2. Grundlagen
 zurück zur Übersicht
 

In diesem Abschnitt wird auf physikalische Grundlagen eingegangen, die für das Verständnis der Arbeiten dieses Projekts wichtig sind. Für eine ausführliche Darstellung wird verwiesen auf:

 H. Winter, Phys. Rep. 367 (2002) 387 und

 T. Hecht, Doktorarbeit, Humboldt-Universität zu Berlin, 2000.

Es werden im Folgenden atomare Einheiten (a.u.) verwendet.

 

2.1. Methode

 



Abb. 2-1: Schematischer Aufbau des Experiments

 

Abb. 2-2: Berechnete Trajektorien bei der Streuung von 1 keV Ar-Atomen an einer Kette von Al-Atomen mit Einfallswinkeln (in bezug auf die Kette) von (a) 30°, (b) 20° und (c) 10°. Übergang zur planaren Gitterführung mit vom Stoßparameter unabhängigen an der Oberfläche spekular reflektierten Trajektorien (H. Winter, Phys. Rep. 367 (2002) 387)

Eine schematische Darstellung des Experimentes ist in Abb. 2-1 gezeigt. Ein kollimierter Projektilstrahl wird streifend an einer Festkörper-Einkristall-Oberfläche gestreut, in einem elektrischen Feld nach Ladungszuständen separiert und mittels eines Detektors nachgewiesen.

Abb. 2-2 zeigt typische Trajektorien für die Streuung atomarer Projektile an Festkörperoberflächen für verschiedene Einfallswinkel. Man erkennt, dass sich das Regime der streifenden Streuung durch vom Stoßparameter unabhängige universelle Trajektorien auszeichnet. Die Projektile werden an der Oberfläche geführt (planare Oberflächengitterführung) und können in guter Näherung durch ein Potential V(z), das nur vom Abstand z zur Oberfläche abhängt, beschrieben werden. Insbesondere sind die Bewegungen parallel (||) und senkrecht () zur Oberfläche entkoppelt, und die Energien der Bewegungskomponenten parallel und senkrecht zur Oberfläche separat erhalten:

E = E|| + E = v||2 / (2M) + v2 / (2M) + V(z).

Die Energien der Bewegungen senkrecht und parallel zur Oberfläche unterscheiden sich dabei um Größenordnungen:

E = sin2( Φein ≈ 1° ) · E ≈ 3·10-4 · E ,

E|| = cos2( Φein≈ 1° ) · E ≈ E .

Durch die geringen sog. Senkrechtenergien E von einigen eV ist die Wechselwirkung mit der Oberfläche relativ „sanft“, d.h. ein adiabatisches Regime für den Ladungstransfer.

 

2.2. Ladungstransferprozesse

Abb. 2-3: Schematische Darstellung grundlegender Ladungstransferprozesse: (a) RN = Resonante Neutralisation, RI = Resonante Ionisation, (b) AN = Auger-Neutralisation, (c) AD = Auger Abregung (auger deexcitation)

 

Als Ladungstransfer-Prozesse werden Prozesse bezeichnet, in denen ein Elektron zwischen Projektil und Metall ausgetauscht wird. Eine erste Klassifikation erfolgt danach, ob das transferierte Elektron Energie verliert oder nicht (Abb. 2-3). Man unterscheidet:

  • Resonanter Elektronen-Transfer: Resonante Neutralisation (RN) oder resonante Ionisation (RI) sind elastische Ein-Elektron-Tunnelprozesse.
  • Auger-Elektronen-Transfer: Auger-Neutralisation (AN) und Auger-Abregung (AD) sind inelastische Tunnelprozesse, wobei die Energie des Übergangs auf ein zweites Elektron im Metall (AN) oder Atom (AD) übertragen wird.

 

2.3. Bildladungswechselwirkung

 


Abb. 2-4: Skizze zur klassischen Bildladungswechselwirkung eines Atoms/Ions mit einer Metalloberfläche

 

Abb. 2-5: Schematische Darstellung des Einflusses der Bildladungswechselwirkung auf Trajektorien bei streifender Streuung. Das Ion X+ wird bis zur Neutralisation durch die Bildladungswechselwirkung zur Oberfläche hin beschleunigt und gewinnt dabei die Senkrechtenergie EGewinn. Es verlässt die Oberfläche unter einem größeren makroskopischen Streuwinkel als bei neutralen Atomen X0.

 

Abb. 2-6: Streuverteilungen von 1 keV He0 → He0 (offene Kreise) und He+ He0 (gefüllte Kreise) an Ag(111). Die Winkelverschiebung entspricht einem Senkrechtenergiegewinn von He+ bis zum effektiven Abstand der Neutralisation von 1,1 eV


Im Fall von geladenen Teilchen (Ionen, Ladung Q) vor Metalloberflächen tritt ein attraktives Potential

UBild (d) = -Q2 / (4d)

aufgrund der Wechselwirkung des Ions mit seiner eigenen Bildladung auf. Dieses Bildpotential beeinflusst die Trajektorien geladener Teilchen bei streifender Streuung an Metalloberflächen. Die entsprechenden Effekte auf die Streuverteilungen sind in Abb. 2-5 und 2-6 gezeigt.

Neben diesem Effekt auf die Trajektorien gestreuter Projektile bewirkt die Bildladungswechselwirkung eine Verschiebung der atomaren Niveaus. Die folgende klassische Betrachtung soll diesen Sachverhalt verdeutlichen:

Abb. 2-4 zeigt ein Atom/Ion mit der Rumpfladung +Ze vor einer Metalloberfläche. Die Bildkraft auf das Elektron -e beträgt

Fz = 1 / (2z)2 - Z / ( d - z )2 .

Der erste Term beschreibt die Wechselwirkung des Elektrons mit seiner eigenen Bildladung, der zweite Term die Wechselwirkung des Elektrons mit der Bildladung des Ions. Die Ionisierungsenergie wird um

verringert. Es ergibt sich ein gestörtes atomares Niveau

|Ea*| = |Ea| - EBild = |Ea| - ( 2Z - 1 ) / (4d) ,

wobei |Ea| die Ionisierungsenergie des ungestörten Niveaus bezeichnet.

Im Fall neutraler Atome und positiver Ionen Z ≥ 1 verringert sich |Ea*|, das Energieniveau hebt sich also bei Annäherung des Systems an die Oberfläche an. Im Fall negativer Ionen Z ≈ 0 erhöht sich |Ea*|, das Niveau wird bei Annäherung an die Oberfläche abgesenkt.

Der Abstand d ist der Abstand des Projektils zur sog. Bildebene des Metalls. Diese befindet sich typischerweise etwa 3 a.u. vor der obersten Atomlage.

Die hier vorgestellt klassische Beschreibung ist nur im Grenzfall großer Abstände zur Bildebene etwa im Bereich d > 3 a.u. gültig und stimmt dort mit Ergebnissen einer entsprechenden quantenmechanischen Rechnung überein (H. Winter, Phys. Rep. 367 (2002) 387 ; M.C. Desjonquères und D. Spanjaard, „Concepts in Surface Physics“, Springer, Berlin 1998).

 weiter
 zurück zur Übersicht
 
© pgd5.physik.hu-berlin.de