Процессы электронного обмена при рассеянии и эмиссии атомных частиц с поверхности твердых тел тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.04 ВАК РФ

На правах рукописи

УРАЗГИЛЬДИН Ильдар Фоатович

ПРОЦЕССЫ ЭЛЕКТРОННОГО ОБМЕНА ПРИ

РАССЕЯНИИ И ЭМИССИИ АТОМНЫХ ЧАСТИЦ С ПОВЕРХНОСТИ ТВЕРДЫХ ТЕЛ

Специальность 01.04.04 — физическая электроника

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Москва «1995

Работа выполнена на физическом факультете Московски государственного университета им.М.В.Ломоносова

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор Акишин Анат Иванович (НИИЯФ МГУ);

доктор физико-математических наук, профессор Мартыненко Владимирович ( РНЦ "Курчатовский институт" );

доктор физико-математических наук, главный научный сотру Танцырев Георгий Дмитриевич ( Институт энергетических про химической физики РАН ).

Ведущая организация - Московский инженерно-физический инс

Защита состоится июня 1995 года в /г —час

заседании диссертационного совета Д053.05.42 в МГУ по адр И9899 Москва, Воробьевы горы, НИИЯФ МГУ, 19 корпус, аудит 2-15.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке НИИЯФ МГУ. Автореферат разослан " мая 1995 года.

Ученый секретарь

диссертационного совета

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

актуальность темы. Электронный обмен между атомной частицей и поверхностью твердого тела является одним из наиболее фундаментальных процессов, характеризующих взаимодействие атомных частиц с твердым телом. Перезарядка играет решающую роль во многих явлениях на поверхности, включая вторичную ионную эмиссию, ионно-электронную и ионно-фотонную эмиссии, рассеяние ионов на поверхности, адсорбцию, десорбцию и т. д.

Несмотря на большое количество экспериментальных и теоретических работ в этой области исследований, к настоящему времени нет общепризнанной точки зрения на физические механизмы, ответственные за формирование зарядовых и возбужденных состояний атомных частиц при их взаимодействии с поверхностью твердого тела. Что касается вторичной ионной эмиссии (ВИЗ), существующие теории дают только качественное описание особенностей эмиссии. Ряд закономерностей ВИЗ остается необъясненным. Различные подходы к ВИЗ часто противоречат друг другу. Создание адекватной физической модели ВИЗ, позволяющей количественно описать это явление, чрезвычайно важно не только с фундаментальной точки зрения, но и с точки зрения разработки количественных методов анализа поверхности. ВИЗ, как известно, лежит в основе одного из самых чувствительных методов анализа поверхности - масс-спектрометрии вторичных ионов.

Недостаточно исследованы также механизмы и закономерности, связанные с эмиссией вторичных ионов в возбужденном состоянии, ионно-фотонной эмиссией, нейтрализацией ионов у поверхности и ионно-электронной эмиссией.

Процессы перезарядки могут быть обусловлены как резонансными переходами между атомной частицей и поверхностью, так и переходами типа Оже, которые определяют, например, нейтрализацию ионов инертных газов у поверхности металла и сопровождаются эмиссией электронов. Для понимания механизма перезарядки необходимо исследовать динамику изменения зарядовых и возбужденных состояний, скорость переходов между ними в зависимости от расстояния до поверхности, энергетический спектр эмитируемых электронов, вклад в спектр конкретных переходов типа Оже и т. д.

Изучение явлений нейтрализации ионов у поверхности и связан-

ной с ней эмиссии электронов представляет особый интерес для развития ионно-нейтрализационной спектроскопии - метода, позволяющего исследовать электронную структуру поверхностного слоя твердого тела.

цель работы состояла в экспериментальном и теоретическом исследовании физических процессов, определяющих зарядовые и возбужденные состояния атомных частиц при их рассеянии от поверхности и при вторичной ионной эмиссии, а также в развитии представлений о динамике процессов, приводящих к эмиссии электронов при рассеянии ионов.

научная новизна. В работе впервые получены следующие научные результаты:

- проведено экспериментальное исследование закономерностей ионно-электронной эмиссии для системы Аг++- РЬ; построена физическая модель процесса нейтрализации одно- и двукратно заряженных ионов у поверхности металла, описывающая динамику изменения зарядовых и возбужденных состояний, скорости переходов между ними в зависимости от расстояния до поверхности, энергетический спектр эмитируемых электронов, вклад в спектр конкретных переходов типа Оке ит. д.;

- экспериментально обнаружены осцилляции в выходе однократно рассеянных ионов не+ при изменении энергии облучающих поверхность РЬ ионов Не++ для малых углов падения. Появление и исчезновение осцилляций с изменением угла падения хорошо описывается созданной моделью и связано с блокированием канала квазирезонансного электронного обмена за счет конкуренции различных электронно-обменных процессов (захват в автоионизационное состояние и Оже- нейтрализация);

- установлено явление интерференции различных электронных состояний при эмиссии вторичных атомных частиц, что проявилось в обнаруженном экспериментально осциллирующем характере энергетического спектра вторичных возбужденных ионов кремния при ионной бомбардировке поверхности монокристалла кремния;

- теоретически и экспериментально показана возможность осцилляций в энегетическом спектре б1+* в случае электронного обмена между изолированным уровнем и узкой зоной поверхностных состояний . Предсказано и экспериментально подтверждено отсутствие осцилляций в спектре для некоторых возбужденных состояний Бл.+* ,

также чувствительность к изменению плотности поверхностных остояний для имеющих осциллирующий характер спектра;

- объяснен известный более 2 о лет эффект резкого, на 2 - 5 орядков, увеличения эмиссии положительных или отрицательных торичных ионов при адсорбции на поверхности металлов и полупро-■одников электроотрицательных или электроположительных элементов юответственно;

- теоретически изучена проблема формирования зарядового состояния атомной частицы при вторичной ионной эмиссии из металла, ¡оказано, что в общем случае присутствуют два механизма формиро-,ания зарядового состояния ионов - туннельный и механизм термали-ации, причем при определенных условиях один из них может домини-ювать;

- аналитически решена задача перезарядки между изолированным 1лектронным уровнем атомной частицы и произвольной зоной элек-■ронных состояний твердого тела. Полученное в рамках нестационар-юй модели Андерсона-Ныонса решение, представляемое посредством функций Грина, позволило наглядно проанализировать характер оаимодействия.

научная и практическая ценность

В работе продемонстрирована чувствительность энергетических :пектров возбужденных вторичных частиц к изменению плотности юверхностных состояний твердого тела, что может быть использо-¡ано для диагностики поверхности.

Развитая в работе модель нейтрализации ионов у поверхности «еталла позволяет рассчитать спектр электронов, эмитируемых при ¡ассеянии ионов на поверхности твердого тела, в зависимости от гараметров эксперимента. Эта модель дает возможность точнее зешать основную задачу для ионно-нейтрализационной спектроскопии - исследовать электронную структуру поверхностного слоя твердых гел. Предложенная модель позволила, в частности, из анализа экспериментальных электронных спектров определить время пере-пройки наведенного заряда изображения при изменении заряда иона ? поверхности. Эта перестройка относится к очень "быстрым" провесам изменения локальных свойств поверхности и чрезвычайно :ложна для регистрации.

Решение задачи перезарядки между изолированным атомным уровни и произвольной зоной электронных состояний твердого тела дало

возможность объяснить ряд экспериментальных результатов по рассеянию ионов, характеризующихся сложным энергетическим спектром рассеяния.

Выявленный в работе механизм резкого увеличения вторичной ионной эмиссии при адсорбции на поверхности металлов и полупроводников электроотрицательных или электроположительных элементов может быть использован при разработке количественных методов анализа состава поверхности в режиме, обеспечивающем максимальную чувствительность.

защищаемые положения.

- физическая модель процесса нейтрализации одно- и двукратно заряженных ионов у поверхности металла, которая описывает динамику изменения зарядовых и возбужденных состояний, скорости переходов между ними в зависимости от расстояния до поверхности, позволяет оценить вклад в энергетический спектр эмитируемых электронов конкретных переходов типа Оже и т. д.;

- явление квантовой интерференции во вторичной ионной эмиссии, что выразилось в осциллирующем характере энергетических спектров некоторых возбужденных состояний ионов кремния Ба.+* при ионном облучении поверхности монокристалла и объясняется квазирезонансной перезарядкой между и поверхностными состояниями;

- механизм резкого увеличения положительной вторичной ионной эмиссии при адсорбции на поверхности металлов и полупроводников электроотрицательных элементов, объясняемый сдвигом уровня валентного электрона электростатическим потенциалом, наведенным адсорбатом, что увеличивает эффективное расстояние нейтрализации отлетающего иона, т. е. увеличивается потенциальный барьер для туннелирования электронов и экспоненциально уменьшается вероятность нейтрализации;

- предложенный квантовомеханический подход к описанию вторичной ионной эмиссии с поверхности металлов, выявляющий два механизма в формировании зарядового состояния частицы у поверхности: туннельный и механизм термализации, с возможностью преобладания одного из них. Подход позволяет количественно объяснить поведение вероятности ионизации от скорости эмитируемой частицы;

- аналитическое решение задачи перезарядки между изолированным атомным уровнем и произвольной зоной электронных состояний твердого тела, показывающее, что зарядовое состояние атомной

эстицы есть результат интерференции возникающих при взаимодейст-ш эффективных (отвечающих краям зоны), квазистационарных и жализованных состояний. В общем случае эта интерференция приво-гг к осциллирующей зависимости зарядового состояния рассеиваемой гомной частицы от ее энергии.

