Wechselwirkungen sehr langsamer hochgeladener Ionen mit einer ...

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18 2. Fundamentale Wechselwirkungen H. Winter und C. Auth [45] maßen an einem unter streifendem Winkel mit einer Energie von q·3,7keV auf eine Kristalloberfläche treffenden Strahl hochgeladener Ionen die Abweichung des Streuwinkels der reflektierten Teilchen von dem im Falle spekularer Reflektion erwarteten Wert. Da der Neutralisationsprozeß im wesentlichen im Punkt der nächsten Annäherung an die Oberfläche abgeschlossen ist, spüren die reflektierten Atome im Gegensatz zu den einfallenden kein Bildladungspotential mehr. Somit gewinnt das einfallende Ion bis zu seinem Reflexionspunkt an Geschwindigkeit senkrecht zur Oberfläche und bewegt sich in der Nähe des Reflexionspunkts relativ zur ursprünglichen Strahlrichtung steiler auf die Oberfläche zu. Der beobachtete Austrittswinkel ΦS ist also größer als die spekularen Ein– und Ausfallswinkel Φin = Φout. Beide Experimente bestätigen die q 3/2 –Abhängigkeit des Bildladungspotentials sowohl für q ≤ 12 als auch bis hinauf zu Ladungszuständen q = 80. Bezüglich des Vorfaktors ergeben sich trotz der Einfachheit des zugrunde liegenden physikalischen Modells nur überraschend klein ausfallende Diskrepanzen. Eine Modellrechnung, welche den dynamischen Charakter der Wechselwirkung und Multielektrontransferprozesse mit einbezieht ist zum gegenwärtigen Zeitpunkt noch nicht durchführbar. Alle ionisierten Teilchen erfahren demnach vor der Oberfläche einen ladungsabhängigen Zuwachs in der Geschwindigkeitskomponente v⊥. Daraus resultiert eine prinzipielle Zeitbegrenzung für Wechselwirkungen, die vor dem Eindringen in den Kristall stattfinden. 2.2.4 Gesamtpotential des Ions vor der Oberfläche Nachdem wir die beiden Potentiale kennengelernt haben, welche die Trajektorie des Ions vor der Oberfläche beeinflussen, wollen wir in diesem Abschnitt eine grobe Abschätzung für die minimale kinetische Energie des Ions Emin versuchen, welche für sein Eindringen in den Gitterverbund erforderlich ist. Dabei betrachten wir ein ursprünglich q0–fach geladenes Ion, welches sich mit einer kinetischen Energie Ekin senkrecht auf einen Si–Kristall der Gitterkonstanten d = 5, 431˚A und Ordnungszahl Z = 14 zubewegt. Wir modellieren seinen Ladungszustand6 mit q(z) = q(z = Rc) · z−zim (s.a. Kap.2.3). Das Rc 6 Wir benutzen q = q(z) für das Bildladungspotential, aber q = q0=const. für das
2.2. Potentialverhältnisse 19 Abbildung 2.4: Gesamtpotential vor einer Si–Oberfläche Das q–fach geladene Ion erfährt nach dem im Text beschriebenen (sehr stark vereinfachten) Modell zwischen z = Rc und z = zim = 5a.u. die dargestellten Gesamtpotentiale. Die Potentialschwellen bei z = zim gehen deutlich über die in Tab.2.1 aufgeführten Bildladungsenergien nach dem klassischen overbarrier Modell hinaus, so daß die hochgeladenen Ionen erst ab Einschußenergien von einigen 10eV in den Kristallverbund eindringen können.
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3.9. Computeransteuerung und Meßwe
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Kapitel 4 Simulation der Autoionisa
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4.2. Fehlerquellen 81 Die Raten Γ
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Kapitel 5 Die Argon-Spektren Von be
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5.1. Der LMM-Peak 85 ren 1 . Erst d
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5.1. Der LMM-Peak 87 Der Bereich zw
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5.2. Der MXY-Buckel 93 werden könn
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5.2. Der MXY-Buckel 95 gestreckten
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5.2. Der MXY-Buckel 97 so wächst d
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5.3. Die 220eV-Stufe 101 sich ein l
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5.3. Die 220eV-Stufe 103 senkrecht
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5.5. Zusammenfassung und Schlußfol
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6.4. Zusammenfassung und Schlußfol
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Kapitel 7 Simulation der Kristallsc
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7.1. Der TRIM-Code 137 tur des Targ
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Kapitel 8 Zusammenfassung und Ausbl
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Anhang A Atomare Einheiten • Län
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Anhang B Ionenspektrometersimulatio
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B.3. Reduktion der Dimension von Ai
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Anhang C AUGER-Meßprogrammcode #in
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scanf ("%d", &value); } while ((val
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flushall (); /* clearing all input
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mean = ctre[i] / runs; sigma = sqrt
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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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