Wechselwirkungen sehr langsamer hochgeladener Ionen mit einer ...

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106 5. Die Argon–Spektren 5.4.1 Sauerstoff–Beschuß In Abb.5.10 ist eine über einen Zeitraum von drei Tagen hinweg aufgenommene Serie von Ar 9+ –Spektren unter Θ = 92 ◦ aufgetragen. Zwischen den Argon-Spektren wurde der Kristall für jeweils etwa eine Stunde einem O q+ – Ionenstrahl mit q = 6, 7 bei einem etwa 5nA großen Targetstrom Ic und einer Quellenvorspannung −10V < UQ < 0V ausgesetzt. Geht man von einer Zeit T = 1h und einem Teilchenstrom Ip ∼ = Ic/q mit q = 6 aus, so ergibt sich zwischen den einzelnen Spektren eine Sauerstoffdosis von 2 · 10 13 Teilchen. Aus den Simulationsrechnungen der Ionentrajektorien innerhalb der Targetlinse (s. Abb.3.9) wissen wir, daß ein stark abgebremster Strahl auf eine etwa 1cm 2 große Kristallfläche einwirkt. Unter der Annahme eines idealen Oberflächenhaftkoeffizienten dieser niederenergetischen Sauerstoffionen und unter Vernachlässigung von Eindringeffekten ergibt sich eine Flächenkonzentration von größenordnungsmäßig 2 · 10 13 Sauerstoff–Adsorbatteilchen pro cm 2 . Setzt man diese Zahl in Relation zur Belegungsdichte einer kompletten Adsorbatmonolage auf der Si(111)–Oberfläche von 1, 4 · 10 14 cm −2 [23], so resultiert aus dieser Überschlagsrechnung ein Zuwachs der Sauerstoffbedeckung von etwa einer hundertstel bis zehntel Monolage zwischen zwei Ar 9+ –Spektren. Diese Zahl muß auch mit der ≪natürlichen≫ Adsorptionsrate des Restgases in der UHV–Kammer verglichen werden. Als Faustregel (s. Gl.3.11) gilt, daß sich das Produkt aus dem Gasdruck p und seiner Einwirkdauer T auf die Oberfläche bei Ausbildung einer Monolage auf p · T = 1 · 10 −6 mbar · sec = 1Langmuir beläuft. In unserer Targetkammer herrscht ohne Ionenstrahl ein Druck 7 um 5 · 10 −11 mbar, so daß innerhalb von 3600sec = 1h ungefähr eine sechstel Monolage an Restgas auf der Oberfläche adsorbiert. Eine aus diesen Berechnungen folgende massive Anhäufung von Adteilchen an der Kristalloberfläche über den Meßzeitraum von ca. 30 Stunden hinweg wird durch die in regelmäßigen Intervallen durchgeführten Ar 9+ –Spektren verhindert. Verschiedene Autoren [8, 34] berichten über Sputterausbeuten von 5 bis 10 Teilchen pro langsamem Ar 9+ –Ion. Da bei etwa gleichen Ar 9+ – wie O q+ –Targetströmen die Meßdauern dieser Spektren bei 5min bis 10min lagen, blieben die mittlere Desorptions– und die mittlere Adsorptionsrate 7 Durch Anwesenheit des Ionenstrahls erhöht sich der Druck aufgrund des Teilchenflusses in die Kammer. Man beachte, daß bei einem typischen UHV–Druck von 5 · 10 −11 mbar eine Dichte von etwa 1, 2 · 10 9 Restgasteilchen pro Liter Kammervolumen vorliegt. Dem steht bei einem Strom von 1nA einfach geladener Ionen ein Teilchenzufluß von 6, 2·10 9 sec −1 gegenüber!
5.4. Präparationsabhängigkeit der Spektren 107 miteinander nahezu im Gleichgewicht. Durch Vergleich mit anderen Serien, in denen diese Raten deutlich zugunsten der Adsorption verschoben waren, können wir folgern, daß es sich beim Anwachsen des 60eV–Peaks um ≪Verdreckungs≫– und keinen Säuberungseffekt handelt. Die auf ihre jeweiligen Maxima normierte Serie aus Abb.5.10 weist ein systematisches Anwachsen des 60eV–Buckels mit zunehmender Sauerstoffexposition der Oberfläche auf. Dieses Verhalten konnte jedoch nur unter der Randbedingung kleiner Ar 9+ – und O 6+/7+ –Ströme gezielt herbeigeführt werden. Bei großen Sauerstoffdosen traten Abweichungen von diesem Verhalten auf, ebenso wie bei einer nur unzureichend präparierten Kristalloberfläche. In einigen dieser Serien stieg zwar der Peak zunächst an, brach aber später wieder ein. Selbst unmittelbar nach den Targetpräparationen stellten sich Diskrepanzen in der relativen Höhe der beiden Hauptpeaks ein. 5.4.2 Interpretation der Effekte Wie in der Einleitung dieses Abschnitts bereits erwähnt steht kein einfaches Modell zur befriedigenden Deutung dieser Verunreinigungsphänomene zur Verfügung. Auch waren unsere Meßserien zum damaligen Zeitpunkt noch nicht auf eine detallierte Analyse dieser Effekte ausgelegt. Hierzu wären regelmäßigigere und damit sehr zeitaufwendige AES– (s.Kap.3.4) und LEED– Untersuchungen des Targets notwendig gewesen, wie sie in Zukunft geplant sind. Dann wird auch ein Spektrometer zum Nachweis desorbierter und reflektierter Ionen zur Verfügung stehen. Aus unseren Experimenten bleibt die Erkenntnis, daß eine unterschiedliche Vorpräparation des Siliziumwafers deutliche Veränderungen in den beobachteten Spektren hervorruft. Im folgenden werden einige Argumente dafür angeführt, daß sich diese Effekte durchaus im Einklang mit unserem Modell befinden. • Es ist bekannt[24] (S.226), daß die Austrittsarbeit W des Kristalls durch Oberflächenverunreinigungen modifiziert wird. Vorzeichen und Betrag von ∆W hängen von der kristallographischen Richtung der Oberfläche, der Festkörper–Adsorbatteilchen–Kombination und dem Bedeckungsgrad ab. Typische Werte von |∆W | liegen bei einigen Zehntel eV. Die Größe W geht direkt in den Abstand ein, ab dem die Reneutralisationsprozesse vor der Oberfläche einsetzen, siehe Kap.2.2.3.
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Wechselwirkungen sehr langsamer hoc
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Inhaltsverzeichnis 1 Einleitung 9 2
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INHALTSVERZEICHNIS 5 4.1.1 Programm
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INHALTSVERZEICHNIS 7 B.3 Reduktion
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Kapitel 1 Einleitung Die ersten Arb
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Kapitel 2 Fundamentale Wechselwirku
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2.2. Potentialverhältnisse 13 Ladu
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2.2. Potentialverhältnisse 15 2.2.
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2.2. Potentialverhältnisse 17 best
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2.3. Zeitskalen 21 Abbildung 2.5: M
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2.6. Die Screening Dynamics 29 nen
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2.7. Strahlungsübergänge 31 10˚A
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2.8. Wechselwirkungen im Kristall 3
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Kapitel 3 Der experimentelle Aufbau
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flushall (); /* clearing all input
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printf ("Setting BG1 to continuous
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printf ("SoftwareInit\n\n"); if (er
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Literaturverzeichnis [1] R.P. Adam:
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LITERATURVERZEICHNIS 167 [20] R. D
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LITERATURVERZEICHNIS 169 [43] Chris
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Erklärung Ich erkläre, daß ich d
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