Совокупность полученных в работе результатов позволяет формулировать суть разработанного направления - физические :новы влияния локальной электронной структуры поверхности на гектронный обмен с атомной частицей.

апробация работы. Результаты исследований, которые вошли в юсертацию, были доложены на XII, хш, XIV и XV Международных тференциях по атомным столкновениям с твердым телом (Окаяма, юния, 1987; Орхус, Дания, 1989; Сэлфорд, Англия, 1991; Лондон, 1нада, 1993), XVII Международной конференции по физике элект->нных и атомных столкновений (Брисбан, Австралия, 1991), VII, IX х Международных симпозиумах по неупругому взаимодействию ионов поверхностью (Краков, Польша, 1988; Оссуа, Франция, 1992; .йоминг, США, 1994), х Международной конференции по анализу юными пучками (Эйндховен, Нидерланды, 1991), хи Европейской |нференции по физике поверхности (Стотгольм, Швеция, 1991), :и-Х1 Конференциях по взаимодействию атомных частиц с твердым лом (Москва 1987, 1989; Звенигород 1991, 1993), хх Всесоюзной нференции по эмиссионной электронике (Киев 1987), Всесоюзном вещании по вторичной ионной и ионно-фотонной эмиссии (Харьков 88), Всесоюзном совещании по диагностике поверхности ионными чками (Донецк 1988), VII Всесоюзной конференции по физике низ-температурной плазмы (Ташкент 1987), хш симпозиуме рнера-Брандта по взаимодействию заряженных частиц с веществом ара, Япония, 1990), научной конференции "Ломоносовские чтения" Московском государственном университете (1993).

Обобщение результатов работы приведено в пленарных (обзорных) иглашенных докладах на IX Международном симпозиуме по неупру-му взаимодействию ионов с поверхностью (Оссуа, Франция, 1992) и

конференции СНГ по взаимодействию ионов с поверхностью ЗеНИГОроД 1993).

публикации. Теме диссертации посвящено более 7о публикаций, яовное содержание ее изложено в статьях, приведенных в конце гореферата.

структура и объем диссертации. Диссертация состоит и введения, шести глав и заключения. Работа содержит 24о страниц включая 55 рисунков, список литературы из 185 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ.

Во введении обосновывается актуальность темы, формулируете цель исследований, новизна и практическая значимость работы излагается структура диссертации и приводятся основные положения выносимые на защиту.

в первой главе описана методика проведения эксперимента комбинированная экспериментальная установка, на которой получен значительная часть экспериментальных результатов. Установка поз воляла реализовать такие методики исследования как: рассеяни медленных ионов (РМИ), ионно-нейтрализационная спектроскопи (ИНС), ультрафиолетовая фотоэлектронная спектроскопия (УФЭС) дифракция медленных электронов (ДМЭ). Ионы с энергией сотни эВ единицы кэВ использовались для бомбардировки поверхности по заданным с большой точностью углом падения. Рассеянные ион регистрировались с угловым и энергетическим разрешением. Ряд про цессов нейтрализации рассеянных ионов приводит к эмиссии электро нов. Для изучения этих процессов установка позволяла регистриро вать спектры эмитированных электронов с угловым и энергетически разрешением. Для уменьшения влияния магнитного поля Земли вокру камеры были установлены три катушки Гельмгольца. В конструкци различных частей специально были использованы немагнитные матери алы. Магнитное поле рядом с центром рассеяния составляло мене чем 25 мГаусс. Сильное подавление магнитного поля в камере позво лило проводить исследования для электронов с энергией единиц эВ. Базовое давление в камере, Р = 2 * ю~10 Topp, обеспечивал возможность работы с чистой поверхностью.

Очистка поверхности образца осуществлялась распылением помощью пучка ионов из источника. Кристалл мог нагреваться д температуры юоо к, что важно для отжига образцов и для выполне ния экспериментов с нагреванием. Ионная пушка позволяла формиро вать пучок ионов различных газов с энергией от юо эВ до ю кэВ Энергетический разброс составлял ю - 20 эВ. Диаметр пучка области образца был 1 мм, расходимость пучка - 1°. Дл

я

масс-сепарации пучка использовался фильтр Вина. Избирательность фильтра позволяла разделять нго+, 20Не+, 22ые+ . Плотность пучка сильно зависела от энергии и типа используемых ионов и менялась от ю нА/см2 (1 кэВ не2+) до ю мА/смг (4 кэВ Ке+). Манипулятор образца имел три поступательные степени свободы (X, у, 2) и две вращательные (полярный угол * и азимутальный угол ф). Вращение осуществлялось с помощью шаговых двигателей и управлялось компьютером. Детектирующая система состояла из полусферического анализатора и анализатора с двумя параллельными пластинами. Полусферический анализатор мог двигаться в плоскости рассеяния и в перпендикулярной плоскости, другой анализатор - только в плоскости рассеяния. Энергетическое разрешение полусферического анализатора было около з%, а второго анализатора - около 5% от энергии пропускания .

Практически все параметры эксперимента контролировались компьютером. Спектры детектируемых частиц отражались в реальном масштабе времени. Шаговые двигатели, устанавливающие углы падения и углы детектирования, могли управляться вручную или компьютером через интерфейсы. Компьютерная программа позволяла проводить измерения, в которых параметры эксперимента изменяются. Измерения сигналов от различных каналов детектирования могли производиться одновременно.

во второй главе представлены результаты исследований электронной эмиссии при нейтрализации одно- и двукратно заряженных ионов у поверхности металла. Изучалось рассеяние Агг+ и Аг+ на выведенной с высокой точностью грани (ш) монокристалла РЬ. Энергия первичного пучка менялась в интервале о. 6 - ю кэВ при скользящем угле падения 2° от поверхности, что обеспечивало рассеяние пучка без проникновения в глубь кристалла. Спектры электронов при таких условиях определяются, главным образом, процессами "спонтанной" или потенциальной электронной эмиссии, т.е., процессами типа Оже, в которых участвуют два электрона.

Полученные спектры демонстрируют богатую структуру, особенно три низких энергиях ионного пучка (рис.1). Для низких энергий 1аблюдается явно выраженный пик с энергией около 12 эВ, который южно уверенно приписать автоионизации состояния 1г**(Зр4(3р)4Бг). Это подтверждается, в частности, анализом ¡аблюдаемого сдвига этого пика при изменении угла наблюдения

о

(Допплеровский сдвиг): сдвиг количественно описывается в предположении, что электроны эмитируются падающей атомной частицей дс ее отражения от поверхности. Второй пик, меньшей интенсивности, с энергией чуть ниже 14 эВ приписывается автоионизации состоянш аг**(Зр4(1о) 4эг), которое формируется в результате захвата дву> электронов метаста<5ильным ионом аг2+(зр4(1£>)) •

Энергия [эВ ]

Рис. 1. Экспериментальные и рассчитанные энергетические спектры электронов, эмитированных при скользящем рассеянии (0=2°) ионов аг++ от грани (iii) монокристалла рь для различных энергий первичного пучка (600 эВ; 1, з и 5 кэВ). Два явно выраженных пика отвечают развалу автоионизационных состояний Ar**(зр4 (3Р) 4s2) и

** 4 1 2

Ar (Зр ( D) 4s ) .

Осуществлен детальный теоретический анализ электронны) спектров и физических процессов, приводящих к электронной эмиссии. Сложность теоретического описания процесса связана с большш

числом промежуточных состояний, возникающих при нейтрализации цвухзарядных ионов (рис. 2). К электронной эмиссии приводят все процессы типа Оже: Оже-захват (АС) и ионизация Пеннинга или

Зже-девозбуждение (Р1) и автоионизация дважды возбужденного **

атомного состояния аг (ли).

RT

Аг+*{4р)

+ ГГ

• АГ+ <3р)

RT

Ar+*<3s3p6)

rt

"Л

■ Ar (4s")

• Аг (Зр 4s) pi

Аг (Зр6)

Рис. 2. Схема нейтрализации двукратно заряженных ионов аргона, от - резонансные переходы, ас - Оже-захват, р1 - Пеннинговая ионизация (Оже девозбуждение), Аи -автоионизация.

