Wechselwirkungen sehr langsamer hochgeladener Ionen mit einer ...

5.2. Der MXY–Buckel 97
so wächst der von der Spektrometerakzeptanz abgedeckte Raumwinkel der
Targetoberfläche sprungartig auf sein Maximum, während die senkrechte Geschwindigkeitskomponente
der Ionen vor der Oberfläche nahezu konstant
bleibt.
In den Spektren spiegelt sich dann die komplette
Kaskade wider, wobei vom Ion aus gesehen aufgrund
der unveränderten Interaktionszeit vor dem
Kristall die gleiche Folge und Art von Prozessen
wie unter steilerem Einfall durchlaufen wird. Die
linke Kante des Peaks wandert in die für eine (M3
N6)–Konfiguration berechnete Zone um etwa 33eV
hinein.
Unter sehr flachen Einfallswinkeln verändert sich die physikalische Situation.
Die gegenüber steilen Winkeln bei gleicher Quellenspannung extrem verminderte
senkrechte Geschwindigkeitskomponente sorgt dafür, daß dem Ion wesentlich
mehr Zeit für die Kaskade vor der Oberfläche zur Verfügung steht.
Unter dieser Voraussetzung können die M– und die L–Schale vermehrt im
gefüllten Zustand die Oberfläche erreichen, was die Erzeugung einer Vielzahl
von niederenergetischen Elektronen mit sich bringt. Diese ergänzen gleichartige,
aus dem Kristall heraus emittierte Beiträge. Die niederenergetische
Kante des Buckels stumpft dann extrem ab und geht in den untersten Peak
über, siehe auch Abb.5.6 und 5.7.
5.2.3 Energieabhängigkeit der MNN–Spektren
Die Interaktionszeit des Ions vor der Oberfläche kann man auch direkt über
die Einfallsenergie steuern. Am stärksten treten die sich daraus ergebenden
Effekte unter steilen Winkeln im Spektrum in Erscheinung. Unter Θ = 92 ◦
mißt man selektiv die frühe Phase der Augerkaskade. Für hohe Einschußenergien
wie im (UQ = +20V )–Spektrum aus Abb.5.6 sind zu diesem Zeitpunkt
die M– und die N–Schale noch wenig bevölkert, so daß fast gar keine niederenergetischen
Beitrage im Spektrum zu verzeichnen sind. Bei negativen
Quellenvorspannungen UQ kann ein Ion diese Schalen hingegen schon in ei-