редина И.В., Ферлегер В.Х. Зависимость характеристик ионно-фотонной эмиссии от концентрации внедренных атомов бомбардирующего пучка // Письма в СТФ. -1988.

- Т.15. - вып.I. - С.59-63.

13. Поп С.С., Белых С.Ф., Дробина В.Г., Ферлегер В.Х. Ионно-фотон-ная эмиссия. Ташкент. Фан. - 19в9. - 200 С.

14. Ферлегер В.Х. Механизмы и модели ионно-фотонной эмиссии // Изв. АН СССР, сер.фиэ. - 1990. - № 7 - C.I350-I358.

15. Белых С.Ф., Редина И.В., Ферлегер В.Х. Формирование возбужденных состояний атомов и ионов> отлетающих от поверхности металла // Изв. АН СССР, сер.физ. - 1990. - Т.54.; - » 7. -C.I254-I257.

16. Нижная С.Л., Непомнящий Л.М., Расулёв У.Х., Ферлегер В.Х. Определение положения адатома на поверхности монокристалла по

. спектрам рассеяния ионов средних энергий // Поверхность. -1991. -.» 9. - C.I37-I4I.

17. Ferleger V.K., Matveev V.I. Augejvelectron spectra formation under solid surface bombardment by diatbmic molecular beams //

. Vacuum. - 1991. - V.42. - P.871-875.

18. Belych S.F., Redina I.V., Ferleger V.K. Excited-etatea forma-■ tion model for metal-oxide sputtered molecules // Nucl.Instr.

• and Meth. Б. - 1991. - V.59/60. - P. 65-67.

19. Bel/oh 3.P., Bvtukhov R.N., Hedina I.V., Ferleger V.K. Sputter-induced photon emiaeion study at varioua (loses of implanted

; . 16пз //■ Ifucl. Inatr. and Math. B. - 1991. - V.59/60. - P. 72-75.

20. Parllla E.S., Kishinevsky L.M.', Verleger V.K. et al. Atomic-collisions on solid surfaces. // Uorth Holland Publishers.'

• 1992. - 900 P. .

21. Расулев У.Х., Назаров Э.Г., Ферлегер В.Х.Белых С.Ф., Турсу-нов К.С. Взаимодействие молекулярных частиц с поверхностью твердого тела // Сб."Взаимодействие корпускулярных потоков с поверхностью твердого тела". Под ред. Саидова U.C. Ташкент. Фан. - 1992. - 240 С.

22. Белых С,Ф., Евтухов Р.Н., Редина И.В., Ферлегер В.Х. Способ исследования процессов взаимодействия ионных пучков с поверх-

- 9

ностью твердого тела. - АС СССР » I56529I. 23. Ферлегер В.Х., Нижнал С.Л. Способ исследования поверхности монокристаллов. - АС СССР » 1430842.

ЦИТИРУЕМАЯ ЛИТЕРАТУРА

1. lui tj ene S.B., Verbeek H., Algra A.J. 'and Bo era A.L.- Surf.Set, 1978, V.76. p.609.

2. How W., Ecketei/i W. and Verbeek H. - Rad.Eff., 197Ö, V.39, p. 107.