Моделирование процесса сводилось вкратце к следующему:

- рассчитывалась траектория рассеяния атомной частицы от юверхности и зависимость ее скорости от расстояния z до поверх-юсти металла v(z);

- вычислялись электронные термы Ek(z) для всех атомных состояний, участвующих в процессе, как функции расстояния z [потенциальная энергия взаимодействия атомной частицы в опреде-:енном электронном состоянии с поверхностью);

- рассчитывались вероятности переходов между различными шектронными состояниями i и k: g (z);

- определялась кинетическая энергия эмитируемого электрона :ак "вертикальная" разность (положение атомной частицы не успе-;ает измениться за время электронного перехода) электронных ■ермов: c)k(z) = E^z) - ek(z), где er(z) - энергия конечного 'лектронного состояния для системы, имеющей на один электрон 1еньше, чем в начальном состоянии;

- вводилась возможность "неадиабатического отклика" металла ;а внезапное изменение зарядового состояния при переходе типа |*е, т. е. энергия эмитируемого электрона определялась как

Аг

с = с" - (еа - ed) * exp(-t/-r), где с" - энергия электрона при мгновенной перестройке заряд изображения, ed - энергия электрона при очень медленной пере стройке, t - время ионизации и t=i/u, ы - частота поверхностног плазмона.

На основе известных функций v(z), Ek(z) и Gik(z) численн решалась система связанных дифференциальных уравнений для засе ленности различных состояний:

1 (G (z)Nk(2) - G <z)N (z)) 1 *k

dN (z) /dz = -

v(z)

Спектр электронов получался при суммировании по траектори вкладов от всех переходов типа Оже с отвечающей данному переход и данному расстоянию энергией электрона. ■

Вероятности переходов Gik(z) зависят от перекрытия волновы функций соответствующих электронных состояний. Для резонансны

переходов: G,k(z) = crt р(е) exp(-y(z)z), где y(z) = У 2E(z) р (е) - плотность поверхностных электронных состояний рь, £ (z) энергия связи электрона, crt - параметр.

Для Оже переходов Glk(z) вычислялась интегрированием по э поверхностных электронных состояний:

с

f

g (z) =

Ik4 '

с

min

gik(z, Еь) = Слсехр(-э-1(г)г), у , (z) = (\J (2/2EJ + 1/(2/2EJ )

Еь и е^ - энергии связи электрона в начальном и конечном состоя

ниях соответственно.

Принималось во внимание, что электронные термы е^(z) к больших расстояниях изменяются из-за взаимодействия с заряде изображения (-q^ff/4z) с эффективным зарядом g , определяемь по правилу Слэтера для каждого состояния. Для возбужденных состс яний учитывалась также поляризация введением соответствующе поправки. Учитывалось, что на малых расстояниях (менее нескольку атомных единиц) потенциал изображения видоизменяется вследстви экранирования и переходит в постоянную величину внутри металла.

Очень хорошее согласие между измеренными экспериментально

ычисленными по этой модели электронными спектрами как по коли-еству наблюдаемых особенностей спектра, так и по их изменению с нергией налетающих ионов (рис. 1), дает основание считать, что одель правильно описывает физические процессы при нейтрализации вухзарядных ионов у поверхности металла.

Отметим, что при расчетах вводилось всего три подгоночных араметра скт, сдс, с - константы для резонансных переходов, же захвата и Оже девозбуждения, причем их использование приво-ило к абсолютным значениям вероятностей переходов, очень близким существующим теоретическим в области расстояний порядка 2,5 Я, де осуществляется большинство рассматриваемых процессов.

Предложенная модель также описывает эволюцию системы ион-оверхность во времени при их медленном сближении, в ходе которо-о происходят процессы резонансного обмена и Оже-процессы. Резо-ансные процессы приводят к зависящему от расстояния заполнению азличных одно- и двукратно возбужденных состояний. Оже-процессы свою очередь ведут к эмиссии электронов, энергия и число кото-ых меняется с расстоянием от поверхности. Применение этой модели озволило: (1) выделить электронные состояния и процессы, играю-ие определяющую роль в случае медленного приближения частицы; 2) определить абсолютные вероятности основных Оже-процессов и роцессов резонансного обмена в зависимости от расстояния; (3) ассчитать заселенности вовлеченных электронных уровней в зависи-ости от расстояния. Для системы Аг2+ - РЬ(1И) было установлено, то при малых энергиях рассеиваемого иона основной вклад в обра-

ование невозбужденного Аг+ (первый шаг процесса нейтрализации)

** ~ +*

носят автоионизация Аг и Пеннинговская ионизация Аг , но при величении энергии возрастает роль прямого Оже-захвата электрона оном Аг2^ Второй шаг нейтрализации, приводящий к возникновению евозбужденного атома Аг, всегда происходит путем прямого Оже-ахвата. Для всего указанного диапазона энергий налетающего иона роцесс нейтрализации (с образованием невозбужденного нейтрально-о атома Аг) завершается до достижения ионом точки поворота раектории.

в третьей главе представлены результаты экспериментального и еоретического исследования рассеяния одно- и двукратно заряжен-ых ионов Не от грани (III) монокристалла рь. Изучались энергети-еские спектры рассеянных ионов и вторичных электронов в диапа-

1 7

зоне энергии первичных ионов от зоо эВ до б кэВ.

Показано, что в случае использования ионов Не+ в качеств первичных, спектр рассеянных ионов с энергией, отвечающей пик однократного рассеяния, проявляет явно выраженный осциллирующи характер. Спектр демонстрирует исключительную воспроизводимость соответствует спектрам, полученным ранее другими авторами на об разцах поликристаллического рь.

Эти осцилляции появляются при квазирезонансном обмене межд валентным уровнем атома гелия и узкой а-зоной рь и связаны интерференцией двух молекулярных электронных состояний. Выбо кристаллической ориентации мишени не изменяет положения минимуме и максимумов в спектре рассеяния, а приводит лишь к незначитель ным изменениям интенсивности.

Замена первичного пучка Не+ на пучок ионов Не++ приводит спектру рассеянных ионов Не+, не проявляющему заметных осцилля ций. Однако при изменении угла падения (отсчитываемого от поверхности) и угла рассеяния с * = 45° и в = 9 0° на * = ю° и в 20°, соответственно, были обнаружены слабые, но достаточно выра женные осцилляции. Это наблюдалось впервые для систем двузарядны ион - поверхность. Положения минимумов и максимумов в энергети ческом спектре рассеяния при использовании пучка ионов не+ соответствовало тем же значениям энергии, что и для пучка Не+ Это указывает на то, что осцилляции появляются благодаря присут ствию ионов Не+, сформировавшихся перед жестким столкновением поверхностью за счет захвата одного электрона.

Эксперименты с пучком Не+ показали независимость картин осцилляций от угла падения пучка, что согласуется с предыдущим экспериментальными и теоретическими работами для других мишеней Исчезновение осцилляций в случае с Не++•является первым свиде тельством того, что для больших углов падения первичного пучк ионов не++ время для формирования ионов не+ может оказатьс недостаточным.

Для различных углов падения первичного пучка ионов ,Не+ проводились также измерения энергетических спектров электронов возникающих при ионной бомбордировке твердого тела. Энергия пер вичного пучка ионов была 1 кэВ. При скользящем падении ионов

спектре были обнаружены электроны, отвечающие автоионизационном ** „

распаду состояния Не . С увеличением угла падения, т. е. с уве

1 А

ичением перпендикулярного к поверхности компонента скорости энов, пик автоионизационных электронов исчезал и оставался обычай электронный спектр, наблюдаемый при ионно-нейтрализационной иектроскопии.

Представляло интерес определить, какие конкретно переходы иеют место при нейтрализации падающего пучка ионов Не++. Для гвета на этот вопрос были выполнены модельные вычисления элек-эонного спектра применительно к системе Не++- рь (ш) с исполь-эванием модели, описанной в предыдущей главе. На рис.з представ-эны все переходы между различными состояниями не, участвующими в эоцессе нейтрализации. Для водородоподобного состояния не+*(2в) >шо принято во внимание расщепление уровня благодаря воздействию аектрического поля заряда изображения (линейный эффект Штарка). ало отмечено, что состояние не+*(3е), которое при больших расстояниях между налетающей частицей и поверхностью лежит ниже зовня Ферми РЬ, реионизируется уже перед тем, как оно могло бы

¡сщепиться вследствие действия электрического поля. Были приняты

**

> внимание два состояния не , для которых, как известно из »бот по газовой фазе, происходит автоионизация, т. е. ; *(2з2) и Не**(2рг)'о. Их скорости перехода (развала) - 1,7 х

14 13 -1 »-»

) и 8,з х ю сек , соответственно. Эти величины являются юрными для тех переходов, скорости которых зависят от расстоя-1Я частицы до поверхности.

