Wechselwirkungen sehr langsamer hochgeladener Ionen mit einer ...

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120 6. Die Sauerstoff–Spektren Abbildung 6.3: O 7+ –Spektren unter Θ = 92 ◦ Mit zunehmender Einschußenergie gewinnt der mittlere Teil des Spektrums gegenüber den beiden niederenergetischen Peaks an Gewicht. Die Spektren sind auf ihr jeweiliges Maximum normiert.
6.1. Die hochenergetischen Peaks 121 Geometrie bevorzugt vor der Oberfläche emittierte Elektronen in den Analysator gelangen. Es fällt auf, daß insbesondere der mittlere Spektralbereich zwischen 485eV und 520eV deutlich von der Quellenvorspannung abhängt. Eine ähnliche Energieabhängigkeit von KLL–Spektren ist von J. Limburg et al. [29] beim Beschuß von Si(100)– und Al(110)–Oberflächen mit ebenfalls wasserstoffartigem N 6+ berichtet worden. Dabei wurde die Strahlenergie E0 = q · (UQ + UP ) über einen Bereich von 78eV bis 60keV variiert, welcher weit oberhalb dem aus der reinen Bildladungsanziehung resultierenden Wert von ∆Eim � 20eV angesiedelt ist. Das Auffüllen der L–Schale Die strukturellen Unterschiede werden von ihnen auf die zunehmende Kollisionsrate von Ionen und Targetatomrümpfen mit steigendem E0 zurückgeführt, bei denen ein sehr effektiver Elektronenübertrag in die L–Schale des Ions stattfindet. Aus der Gitterkonstanten d = 5, 430˚A des Si–Diamantgitters und der Geschwindigkeit v = 1, 384 · 104 � · E [eV] / m [amu] m · sec−1 re- sultieren für O q+ –Ionen mit E = 20eV – was UQ � 0V entspricht – typische Stoßfrequenzen von νS = v d = 3 · 1013 sec −1 . Erst für kinetische Energien im Bereich einiger 10keV stellen sich Raten in der Größenordnung 1 · 10 15 sec −1 ein, so daß sich dieser Mechanismus in größerem Ausmaß auf die Gestalt der Spektren auswirken kann. Über den genauen Ablauf dieser Interaktion ist wenig bekannt, vor allem ist nicht klar, wieviele Elektronen pro Kollision übertragen werden. Falls man vereinfachend annimmt, daß im Mittel nur wenige Elektronen pro Kollision transferiert werden, dann reichen die Stoßraten aber auf keinen Fall aus, um die in Abb.6.3 auftretenden Veränderungen des mittleren Spektralteils bewirken zu können. Wenn also die unterschiedliche Form der Spektren in Abb.6.3 auf geschwindigkeitsabhängige physikalische Prozesse zurückzuführen ist, dann bleiben hierfür nur noch die in Kap.5.3.2 diskutierten XVV–Übergänge übrig. Ihre Raten steigen mit abnehmender effektiver Ladung Zeff und Geschwindigkeit v des Ions um zwei Größenordnungen [20] an. Bei fortgeschrittener Besetzung der L–Schale mit Zeff ≤ 3 und quasistatischen Verhältnissen v ∼ = 0 a.u. erreicht die LVV–Transfergeschwindigkeit mit ca. 1 · 10 15 sec −1 ihr Maximum. Da aber diese Randbedingungen in allen unseren Einzelspektren bei Quellenvorspannungen zwischen −12V < UQ < 15V in guter Näherung rea-
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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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2.4. Auger-Übergänge 23 größer
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2.4. Auger-Übergänge 25 Abbildung
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2.5. Elektronentransferprozesse 27
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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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3.1. Die EZR-Ionenquelle 39 Ringe a
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3.1. Die EZR-Ionenquelle 41 Die Gyr
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3.2. Das Strahltransportsystem 43 3
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3.3. Die Abbremsoptik 47 Abbildung
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3.3. Die Abbremsoptik 49 Die letzte
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3.4. Das Auger-Elektronen-Spektrome
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3.5. Das Ionenspektrometer 55 3.5 D
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3.7. Augerelektronenspektroskopie 6
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