Процессы электронного обмена при рассеянии отрицательного иона водорода на наносистемах (1104351), страница 3
Текст из файла (страница 3)
eд.152025z, aт. ед.а)б)Рис. 6. а) Вероятность выживания иона Н- при его приближении к поверхности кластера. Сравнениерезультатов метода РВП и результатов кинетического уравнения (КУ) для кластера и массивногообразца.б)Радиускластера50ат.ед.,скоростьналетающейчастицы0.1ат.ед.-Вероятность выживания иона Н при его приближении к поверхности кластера. Сравнениерезультатов метода РВП и результатов кинетического уравнения (КУ) для кластера и массивногообразца.
Радиус кластера 50 ат. ед., скорость налетающей частицы 0.006 ат. ед.Из рис. 6 видно, что поведение динамической системы качественно отличается дляразличных диапазонов скоростей столкновения: характерные черты кластера атомов,обуславливающие проявление квантово-размерного эффекта, проявляются при малыхскоростях столкновения; а при больших скоростях перезарядка с кластером атомовсоответствует взаимодействию с поверхностью полубесконечного металлическогообразца.14Глава 4В четвертой главе при помощи метода Распространения Волновых Пакетовисследовалось влияние эффекта “параллельной скорости” на процесс электронногообмена при рассеянии отрицательного иона водорода на наносистемах (тонкийалюминиевый диск и кластер атомов).В первой части главы изучалось влияние параллельной поверхности составляющейскорости отрицательного иона водорода v|| при его скользящем рассеянии на островковойпленке.
В качестве физической модели пленки был выбран тонкий алюминиевый диск.Были рассчитаны вероятности заселения различных состояний тонкого диска примедленном подлете к нему иона водорода с использованием метода РВП.Волновая функция внешнего электрона, перешедшего в диск, дается выражениемΨ m ( ρ , z, t ) = ∑+∞nE (k|| , k⊥ ) = Enk +∫ k dk b(k , k||||||⊥)ψ nk (k , r ) J 0 (k|| ρ )e− iE ( k|| , k⊥ ) t,(10)0k||2(11)2Здесь ψ nk (k , r ) – собственные функции диска, Enk – энергии уровней диска, J 0 (k|| ρ ) –функция Бесселя, k⊥ и k|| – компоненты волнового вектора электрона перпендикулярныйи параллельный поверхности диска соответственно.Представляет интерес вероятность перехода электрона на n -ый уровень тонкогодиска, которая дается квадратом модуля коэффициента b(k|| , k⊥ ) в уравнении (10).Поскольку внешний уровень иона водорода 1s’ обладает сферической симметрией,рассматривается только компонента с m=0 (m – проекция электронного углового моментана ось симметрии).
Метод РВП позволяет рассчитать эволюцию волновой функцииэлектрона под действием потенциала атомного остова и потенциала диска. Используя этотметод, можно вычислить проекцию волновой функции электрона на волновую функциютонкого диска на некотором, достаточно большом расстоянии ρ0 (таком, что влияниемпотенциала атомного остова на этом расстоянии можно пренебречь, на практике ρ0порядка 25 ат. ед.):S n (t ) =+∞∞−∞0∫ dz ∫ ρ d ρψnk(k , r )Ψ ( ρ 0 , z , t ) ,(12)Ее Фурье-образ имеет вид:∞S n (ω ) = ∫ dteiωt Sn (t )(13)015Подставляя (10) в (12), а затем (12) в (13) и используя теорию вычетов, получаем:2b(k|| , k⊥ ) =гдеk⊥22Sn (ω ) ,2π(14)k⊥2= ω − Enk .2Волновая функция электрона описывается плоской волной.
При наличиипараллельной поверхности составляющей скорости иона водорода в системе отсчета,rсвязанной с ионом, ее волновой вектор равен k = (k|| , k⊥ ) , а в системе отсчета, связанной сrповерхностью - k = (k|| + v|| , k⊥ ) . Используя теорему об обращении времени, можнополучить вероятность образования отрицательных ионов водорода P − :2−diskP2∞+∞2πb(k|| , k⊥ )1k 2 v||= ∑ ∫ k||dk|| ∫ dk ∫ dϕF ( E f − ( Enk + + + kv|| cos ϕ ))2 n 02π2 2−∞0(15)Здесь F – функция распределения Ферми, а E f - энергия Ферми тонкого диска, ϕ - уголмежду волновым вектором k и v||.Во второй части главы исследовался эффект “параллельной скорости” прирассеянии иона H − на шаровом кластере атомов алюминия.С помощью метода РВП были вычислены вероятности перехода электрона на n -ыйуровень кластера, которые определяются квадратом модуля коэффициента b(k|| , k⊥ ) , примедленном подлете к нему отрицательного иона водорода. Также была рассчитанавероятность образования отрицательных ионов водорода при рассеянии ионов водородана кластере атомов алюминия P − :2−clusterP2∞+∞πb(k|| , k⊥ )1k2 v= ∑ ∫ k||dk|| ∫ dk ∫ sin θ dθF ( E f − ( Enl + + || + kv|| cos θ ))2 n 02π22−∞0(16)Здесь F – функция распределения Ферми, а E f - энергия Ферми кластера атомов, θ угол между волновым вектором k и v||.Таким образом, были получены зависимости вероятности формирования ионов H −от величины параллельной поверхности составляющей скорости иона v|| для тонкогодиска и кластера атомов алюминия (рис.