Не4'*(25,р)П •

I

Не (2з,р)2 •

п { риг

—» Не+(и><-

Ие*\2р2Д п

** 2 1 Не (2в ) 5

Не(1з )

Рис. з. Схема нейтрализации двукратно заряженных ионов гелия, ет - резонансные переходы, АС - Оже-захват, Р1 - Пеннинговая ионизация (Оже девозбуждение), ли -автоионизация.

Было получено хорошее соответствие между экспериментальными рассчитанными спектрами. Вычисления показали, что основной

1 к

вклад в спектр вносится переходами типа ас (Оже захват): Не++ • Не+, не+ * Не и распадом автоионизационного состояния ли (Не** ■ Не+). Эти переходы приводят к широким максимумам при энергиях о ■ 15 эВ, 15 -зо эВ и структуре с двумя пиками в районе 35 эВ при < = 2°. Существуют также небольшие вклады от переходов Р] (Пеннинговская ионизация): не*+ - Не+, не** ■=> Не* , последний ис которых ответственен за электроны на высокоэнергетической сторон« ли структуры (автоионизационных пиков) .

При увеличении угла скольжения возрастает перпендикулярны} компонент скорости налетающей частицы и, соответственно, уменьшается время взаимодействия. Как следствие, в цепи процессов нейтрализации начинают преобладать более быстрые процессы, т. е. Оже-захват: Не++ Не+ и Не+ » Не . Вклад от более медленнш процессов, т. е. от распада автоионизационных состояний, пропадает.

Было показано, что исчезновение осцилляций в выходе ионо! не+ при увеличении угла скольжения пучка ионов Не++ связано с зависимостью вероятности Оже-захвата от перпендикулярной к поверхности составляющей скорости. Процесс квазирезонансного обмена, приводящего к осцилляциям, требует формирования ионов Не+ до достижения налетающим ионом области пересечения связывающего и анти-связывающего квазимолекулярного терма. Анализ экспериментальны} данных позволил заключить следующее. В то время как для малых углов скольжения образование ионов Не+ посредством процессов АС , р1 и аи происходит до области пересечения квазимолекулярныз термов, для больших углов падения ионы Не+ формируются, главны» образом, посредством ас, причем уже после области пересечена термов. Следовательно, осцилляции в выходе ионов Не+ должны пропадать с увеличением угла скольжения первичных ионов Не++, что I наблюдалось в эксперименте. Анализ приводит к значению расстояние от з.55 и до 4.о а от поверхности для точки пересечения термов.

Таким образом, экспериментальные исследования и вычисление спектров вторичных электронов в рамках обсуждаемой модели показали, что нейтрализация ионов у поверхности происходит, главны» образом, благодаря Оже-захвату и резонансному захвату в состояние

^ А

Не с последующей автоионизацией. Процессы эти проходят те» ближе к поверхности, чем больше перпендикулярный к поверхносп компонент скорости налетающих ионов.

в четвертой главе рассмотрены особенности электронного обме-з при формировании вторичных возбужденных ионов кремния.

В разделе 4.1 приводятся результаты исследований энергети-эских распределений вторичных возбужденных ионов кремния при шбардировке грани (Ш) монокристалла кремния ионами инертных 130В с энергией 8 кэВ. Изучение возбужденных состояний кремния ¡уществлялось на уникальной установке, использующей методику «падений, что реализовано впервые для исследования взаимодейст-:я ионов с поверхностью твердого тела.

Измерялось число совпадений по времени образования вторичных нов кремния и фотонов с различной длиной волны (возникающих и распаде возбужденного состояния иона ) в зависимости от ергии вторичного иона г!"1"; т. е., по-существу, исследовался эргетический спектр вторичных возбужденых ионов. Измерения пропились для различных линий в! ii с длиной волны л=385,6; 413 и 7 нм, связанных с распадом возбужденых состояний з!+* (2р°) ? Бй."®"* а(гг") и 4р(4Б) соответственно.

Были обнаружены осцилляции в энергетическом спектре для пер: двух возбужденных состояний Ба"*"* (см. рис.4 для первого из кривая 1). Это явление объяснено интерференцией различных ктронных состояний, которая наблюдалась впервые в эмиссии вто-ных атомных частиц.

Рис.4. Энергетический спектр вторичных возбужденных ионов кремния si+*4p(zp°) при облучении поверхности (ill) si ионами аг+ с энергией 8 кэВ (кривая 1 - эксперимент, 2 - расчет).

Для полученного осциллирующего энергетического распределения,

1 п

построенного в зависимости от у"1 (где ^ - перпендикулярная к поверхности составляющая скорости иона), период осциллядий оказался постоянным, что является характерным для процессов резонансной перезарядки при столкновении частиц. Определяющая роль V I нашем случае свидетельствует о том, что взаимодействие вторичногс иона происходит с поверхностью твердого тела в целом, а не носи"; характер парного взаимодействия-

Анализ электронной структуры кремния показывает, что вблиз! возбужденного уровня иона е=6,з эВ, ответственного за излученш линии II с а= 385,6 ни, существует пик поверхностных электронных состояний вблизи уровня Ферми с е=5,э эВ, основной вклад ] который осуществляет поверхностный слой атомов кремния. Заметим что расположение пиков поверхностных состояний достаточно устойчиво к реконструкции поверхности (2x1) <» Бх (7x7), которог имеет место при нагревании образца. Электронный обмен може' происходить между возбужденным уровнем иона Бд.+* и узким пико! поверхностных состояний.

С напуском кислорода в камеру пик электронных состояний вбли' зи уровня Ферми пропадает- Это должно приводить к нарушению уело' вий перезарядки и исчезновению осциллирующего характера выход; 31+*, что и имело место в эксперименте.

Таким образом, механизм электронного обмена, обьясняющш полученнные спектры, может быть следующим. При бомбардировк> кремния ионами Аг+ и в результате жестких столкновений и дг-Б! происходит образование вакансий на глубокой ь-оболочю кремния, что следует из анализа корреляционных диаграмм. За сче1 Охе-процесса с участием верхних ь-оболочек образуется двухзаряд ный ион Б1г+. Далее перезарядка с поверхностными уровнями кремни приводит к образованию состояния Ба.+*4р(2р°), распад которог дает ионы и фотоны, одновременно регистрируемые в наше

эксперименте.

Было проведено теоретическое рассмотрение в предположении что осциллирующий характер энергетического распределения возбуж денных ионов Б1+*4р(гр°) (рис. 4) может быть вызван особенностям электронного обмена между возбужденным уровнем иона и узки

пиком поверхностных состояний. Этот пик может описываться ка дискретный электронный уровень, и тогда рассмотрение может прово диться для двухуровневой модели электронной перезарядки. Исполь

зование двухуровневой модели Демкова привело к следующему выражению для вероятности перезарядки (захвата электрона на возбужденный уровень иона):

пй 2

т,* 1.2 .2 Р = эесЬ 3/2 д/2 -

2 Е V . V

о

Н1г(Я)с№.

где Д - дефект резонанса или разность энергий между уровнем иона и пиком плотности поверхностных состояний; Ео - энергия связи электрона в поверхностном состоянии, V - скорость иона, Н12 -матричный элемент обменного взаимодействия, я - расстояние от поверхности.

Полученная теоретическая зависимость очень хорошо согласуется с экспериментальными результатами (рис. 4, кривая 2 ).

Энергетический спектр возбужденных ионов з1+*4^гг°) так же, ¡сак и спектр для состояния Б1+*4р (гр°), имеет осциллирующий характер. Энергия возбужденного уровня 31+*4^2г°) равна з,5 эВ (от уровня вакуума). Эта энергия значительно меньше энергии поверх-юстного пика электронной плотности состояний и лежит в области энергий электронов зоны проводимости. Поэтому осцилляции энергетического спектра з1+*4£(гр°) можно объяснить особенностями злектронного обмена между вторичным ионом эа+* и зоной проводи-юсти кремния. В этом случае двухуровневый подход, аналогичный >ассмотреному выше, не проходит ввиду отсутствия явно выраженного [ика плотности электронных состояний в области энергий, близких к >нергии этого возбужденного уровня. Возникает необходимость рас-[ета перезарядки с совокупностью поверхностных уровней кремния, [ля решения такого класса задач был использован гамильтониан типа .ндерсона-Ньюнса

Н(Ю- Е с+с + Е Ек<ск + I (Ук(1)С+Са+ У*а(1)сХ>, (1) к к

де I - время, с^, с и с^", с* - операторы уничтожения и рождения лектрона в состояниях, связанных с ионом Е^ или кристаллом Е^ оответственно. Оператор представляет обменное взаимодейст-

ие между состояниями и * , V - матричные элементы IV(-Ь)1*к>. Кулоновское отталкивание и спин электронов не учи-ываются, Еа и Ек полагаются не зависящими от времени.

