Физические основы методов исследования наноструктур (1027625), страница 26
Текст из файла (страница 26)
Поворот самогообразца относительно спектрометра приводит к изменению угласкольжения ϕ , что не влияет на угол рассеяния θ и положениеспектральных линий. Однако варьирование угла скольжения можетиспользоваться для изменения условий каналирования и многократного рассеяния, что важно при определении структуры поверхности в методе СРМИ.Помимо акта упругого рассеяния иона на атоме поверхности,возможны дополнительные неупругие потери энергии на возбуждение электронов и ионизацию поверхностных атомов, которыеприводят к сдвигу спектральной линии и могут быть учтены введением фактора неупругих потерь энергии Q, от которой теперь зависит коэффициент k в (4.1):k=1(1 + μ )2⎡⎛Q⎢cos θ ± ⎜⎜ μ 2 − sin 2 θ − μ (1 + μ )E0⎢⎣⎝153⎞⎟⎟⎠1/ 22⎤⎥ .⎥⎦(4. 3)Обычно при энергии падающих ионов E 0 ~ 1 кэВ величина неупругих потерь составляет единицы электронвольт ( Q << E 0 ) и немешает проведению анализа элементного состава поверхности образца.
Неупругие потери энергии также могут приводить к асимметрии спектральных линий и в ряде случаев к появлению сателлитов, по наличию которых можно судить о химическом состоянииповерхностных атомов.4.3. Общий вид обзорного спектра РМИТипичный вид спектра рассеяния медленных ионов He+ с энергией 1 кэВ на поверхности сплава Al, Cu Pb, полученный для угларассеяния θ = 90 0 , представлен на рис.4.2.Рис.4.2. Типичный обзорныйспектр рассеяния медленныхcэнергиейионовHe+E 0 = 1 кэВна загрязненнойповерхности сплава [8]Спектр состоит из широкого плавно меняющегося с энергиейфона, обусловленного неупругорассеянными ионами, и отдельныхлиний, отвечающих упругому рассеянию ионов Не+ ( m = 4 а.е.м.)на атомах O ( M ≈ 16 а.е.м.), Al ( M ≈ 27 а.е.м.), Cu ( M ≈ 64а.е.м.) и Pb ( M ≈ 207 а.е.м.) с кинематическим факторомk O = 0.447 , k Al = 0.625 , k Cu = 0.820 и k Pb = 0.941 .
Рассеяние наболее тяжелых атомах сопровождается меньшими потерями энер-154гии, поэтому пик О в спектре имеет наименьшую, а пик Pb – наибольшую энергию.Ширина пиков рассеяния определяется следующими факторами:1) распределением по энергии в первичном пучке ионов (степенью немонохроматичности);2) расходимостью первичного пучка (вследствие взаимного отталкивания ионов невозможно создать строго параллельный ионный пучок);3) углом сбора рассеянных ионов и разрешающей способностьюэнергоанализатора;4) кинетической энергией рассеянных ионов.С увеличением энергии ширина пиков рассеяния возрастает.Так, например, ширина спектральной линии рассеяния ионов Не+ наповерхности кобальта при E 0 = 0.5 кэВ составляет W = 12 эВ,при E 0 = 1.0 кэВ - W = 20 эВ, а при E 0 = 1.5 кэВ - W = 28 эВ.Основной характеристикой любого спектрометра является разрешающая способность.
Для метода СРМИ разрешающая способность по энергии R E и по массе R M , определяются следующимвыражением [8]:1/ 2ME2 μ ⎛⎜ μ 2 + sin 2 θ − cosθ ⋅ (μ 2 − sin 2 θ ) ⎞⎟. (4.4)RM ===ΔM ΔE 1 + μ ⎜⎝ μ 2 − sin 2 θ + cosθ ⋅ (μ 2 − sin 2 θ )1 / 2 ⎟⎠2Здесь ΔM и ΔE – минимальная разность масс атомоврассеивателей и энергий рассеянных ионов, для которых две линиив спектре еще будут разрешаться. На рис.4.3. приведена зависимость разрешающей способности по массе R M от угла рассеянияθ для ионов Не+, взаимодействующих с поверхностью золота( μ = 49.3 ), молибдена ( μ = 24 ) и меди ( μ = 15.9 ).155Рис.4.3.
Теоретическая зависимость разрешающей способности по массе RM от угларассеяния[8]θдля различных значенийμИз рис.4.3 видно, что:1) значение R M мало для малых углов рассеяния, т.к. при этомпотери энергии малы и все пики собираются вблизи E 0 .
Действи-тельно, при θ → 0 получаем cos θ → 1 , sin θ → 0 и, согласно2(1± μ)(4.3) k →(1 + μ )2→ 1 при μ > 1 .2) значение Rm возрастает при уменьшении величины μ . Таким образом, для лучшего разрешения необходимо использоватьболее тяжелые ионы.
Однако с увеличением массы рассеивающегося иона начинается более активное распыление ими поверхностиобразца, т.е. метод становится разрушающим, что нежелательно,поскольку информация собирается с первых атомных слоев поверхности.3) с уменьшением μ также сокращается область возможных углов рассеяния. Так, уже при θ = 90D величина k =μ −1, т.е. расμ +1сеяние на этот угол невозможно на атомах, масса которых меньшемассы рассеивающегося иона ( μ < 1 , кинематический фактор мнеможет принимать отрицательные значения!). Это означает, что притаких углах рассеяния метод оказывается нечувствителен к элемен-156там легче первичного иона. Следовательно, с этой позиции выгоднее использовать самые легкие ионы.Таким образом, оказывается невозможным одновременно достичь максимальной интенсивности и наибольшего диапазона регистрируемых элементов.4.4.