7).16Вероятность образования H-0,06120,050,040,030,020,010,000,00,51,0VII , ат. ед.Рис. 7 Зависимость вероятности формирования ионов Н- от v|| при скользящем рассеянии.Зависимость 1 – расчет в случае кластера, радиус кластера 50 ат. ед.; Зависимость 2 – расчет длятонкого диска, радиус диска 50 ат. ед., толщина диска 3 монослоя (ML), точки – экспериментальныеданные (x20) для массивного образца Al [17].Из рис.
7 видно, что с увеличением v|| вероятность формирования ионов H − растет.Это можно объяснить тем, что, вследствие относительного движения атома и поверхностиполубесконечного металлического образца, происходит смещение “сферы” Ферми (вслучае тонкого диска и кластера “сфера” Ферми вырождается в набор “дисков” Ферми) ипоявляются возможности резонансного захвата электрона с уровней, которые не являлисьрезонансными в стационарном состоянии (рис. 8).
При больших скоростях v|| фракцияионов H − уменьшается, что связано с уменьшением числа резонансов. Рассчитанные дляслучая тонкого диска и кластера атомов зависимости вероятности формирования H − от v||поформесовпадаютсэкспериментальнымиданнымидляполубесконечногометаллического образца. Однако они лежат несколько выше (расчет приводит к несколькобольшим значениям фракции), и наблюдается смещение максимума в сторону меньшихскоростей v||.
Это объясняется тем, что энергия Ферми у наносистем больше, чем уполубесконечного металлического образца. Так энергия Ферми для диска радиусом 50 ат.ед., толщиной 3 ML равна 13.78 эВ (энергия отсчитывается от дна зоны), а энергия Фермидля кластера радиусом 50 ат. ед. равна 14.12 эВ. Для сравнения энергия Ферми дляполубесконечного металлического образца Al – 11.65 эВ.17Рис. 8 Смещение набора “дисков” Ферми для тонкого диска в системе отсчета, связанной с атомнойчастицей, движущейся параллельно поверхности со скоростью v|| . Радиус диска 50 ат. ед., толщина 3ML.В заключении представлены выводы из диссертационной работы.-Показано что, что переход электрона с отрицательного иона водорода накластератомовалюминиявстатическомслучаехарактеризуетсяформированием дискретного распределения плотности волновой функции,содержащей максимумы по координатам ( r , θ ), что является следствиеминтерференции волновых пакетов.-Продемонстрированопроявлениеквантово-размерногоэффектадляэлектронного перехода между ионом и кластером атомов при изменениирадиуса кластера.-Установлено, что в динамическом случае при электронном обмене междуотрицательным ионом водорода и кластером атомов алюминия в зависимостиот скорости налетающей частицы кластер может вести себя как массивныйобразец или как квантовая структура с дискретностью энергии по двумкоординатам.-Получена зависимость вероятности формирования отрицательных ионовводорода при скользящем рассеянии ионов на тонком диске и кластере атомовAl от величины параллельной поверхности составляющей скорости.
Видрассчитанной зависимости имеет куполообразную форму, соответствующуюэкспериментальным данным для массивного образца. Абсолютная величина и18положение максимума на кривой зависимости выхода H − определяетсяуровнем Ферми в рассматриваемой наносистеме.Список цитируемой литературы1. Электронная и ионная спектроскопия твердых тел. // Под ред. Фирмэнса Л,Вэнника Дж., Декейсера В. – М.: Мир, 1981 – 286 с.2. Hongxiao Shao, Langreth D.C.
// Phys. Rev. B. – 1994. – Vol. 49. – P. 13948.3. Urazgil’din I.F., Gusev M.Yu., Klushin D.V. // Phys. Rev. B. – 1994. – Vol. 50. –P. 5582.4. Guillemot L., Esaulov V.A. // Phys. Rev. B. – 2004. – Vol. 69. – P. 33306.5. Nordlander P., Tully J.C. // Phys. Rev. Lett. – 1988. – Vol. 61. – P. 990.6. Hecht T., Winter H., Borisov A.G., Gauyacq J.P. etc. // Phys. Rev. Lett. – 2000. –Vol. 84. – P. 2517.7. Borisov A.G., Winter H.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