Нестационарное уравнение Шредингера с гамильтонианом (1)

приводится к линейному интегро-дифференциальному уравнению дл* определения амплитуды заселенности уровня

дь t »

-ju (t)u(t')ba(t') exp [iE^ (t-t') ]Jp (E) exp[-iE(t-t' ) ]dE dt' (2)

at

t

с начальным условием |bs(to)l=i, (предполагается, что в начальный момент электрон находится в состоянии, связанном с ионом). р(Е) -плотность электронных состояний в зоне проводимости, u(t) -временная часть матричных элементов обменного взаимодействие

Решение уравнения (2) проводилось численно. Плотность р(с) выбиралась в соответствии с плотностью поверхностных состояний кремния (зона ширины - 2 эВ). Полученный спектр продемонстрирова; хорошее согласие с экспериментальным. Было показано, что для обоих состояний si+* осциллирующий характер спектра возникает в ток случае, когда процесс обмена начинается внутри твердого тела v идет с поверхностными состояниями.

Такое начальное условие задачи, подразумевающее образование возбужденного состояния внутри твердого тела, неправомерно дт si+* 4p(*D) вследствие большого радиуса возбужденного иона. Действительно, решение задачи в этом случае демонстрирует монотонную зависимость вероятности заселения уровня от энергии иона, что отвечает наблюдаемому экспериментально энергетическом} спектру ионов Si+* 4p(*D).

Раздел 4.2 посвящен изложению результатов исследование пространственных распределений вторичных ионов.

С помощью метода совпадений были получены пространственные распределения возбужденных вторичных ионов определенной энергии, образующихся при ионной бомбардировке под различными углами граш (ni) si и аморфизованной поверхности кремния, а также поликристалла алюминия. Проведен расчет пространственного распределение распыленных частиц с учетом анизотропии развития каскада соударений в твердом теле.

Исследование проводилось для вторичных ионов si+ с энергиям! 150, зоо и 670 эВ и фотонов с длиной волны 386 и 567 нм, связанных с распадом возбужденных состояний si+*4p(2P°) и si+*4p(4D) Такие же исследования проведены для вторичных ионов А1+ с энерги-

ей боо эВ и фотонов с длиной волны 459 и 466 нм, возникающих при распаде возбужденных состояний Al+*7f(3F°) и А1+*4р(1Р°). Кроме того, изучалось пространственное распределение вторичных ионов Si+ в основном состоянии с энергиями 4, 8, 18, 150, 300, 600 и 670 эВ и А1+ с энергией боо эВ. Угловые распределения для ионов с энергией 4, 8 и 18 эВ определялись по энергетическим спектрам si+ с определенной энергией.

Исследование распределения по полярному углу выхода вторичных ионов кремния и алюминия в основном и возбужденном состояниях привело к следующим заключениям. При малых энергиях анализируемых вторичных ионов (порядка единиц эВ> максимум распределения г (в) расположен по нормали к поверхности. С увеличением энергии вторичных ионов распределения х(в) уширяются и сдвигаются в сторону к поверхности тем больше, чем больше Е.^. Эта закономерность наблюдается для вторичных ионов как в основном, так и в возбужденном состояниях. Угловое распределение вторичных ионов в основном состоянии лежит ближе к поверхности, чем распределения возбужденных ионов той же энергии. Максимум распределения по полярному углу выхода приближается к поверхности при уменьшении энергии возбуждения вторичного иона.

Наблюдаемые закономерности были объяснены следующим образом. Наиболее вероятным механизмом образования возбужденного иона является кинетический. Жесткие столкновения частиц приводят к образованию дырки на глубокой L-оболочке, заполнение которой дает возбужденный ион. Можно считать, что вероятность образования такого иона не зависит от направления движения частиц и тогда пространственное распределение возбужденных ионов определяется распределением всех распыленных частиц данной энергии s°(e) и зависимостью вероятности выживания такого состояния от угла эмиссии е. Вероятность выживания электрона на возбужденном уровне с

последующим излучением фотона в рамках модели электронной переза-

* *

рядки можно представить следующим образом: р<* exp(-vo/v^), где v - компонент скорости, нормальный к поверхности; vQ- параметр, описывающий скорость процессов безызлучательного девозбуждения.

В случае, когда энергия возбужденного состояния соответствует энергии незаполненной части зоны проводимости, основным каналом девозбуждения является туннельный переход электрона в пустую зону. Причем, чем выше расположен возбужденный уровень

(соответственно ниже потенциальный барьер), тем больше вероятность электронного перехода (больше значения v*). Нетрудно показать, что распределение s°(e)P (е) смещается тем больше к нормали, чем больше значение v* в выражении для Р* (е). Именно такое расположение пространственных распределений получено в нашем случае. Для А1+*(459 нм) Е*=-1,05 эВ; для А1+*(4бб нм) Е*= - 5,57 эВ, Т.е.Е* >Е* И v^i>vo2* кРемния Si+*(567 нм)

Е*=о,05 эВ; для si *(386 нм) Е2 «= -6,3 эВ, т.е.аналогично Е* > Е* и VQi>V02- В случае с si"f*(3B6 нм) этот возбужденный уровень находится напротив валентной зоны, что приводит к дополнительному существенному уменьшению значения v* .

Как правило, значения v* заметно выше, чем соответствуйте значения vQ для иона в основном состоянии, поэтому пространственные распределения ионов А1+ и si+ лежат дальше от нормали соответствующих распределений возбужденных частиц.

При бомбардировке ионами неона распределения вторичных ионов si+ более узкие, чем при бомбардировке аргоном, и сдвинуты несколько ближе к нормали к поверхности для больших Ei-

Разница в угловых распределениях быстрых вторичных ионов si+c Е150 и 670 эВ по полярному углу выхода в случае распыления неоном значительно больше, чем при распылении аргоном.

Экспериментальные угловые распределения ионов в основном и возбужденном состояниях находятся в качественном согласии с данными теоретических оценок распыления Розендала-Сандерса.

В разделе 4.3 приводятся результаты исследований угловой зависимости эмиссии фотонов при ионной бомбардировке кремния (зависимость от угла падения первичного пучка).

Изучалась угловая зависимость эмиссии различных линий sill и sil, излучаемых при распаде возбужденных состояний атомов и однозарядных вторичных ионов, образующихся при бомбардировке кремния ионами аргона с энергией 8 кзВ. Установлено, что при облучении грани (ill)si анизотропия угловой зависимости ИФЭ более выражена для линии, соответствующей излучению частицы с меньшей энергией возбуждения. В случае аморфизованной поверхности кремния крутизна угловой зависимости ионно-фотонной эмиссии sin и sil убывала в последовательности: sill 545, 413, 624, 504, 385 HM, Sil 727, 390 нм, соответствующей, как правило, уменьшению энергии возбуждения относительно основного состояния (исключение составляет линия

Sill 413 HM) .

При увеличении угла наклона о пучка ионов к поверхности происходит возрастание коэффициента распыления, что связано с увеличением доли энергии, выделяемой при соударении вблизи поверхности. Казалось, можно ожидать,, что так же будет возрастать с углом падения и выход 1(a) возбужденных атомов. Но при наклонной бомбардировке возрастает доля быстрых распыленных частиц. Поэтому происходит дополнительное увеличение выхода частиц, возбужденных в результате сильных парных соударений вблизи поверхности - более быстрый рост угловых зависимостей с увеличением угла а, чем для распыления, что и наблюдалось в эксперименте.

Различие в крутизне линий sil и sill может быть объяснено из следующих соображений.

Как известно, значительная часть ионов si+* образуется по кинетическому механизму посредством Оже-процесса. При жестком столкновении si-si или Ar-si образуется дырка на 2р-урс5вне за счет перехода электрона в одно из возбужденных состояний. Последующая релаксация приводит к образованию возбужденного иона. При увеличении угла а возрастает относительная доля высокоэнергетич-ных частиц и соответственно увеличивается число частиц, испытавших жесткое столкновение и имеющих возможность выхода из твердого тела. Процесс образования si0* менее критичен к высокоэнергетической части спектра вторичных частиц, поэтому увеличение выхода si0* с углом а менее явное, si0* также может образоваться по кинетическому механизму, однако для этого процесса требуется заметно меньшая энергия, так как заполнение возбужденного уровня происходит с высоколежащей оболочки зр.

Изменение крутизны угловой зависимости с изменением возбужденного состояния в рамках одного вида частиц можно объяснить следующим образом. При нерезонансном образовании возбужденного состояния посредством захвата электрона на уровень, расположенный выше уровня Ферми Ер в твердом теле, вероятность такого процесса увеличивается с увеличением скорости вторичной частицы, так как разность энергий конечного и начального состояний электрона дЕ должна компенсироваться за счет кинетической энергии движения частиц. Т.е. относительное увеличение доли высокоэнергетичных частиц с углом а в большей степени активизирует процессы захвата электронов с большим дЕ (хотя абсолютное значение вероятности пе-

рехода электрона с большим лЕ может быть заметно меньше).