Интенсивность спектральных линий.Сечение рассеянияИнтенсивность спектральной линии рассеянных ионов определяется следующим выражением:,(4.5)dσΩ 0 Piгде I 0 – интенсивность первичного пучкаdΩ ионов, N – число поверхdσ– дифференциальное сечениеностных атомов-рассеивателей,dΩрассеяния, Ω 0 – телесный угол сбора рассеянных ионов анализатором и Pi – вероятность того, что после рассеяния зарядовое состояI = I0Nние иона не изменится (т.е.
не произойдет его нейтрализация).Сечение рассеяния определяется потенциалом взаимодействияиона и атома-рассеивателя V (r ) .На практике в качестве таких потенциалов используются следующие:1) кулоновский потенциал, описывающий взаимное отталкивание ядер с зарядами Z 1 и Z 2 :Z1 Z 2 e 2V (r) =.r(4.6)Такой вид потенциала взаимодействия, однако, не учитывает электроны, экранирующие отталкивание ядер. Учет электронной экранировки осуществляется в следующих модельных потенциалах:2) боровский экранированный потенциал157VB (r ) =гдерадиусZ1 Z 2 e 2 −r / ae,rэкранирования(4.7)a = a B (Z 12 / 3 + Z 22 / 3 )1/ 2,a B = = / me ≈ 0.53 Å – боровский радиус;223) потенциал с функцией экранировки Томаса–Ферми φ ( r / b) :Z1Z 2 e 2VTF ( r ) =φ ( r / b) ,r(4.8)где φ ( y ) = 0.35 y + 0.55 y 4 + 0.10 y 20 , y = e −0.3r / b ,b = 0.89a B (Z 11 / 2 + Z 21 / 2 )−1 / 3~ 0.1 Å;4) потенциал Борна–МайераV BM ( r ) = Ae − Br .(4.9)Поскольку потенциал Борна–Майера, в отличие от всех других приведенных потенциалов, не содержит кулоновской части, то он применим для описания «мягкого» рассеяния, т.е.
рассеяния при больших значениях прицельного параметра и малых углах рассеяния.Характерное значение сечения рассеяния для энергии первичных ионов E 0 = 10 кэВ для ионов He+, рассеивающихся на атомахAu, составляет 3.3 ⋅ 10 −19 см2, а для ионов Ar+ - 2.2 ⋅ 10 −18 см2.4.5. Эффект нейтрализации ионовПроцесс взаимодействия иона и атома-рассеивателя при определенных условиях может сопровождаться электронным обменом,приводящим к изменению зарядового состояния рассеивающегосяиона: его нейтрализации, а также, возможно, последующей ионизации. Процесс нейтрализации оказывает существенное влияние наинтенсивность спектральных линий, поскольку нейтральные частицы не регистрируются энергоанализатором.
В то же время нейтра-158лизация является одной из главных причин исключительной поверхностной чувствительности метода СРМИ.Существует несколько механизмов нейтрализации иона у поверхности твердого тела, показанных на рис.4.4.Резонансная нейтрализация. Схема резонансной нейтрализации иона представлена на рис.4.4, а в виде энергетической диаграммы. Нейтрализация имеет место при совпадении энергии ионизованного валентного уровня иона E + и заполненных уровней валентной зоны поверхности EVB .
Поскольку в валентной зоне заполненные электронные уровни образуют непрерывный спектрвплоть до энергии Ферми E F , условие резонансной нейтрализацииможно записать как E + ≤ E F . На рисунке показан случай рассеяния иона на поверхности металла с валентной зоной, заполненнойдо уровня Ферми. В этом случае при сближении иона и поверхностного атома происходит туннелирование электрона из валентнойзоны поверхности в свободное состояние иона через потенциальный барьер, высота которого составляет величину порядка работывыхода образца, а ширина равна минимальному расстоянию, на которое сближается ион и атом-рассеиватель.
После нейтрализациивозможен обратный переход электрона в зону проводимости образца, т.е. повторная ионизация рассеивающейся частицы.Квазирезонансная нейтрализация. Квазирезонансная нейтрализация (см. рис. 4.4, б), в отличие от резонансной, имеет место приблизких значениях энергии свободного уровня иона и отдельногосвязанного уровня поверхностного атома E1 , не образующего валентную зону.
Поскольку точное совпадение энергий уровней E + иE1 в этом случае почти невозможно, туннелирование происходитне резонансным, а квазирезонансным образом, т.е. с небольшимизменением энергии в меру различия величин E + и E1 .Оже-нейтрализация. Процесс оже-нейтрализации осуществляется посредством электронного оже-перехода между незаполненным уровнем иона, заполненным уровнем поверхностного атома сэмиссией оже-электрона либо из валентной зоны поверхности образца (см. рис. 4.4, в), либо с вышележащего, но заполненногоуровня иона (см.
рис. 4.5, г). В первом случае конечным состоянием159является основное, а во втором – возбужденное состояние нейтрального атома.Рис.4.4. Процессы резонансной (а), квазирезонансной (б) и оже-нейтрализации (в,г) иона у поверхности твердого тела [7]Обычно свободные уровни иона являются уширенными. Этоуширение Γ связано с конечным временем жизни ионизованногосостояния, которое равно времени нейтрализации валентного уровня τ n ~ = / Γ . Валентные уровни также могут быть уширены вследствие перекрытия их волновых функций с волновыми функциямиэлектронов поверхности образца.Величина, обратная времени нейтрализации Rn = 1 / τ n , называется скоростью нейтрализации, т.е. числом актов нейтрализации вединицу времени.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