С другой стороны, если предположить возможность существования возбужденного состояния частицы внутри твердого тела, то чем выше ¡•"возб (относительно основного уровня), тем больше радиус электронной оболочки и, следовательно, тем меньше глубина, при выходе с которой данное возбужденное состояние частицы имеет шанс сохраниться. Поскольку при увеличении угла падения первичного пучка происходит относительное увеличение роли процессов на небольшой глубине, то 1(а) растет быстрее для частиц с большим радиусом (в рамках частиц одного типа). Следовательно, оба этих механизма работают в сторону увеличения крутизны зависимости 1(а) с энергией возбужденного состояния.

Пятая .глава посвящена обсуждению результатов по вторичной ионной эмиссии с поверхности металла.

В разделе 5.1 рассмотрен процесс формирования зарядового состоя!Й?я атомной частицы при ее отлете от поверхности металла. Для теоретического описания данного процесса использован модельный гамильтониан Андерсона-Ньюнса (1).

Задача решалась в приближении "широкой зоны", которое является вполне оправданным для широкозонных металлов. Принималось во внимание, что валентный уровень Е^(z) атомной частицы меняется значительно с расстоянием у поверхности металла вследствие действия потенциала изображения и пересекает уровень Ферми на некотором расстоянии zQ. Задача решалась отдельно для двух случаев, отличающихся соотношением температуры электронной подсистемы т^ и скорости атомной частицы v , нормальной к поверхности . В первом случае, когда температура электронной подсистемы т много меньше, чем энергия возбуждения за счет конечного времени взаимодействия ( Te«jrv , 1/у - характерное расстояние затухания электронных волновых функций вне металла) система (1) приводит к следующему значению вероятности ионизации эмитируемой частицы р+:

Г 1 Г 1 Г Д(2оЬ

ехр - — |л (z) dz = ехр г vA

(3)

где ü(z) = üQexp(-rz) - ширина уровня.

Это выражение совпадает с выражением, известным из модели электронного туннелирования, и может быть получено из кинетичес-

ких уравнений. ~

Больший интерес представляет второй - высокотемпературный случай Те » Для характерных энергий вторичных ионов 5-15 эВ этот случай реализуется для Си, например, уже с температур Те>500 к и более низких температур для более тяжелых металлов. Заметим, что вопрос об электронной температуре в области развития каскада является открытым до настоящего времени. По некоторым оценкам она достигает нескольких тысяч градусов и, по крайней мере, всегда отличается от ионной температуры (иногда очень значительно).

Полученное решение системы (1) для высокотемпературного режима после ряда математических преобразований может быть представлено в виде:

Р+ = ехр

г v,

+ г

)1

г т

+ 1

ехр

1Е=(2*) I-

(4)

где г - гамма-функция, Е' (г)<=дЕ (г)/дг, а г* =г~11п(Ао/г\г^) .

Первый член в выражении (4) совпадает с выражением для вероятности ионизации в области низких температур и обусловлен, главным образом, кинетическими эффектами, связанными с быстрым пересечением атомным уровнем частицы уровня Ферми в точке го. Второй член представляет "термализацию атомного уровня ". Т; е. установление заселенности атомного уровня, отвечающей локальной электронной температуре Тв, 2* - эффективное расстояние термализации.

Таким образом, из (3) и (4) следует, что в общем случае при вторичной ионной эмиссии можно выделить два механизма формирования зарядового состояния: туннельный механизм (название "туннельный" носит условный характер, и его использование в данном случае связано с устоявшимся названием "модель электронного туннелирования" для обозначения подобного механизма) и механизм термализации. Преобладание того или другого механизма зависит от конкретной ситуации (скорости вторичного иона, поведения электронного уровня > расстояния го, ширины уровня Д(г),

локальной электронной температуры т и т. д.).

Тем не менее, в общем случае можно предсказать характерное поведение вероятности ионизации Р+ от обратной скорости При

больших скоростях V реализуется низкотемпературный режим и единственный механизм формирования иона - туннельный, приводящий к линейной зависимости 1п Р+ от 1/^. С уменьшением скорости мы приходим к высокотемпературному режиму. Однако даже для высокотемпературного режима до некоторых значений ^ может преобладать туннельный механизм. При дальнейшем уменьшении начинают проявляться температурные эффекты, и очень быстро механизм термализа-ции становится преобладавшим в формировании зарядового состояния эмитируемой атомной частицы (выход на насыщение кривой 1п Р+ с увеличением 1/у ).

Анализ известных экспериментальных результатов по зависимости вероятности ионизации р+ от обратной скорости для ряда металлов (си, ыь, та) в рамках предлагаемого подхода позволяет получить не только очень хорошее согласие в характере поведения р+ от но и по абсолютному значению р+, что не удавалось ранее в рамках других подходов (рис. 5).

Т-■-1---г

0,5 1,0 1,5 2,0

1/v (10~ö сек/см)

Рис. 5. Зависимость вероятности ионизации Р+ атомов меди от их скорости эмиссии с поверхности (квадратики -эксперимент: A.Wucher and H.Oechsner, Surf. Sei. (1988) 199, p.567; сплошная линия - расчет).

В разделе 5.2 рассмотрено влияние адсорбатов на ВИЗ из поверхности металлов или так называемый химический эффект в ВИЭ. Предложен механизм, объясняющий резкое увеличение эмиссии вторичных положительных ионов металла при адсорбции электроотрицательных ионов металла на поверхности.

Металл рассматривался в рамках модели "желе", т. е. в виде однородного положительного потенциала и невзаимодействующего ферми-газа электронов. Известно, что любой заряд, помещенный у поверхности металла, наводит потенциал, вызывающий изменение потенциала ионизации атома вблизи поверхности металла. Вероятность ионизации (в данном случае - вероятность выживания иона) в рамках модели электронного туннелирования представлялась в виде выражения (2), где гд - эффективное расстояние нейтрализации (точка пересечения электронным уровнем уровня Ферми металла).

При адсорбции электроотрицательной частицы ее уровень сродства к электрону оказывается ниже уровня Ферми и, следовательно, является заполненным. Наличие адсорбированной частицы вызывает изменение электростатического потенциала вблизи ее окрестности. В упрощенном виде этот потенциал может быть представлен как потенциал, наведенный диполем, ориентированным перпендикулярно к поверхности с отрицательным зарядом вне металла.

Было рассчитано влияние наведенного потенциала на поведение валентного уровня атомной частицы вблизи поверхности. Пересечение уровнем атомной частицы уровня Ферми металла происходит в этом случае на больших расстояниях > го. Понятно, что незначительное увеличение эффективного расстояния нейтрализации в силу экспоненциального затухания волновых функций электронов вне металла может приводить к увеличению вероятности выживания иона на порядки величин. Для системы А1 - адсорбированный кислород получены значения эффективного расстояния нейтрализации го=4,9 для чистой и а.е. для поверхности с адсорбатом. Соответствующие значения вероятности ионизации равны Ро=о,оо7 и р =о,35. При адсорбции электроотрицательных элементов величина работы выхода меняется незначительно, и выход вторичных ионов всегда увеличивается (г > го).

При хемосорбции электроположительных, частиц на поверхности металла, как известно, происходит резкое увеличение выхода отрицательных ионов, что связывается с существенным уменьшением

работы выхода. Однако, наличие электроположительной частицы также вызывает изменение поведения уровня сродства к электрону, что приводит к дополнительному увеличению расстояния нейтрализации и, соответственно, увеличению вероятности выживания отрицательного иона при эмиссии. Одновременное действие этих двух факторов приводит к более сильному увеличению эмиссии отрицательных ионов вплоть до 5 порядков величин, как это, например, имеет место в случае эмиссии с покрытой цезием поверхности никеля.

Таким образом, эффект резкого увеличения ВИЭ металла при адсорбции электроотрицательных элементов на поверхности может быть объяснен в рамках модели электронного туннелирования следующим образом. Наведенный адсорбатом потенциал вызывает дополнительный к сдвигу, связанному с потенциалом изображения, сдвиг уровня валентного электрона, что увеличивает эффективное расстояние, на котором происходит нейтрализация отлетающего иона за счет резонансного электронного перехода. При этом увеличивается потенциальный барьер для туннелирования электронов, экспоненциально уменьшается вероятность нейтрализации эмитируемого иона и, следовательно, увеличивается выход вторичных ионов.

в шестой главе рассматривается перезарядка между атомной частицей и поверхностью твердого тела при ее рассеянии. Описание процесса проводилось . в рамках нестационарной модели Андерсона-Ньюнса. Выбор модельной зависимости обменного взаимодействия от времени позволил провести аналитическое рассмотрение для случая произвольного вида плотности электронных состояний поверхности. Было показано, что зарядовое состояние рассеянной атомной частицы является немонотонной функцией ее энергии.

В отличие от предыдущей главы, где использовалось приближение "широкой зоны", здесь рассматривается поверхность с произвольной плотностью состояний. Отмечается, что особенности зонной структуры могут играть решающую роль в формировании зарядового состояния для некоторых систем. Временная зависимость матричных элементов обменного взаимодействия V выбиралась в виде ступеньки длительности г, где т = - характерное время взаимодействия, а - расстояние порядка радиуса валентной оболочки, где обменное взаимодействие начинает достигать насыщения и далее меняется слабо. (Такое приближение резкого включения-выключения оправдано для многих экспериментов по рассеянию).

Характерные времена перекода электрона в этих случаях больше, чем времена включения и выключения взаимодействия, т. е. реализуется сильно неадиабатический процесс. Решающую роль в формировании конечного зарядового состояния играет область малых расстояний, где процессы электронного обмена наиболее интенсивны. Включение и выключение на временной шкале системы являются, по сути, моментальными. Валентный уровень атомной частицы ca(t) = const и может сдвигаться только в результате гибридизации с зонными состояниями. В рамках принятой модели зарядовое состояние частицы не меняется при t<o и t>x, т. е. п(-ш)=п(о) и п(в)=п(т).

Решение задачи привело к следующему выражению для

заселенности уровня атомной частицы:

-к»

du

П(+ю) = п(т) = п (-а)

2л

G,I С)

+С0

1 г

V ¿г-

dui

2ir

-1ИТ г , , г

е G (u) G

as' ' kk

(И)

(5)

где G^ (и)

G (и) =

равновесная запаздывающая функция

I 2 Л -1

и — с + i5

1 Г 1 i5 . _ \ -

V ¿г и -

е (k) + i<5

Грина:

(5 - бесконечно малая величина, добавленная для того, чтобы обес-

( о )

печить аналитичность в верхней полуплоскости), (и)

-невозмущенная функция Грина идеального Ферми-газа 1

с- (в) = -

и - с (k) + i6

и пк заселенность зонных состояний, с (к) - плотность электронных состояний. Для полностью пустой и заполненной зоны получено соответственно:

П(-Ко) = п(-оо) Gr (т)

nk= о

(б)

I I2

п(-ко) = П(-ОЗ) в г (т) +

1.-1 е.: (г)|2

(7)

Выражения (б), (7) предполагают, что зависимость п(») от времени взаимодействия -г определяется особеностями в нижней части

комплексной г-плоскости. Следовательно, проблема сводится к аналитическому продолжению на комплексную плоскость с

последующим интегрированием. Интегрирование по « сводится к обходу полюсов и разрезов в нижней полуплоскости г. Результат интегрирования можно представить в виде

Сг (т) = -1 -|ехр(-аг т)А + ехр(-1у -с)А + ехр(-а.Пт) ехр(-Гт)А }•

ФА I 11 2 с ^ I

+ ехр(-1Е1т)£1(т) + ехр(-1Егт)^(т) (8)

где А,, А , А - вычеты полюсов сг (г), Е , Е - энергия краев зоны, 1 , гг - энергия возникающих локализованных состояний, п и г - энергия и ширина уровня, "генетически" происходящего из атомного. Два последних члена в выражении описывают вклад по контурам, отвечающим разрезам, связанным с краями зоны. Функции ^(т) и убывают медленнее, чем ехр(-Гт) (неэкспоненциальный распад). Для трехмерного спектра, например, с плотностью состояний, имеющей корневую особенность на краях, указанные функции меняются как 1/т для больших т и линейно по т для малых т.. Последние два терма в (8) могут интерпретироваться как эффективные состояния с энергией, равной энергии краев зоны. Эти термы являются долгоживущими по сравнению с квазистационарными и поэтому могут играть решающую роль в некоторых процессах, связанных с перезарядкой. Этот эффект проявляется всегда и является наиболее существенным, связанным с ограниченной шириной зоны.

Конечное зарядовое состояние атомной частицы, представляемое (б) и (7), можно рассматривать как результат интерференции эффективных состояний с энергиями, совпадающими с положением краев зоны и с квазистационарными и локализованными состояниями, "генетически" происходящими из атомного. Зависимость заселенности атомного уровня от времени взаимодействия т или обратной скорости в общем случае имеет немонотонный осциллирующий характер. Частоты гармоник функции заселенности представляются разностями энергий

соответствующих состояний.

Полученные результаты позволили объяснить ряд сложных экспериментальных энергетических спектров рассеяния (например, осцил-ляций с двумя ведущими частотами).

Был исследован также случай частично заполненной зоны. Чтобы разделить эффекты, связанные с частичным заполнением зоны, и эффекты, связанные с ограниченностью зоны, использовалось приближение широкой зоны. Решение (5) в этом приближении приводится к следующему виду заселенности уровня атомной частицы:

2Г

п(+ю) = n(-m) ехр(-2Гт)+ -

+ю

de

ес/Т + 1 (с-с )2+Г2

* в '

(9)

х ^1+ехр(-2Г"г)-ехр(-Гт) |ехр((е-е^ ) т )+ехр (-1 (е-е ^) т) 11

В случае малой температуры т « г и расположения атомного уровня достаточно далеко по энергии от уровня Ферми по сравнению с шириной уровня е^ »г выражение для заселенности (9) принимает вид:

+т

COS(Z)

-2Гт ¿í ! -214 -2Гт j \ п(оо) = п(-ю)е ¿L + - 1+е ¿L - 2е "" cj - di;

пе ^ " J С

" с т

&

При значительном времени взаимодействия (т > i/e ) в п(ю) появля-

sin(е т) "

т а

ется осциллирующий член е - . Появление осцилляций свя-

с т

а

зано с квантовой интерференцией амплитуд вероятностей. Наличие резкой границы в распределении Ферми и разницы между энергией ^ и энергией Ферми приводит к неполной компенсации амплитуд вероятности и, как следствие, к результирующему сдвигу фаз. Эти осцилляции в п(и) той же природы, что и в корреляционной функции плотности вырожденного электронного газа (осцилляции Фриделя).

Представляется маловероятной возможность наблюдения этих осцилляций экспериментально вследствие их очень быстрого затухания, в отличие от осцилляций, связанных с конечностью зоны, которые наблюдаются экспериментально.

в заключении представлены выводы из диссертационной работы. В диссертации обобщены результаты экспериментальных и теоретических исследований неупругого взаимодействия ионов с поверхностью при рассеянии ионов и эмиссии вторичных частиц ( ионов, электронов и фотонов). Исследования последних лет показали, что большинство экспериментальных результатов по взаимодействию ионов с поверхностью могут быть обьяснены только в рамках неупругих процессов, т. е. сопровождающихся электронным обменом или перестройкой электронной подсистемы. Более того, особенности протекания неупругих процессов не только определяют характер взаимодействия, но и могут на порядки изменять измеряемые физические величины. Одним из специфических проявлений неупругих процессов является их резонансный характер, проявляющийся, в частности, в немонотонности временных и энергетических характеристик, что обусловлено квантовой природой явления.

Ряд принципиальных экспериментальных и теоретических результатов в этой области получен впервые в рамках диссертации. - б области ионно-электронной элисст Благодаря комплексным исследованиям ионно-электронной эмиссии (в том числе под действием двухзарядных ионов) с поверхности металлов, включающим прецизионные экспериментальные измерения, в сочетании с детальным теоретическим анализом всевозможных неупругих каналов развития процесса удалось выявить роль каждого (резонансная нейтрализация и ионизация, Оже захват и девозбужде-ние, автоионизация) и понять явление во всем его многообразии. Построенная физическая модель процесса нейтрализации одно и двухкратно заряженных ионов у поверхности металла, описывает динамику изменения зарядовых и возбужденных состояний, скорости переходов между ними в зависимости от расстояния до поверхности, она позволяет построить энергетический спектр эмитируемых электронов, согласующийся с экспериментальным и оценить вклад в спектр конкретных переходов типа Оже и т. д.;

- 6 области рассеяния ионов от поверхности Обнаружены осцилляции в выходе однократно рассеянных ионов Не+ при изменении энергии облучающих поверхность рь ионов Не++ в некотором диапазоне углов падения, У < 15°, что связанно с квазирезонансной перезарядкой между 5а зоной рь и ионами не+, образующимися из Не++. Исчезновение осцилляций для больших углов связано

тэ

с закрытием канала квазирезонансной перезарядки вследствие того, что оказывается недостаточным время для формирования Не+ из Не++ (Оже захват) до области пересечения связывающего и антисвязываю-щего квазимолекулярных термов.

В рамках нестационарнной модели Андерсона-Ньюнса впервые аналитически решена задача перезарядки между изолированным уровнем атомной частицы и произвольной зоной электронных состояний твердого тела. Полученное решение, представляемое посредством функций Грина, позволило наглядно проанализировать характер взаимодействия. Взаимодействие изолированного атомного уровня с конечной зоной электронных состояний сводится к взаимодействию нескольких эффективных состояний (особенности функции Грина), которые интерферируют и дают осциллирующую вероятность перезарядки в зависимости от времени взаимодействия. Численные методы не позволяли исследовать ряд особенностей взаимодействия, в частности, связанных с краями конечной зоны.

- б области элиссии вторичных атолних частиц Впервые установлено явление квантовой интерференции различных электронных состояний во вторичной эмиссии атомных частиц, что проявилось в обнаруженном экспериментально осциллирующем характере энергетического спектра вторичных возбужденных ионов кремния si+* при ионной бомбардировке поверхности монокристалла кремния.

Теоретически и экспериментально показана возможность осцил-пяций в энегетическом спектре si+* в случае электронного обмена лежду изолированным уровнем и узкой зоной поверхностных состоя-1ий. Предсказано и экспериментально подтверждено отсутствие эсцилляций в спектре для некоторых возбужденных состояний si+*, а также чувствительность к изменению плотности поверхностных состо-ший для si+*, имеющих осциллирующий характер спектра.

Проведены исследования угловой зависимости эмиссии фотонов, [злучаемых при распаде возбужденных состояний атомов (sil) и »днозарядных вторичных ионов (Stil), образующихся при облучении юнами Аг+с энергией несколько кэВ грани (ni) si (зависимость от тла падения первичного пучка). Установлено и объяснено, что [Низотропия угловой зависимости ионно-фотонной эмиссии более ыражена для линии, соответствующей излучению частицы с меньшей нергией возбуждения.

Впервые объяснен (выяснен механизм) известный более 2о лет

зз

эффект резкого, на г - 5 порядков, увеличения вторичной ионной эмиссии при адсорбции на поверхности металлов и полупроводников атомов различных элементов. Увеличение выхода ионов связано с изменением поведения электронного уровня эмитируемой частицы, вызванного электростатическим потенциалом, наведенным адсорбатом, что приводит к резкому уменьшению вероятности резонансной нейтрализации ионов при эмиссии с поверхности.

Теоретически изучена проблема формирования зарядового состояния атомной частицы при вторичной ионной эмиссии из металла. Показано, что в общем случае присутствуют два механизма формирования ионов - туннельный и механизм термализации, причем при определенных условиях один из них может доминировать. Анализ экспериментальных результатов по зависимости вероятности ионизации Р+ эмитируемой атомной частицы от ее скорости для ряда металлов (cu, Nb, та) в рамках предлагаемого подхода позволяет получить не только очень хорошее согласие в характере поведения р+ от l/v^, но также абсолютное значение Р+, что не удавалось ранее в рамках других подходов.

СПИСОК СТАТЕЙ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ.

1. Абраменко В.А., Ледянкин Д.В., Уразгильдин И.Ф., Юрасова В-Е. Квазирезонансный электронный обмен при эмиссии вторичных ионов с поверхности кремния. - Письма в ЖЭТФ, 1986, 44, с.398-401.

2. Ледянкин Д.В., Уразгильдин И.Ф., Юрасова В.Е. Процессы перезарядки при эмиссии вторичных возбужденных ионов кремния. -ЖЭТФ, 1988, 94, № 12, с.9 0-100.

3. Abramenko V.A., Ledyankin D.V., Urazgil'din I.F.,Yurasova V.E. Quasi-resonance processes in the emission of excited secondary silicon ions. - Nucl.Xnstr. and Meth. B, 1988, 33, p.547-550.

4. Ivanov I.N., Ledyankin D.V., Ura2gil'din I.F., Yurasova V.E. Correlation between secondary ion and ion-photon emissions. -Vacuum, 1988, 38, p.1051.

5. Борисов А.Г., Уразгильдин И.Ф. К теории вторичной ионной эмиссии металлов. - Письма в ЖТФ, 1989, т.15, N°24, с.36-40.

6. Yurasova V.E., Ledyankin D.V., Urazgil'din I.F. Resonant

Charge exchange processes in ion interactions with solids investigated by coincidence method. - Rad. Eff. and Def. in Solids, 1989, 109, p.55-62.

Буханов B.M., Миннебаев К.Ф., Уразгильдин И.Ф., Черныш B.C. Вторичная ионная эмиссия при распылении поликристалла меди. -ЖЭТФ, 1989, 96, С.1505-1512.

Ledyankin D.V., Urazgil'din I.F., Yurasova V.E. Spatial distribution of secondary Si and Al ions in their excited and ground states. - Nucl. Instr. and Meth. B, 1990, 48, p.585-588.

Urazgil'din I.F., Borisov A.G. The formation of excited secondary Si ions. - Vacuum, 1990, 40, p.461-466. >. Ледянкин Д.В., Уразгильдин И.Ф., Юрасова В.Е. Пространственное распределение вторичных ионов кремния и алюминия в основном и возбужденном состоянии, - Изв. АН СССР, сер. физ., 1990, 54, С.1363-1368. . Urazgil'din I.F., Borisov A.G. Ionization probability of atoms, sputtered from metal surfaces. Surf. Sei., 1990, 227, p.L112-L114.

. Буханов B.M., Миннебаев К.Ф., Уразгильдин И.Ф., Черныш B.C. Угловые и энергетические распределения вторичных ионов распыленных из поликристаллов. - Вестник Москов. Универ., сер. з, физ., ЭСТрОН., 1990, 31, № 1, С.28-33. . Борисов А.Г., Уразгильдин И.Ф. Вероятность ионизации вторичных частиц при распылении металлов - Известия АН СССР, сер. физ. 1990, Т.54, С.1326-1330. . Иванов И., Ледянкин Д.В., Уразгильдин И.Ф., Юрасова В.Е. Угловая зависимость эмиссии фотонов при ионной бомбардировке кремния, - ФТТ, 1991, 33, С.924-928. . Yurasova V.E., Urazgil'din I.F. Charge exchange features of excited sputtered particle production, - Rad. Eff. and Def. in Solids, 1991, 117, p.99-111. . Schippers S., Oelschig S., Heiland W., Folkerts L., Morgenstern R., Eeken P., Urazgil'din I.F. and Niehaus A. Neutrali-

4 2 +

2ation of He and He on Pb surfaces, - Surf. Sei., 1991, 257, p.289-296.

. Eeken P., Kotte A., Niehaus A. and Urazgil'din I.F. Electronic processes in slow ion-metal surface collisions.

Nucl.lnstr. and Meth. B, 1392, 64, p.580-584.

18. Уразгильдин И.Ф. Влияние адсорбированных элементов на вторичную ионную эмиссию металла. - Письма в ЖЭТФ, 1992, 56, С.169-172.

19. Urazgil'din I.F., Eeken P., Niehaus A. Neutralization of ions at metal surfaces. - In: Physics of Electronic and Atomic Collisions, eds.:MacGillivray, McCarthy, Standage. Adam Hil-ger imprint by ГОР Publ.Ltd., 1992, p.487-496.

20. Eeken P., Fluit J.M, , Niehaus A. and Urazgil'din I.F. Analysis of electron spectra fron grazing incidence collisions of Ar++ with Pb(111) single crystal surfaces. - Surf. Sci. 1992, 273, p.160-174.

21. Борисов А.Г., Махметов Г.Е., Уразгильдин И-Ф. Взаимодействие атома водорода с поверхностью металла. - Известия РАН, сер.физ., 1992, 56, №б, С.92-100.

22. Гусев М.Ю., Клушин Д.В., Уразгильдин И.Ф., Шаров С.В. Влияние особенностей зонного спектра на перезарядку атомов при их столкновении с поверхностью. - ЖЭТФ, 1993, юз, с.2102-2115.

23. Urazgil'din I.F. Secondary ion emission from metal surfaces. - Nucl. Instr. and Meth. B, 1993, 78, p.271-277.

24. Eeken P., Niehaus A. and Urazgil'din I. Neutralization oi ions at metal surfaces.- Vacuum, 1993, 44, p.907-911.

25. Urazgil'din I.F. Chemical effects in secondary ion emissioi fro» metal surfaces. - Phys. Rev. B, 1993, 47, p.4139-4141.

26. Klushin D.,Gusev M., Urazgil'din I. Charge state of atomii particles ejected from solid surfaces: influence of initia conditions. - Nucl.lnstr. and Meth. B, 1994, 90, p.542-546.

27. Клушин Д.В., Гусев М.Ю., Уразгильдин И.Ф. Механизмы формиро вания зарядового состояния атомной частицы при ее отлете о поверхности твердого тела.- ЖЭТФ, 1994, юб , с.225-243.

28. Spierings G., Urazgil'din I., Zeijlraans P., and Niehaus A Identification of the mechanism for the kinetic emission i keV proton Cu(110) collisions. - Phys. Rev. Lett., 199E 74, 4562-4565.

29. Urazgil'din I.F., Gusev M.Yu., Klushin D.V., and Sharov S.\ Effect of the band structure on charge exchange during ator surface collisions. - Phys. Rev. B, 1994, 50, p.5582-5586.