Обычно при энергии падающих ионов E0 ~ 1 кэВ величина неупругих потерь составляет единицы электронвольт (Q << E0 ) и не

мешает 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 состоянии поверхностных атомов.

4.3. Общий вид обзорного спектра РМИ

Типичный вид спектра рассеяния медленных ионов He+ с энергией 1 кэВ на поверхности сплава Al, Cu Pb, полученный для угла

рассеяния θ = 900 , представлен на рис.4.2.

Рис.4.2.	Типичный обзорный
спектр	рассеяния		медленных
ионов	He+	c	энергией
E0 = 1кэВ		на	загрязненной

поверхности сплава [8]

Спектр состоит из широкого плавно меняющегося с энергией фона, обусловленного неупругорассеянными ионами, и отдельных

линий, 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 ≈ 64
а.е.м.) и	Pb	( M ≈ 207	а.е.м.)	с кинематическим		фактором
kO = 0.447 , k Al = 0.625 ,			kCu = 0.820 и kPb = 0.941. Рассеяние на

более тяжелых атомах сопровождается меньшими потерями энер-

154

гии, 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 способностью энергоанализатора;

4)кинетической энергией рассеянных ионов.

С увеличением энергии ширина пиков рассеяния возрастает. Так, например, ширина спектральной линии рассеяния ионов Не+ на

поверхности кобальта при E0 = 0.5 кэВ составляет W =12 эВ, при E0 =1.0 кэВ - W = 20 эВ, а при E0 =1.5 кэВ - W = 28 эВ.

Основной характеристикой любого спектрометра является разрешающая способность. Для метода СРМИ разрешающая способ-

ность по энергии

RE

и по массе

RM , определяются следующим

выражением [8]:

M

E

μ

2

+sin

2

θ −cosθ (μ

2

−sin

2

1/ 2

2

RM =

=

=

2μ

θ)

. (4.4)

M

E

1

μ

2

−sin

2

θ + cosθ (μ

2

−sin

2

1/ 2

+ μ

θ)

Здесь M и E – минимальная разность масс атомоврассеивателей и энергий рассеянных ионов, для которых две линии в спектре еще будут разрешаться. На рис.4.3. приведена зависи-

мость разрешающей способности по массе RM от угла рассеяния

θ для ионов Не+, взаимодействующих с поверхностью золота ( μ = 49.3 ), молибдена ( μ = 24 ) и меди ( μ =15.9 ).

155

Рис.4.3. Теоретическая зависимость разрешающей способности по массе RM от угла

рассеяния θ для различных значений μ

[8]

Из рис.4.3 видно, что:

1)	значение RM				мало для малых углов рассеяния, т.к. при этом
потери энергии малы и все пики собираются вблизи E0 . Действи-
тельно, при			θ → 0 получаем cosθ →1, sinθ → 0 и, согласно
	(1		± μ)2
(4.3)	k →				→1 при μ >1.
		(1	+ μ)2
2)	значение Rm				возрастает при уменьшении величины μ . Та-

ким образом, для лучшего разрешения необходимо использовать более тяжелые ионы. Однако с увеличением массы рассеивающегося иона начинается более активное распыление ими поверхности образца, т.е. метод становится разрушающим, что нежелательно, поскольку информация собирается с первых атомных слоев поверхности.

3) с уменьшением μ также сокращается область возможных уг-

лов рассеяния. Так, уже при θ = 90D величина k = μμ +−11 , т.е. рас-

сеяние на этот угол невозможно на атомах, масса которых меньше массы рассеивающегося иона ( μ <1, кинематический фактор мне

может принимать отрицательные значения!). Это означает, что при таких углах рассеяния метод оказывается нечувствителен к элемен-

156

там 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 рассеяния

Интенсивность спектральной линии рассеянных ионов опреде-

ляется следующим выражением:			dσ			,	(4.5)
I = I	0	N			Ω	P
						0 i
где I0 – интенсивность первичного пучкаdΩ						ионов, N – число поверх-
ностных атомов-рассеивателей,	dσ			– дифференциальное сечение
	dΩ

рассеяния, Ω0 – телесный угол сбора рассеянных ионов анализатором и Pi – вероятность того, что после рассеяния зарядовое состоя-

ние иона не изменится (т.е. не произойдет его нейтрализация). Сечение рассеяния определяется потенциалом взаимодействия

иона и атома-рассеивателя V (r) .

На практике в качестве таких потенциалов используются следующие:

1) кулоновский потенциал, описывающий взаимное отталкивание ядер с зарядами Z1 и Z2 :

V (r) =	Z	Z		e2	(4.6)
	1		2	.
		r

Такой вид потенциала взаимодействия, однако, не учитывает электроны, экранирующие отталкивание ядер. Учет электронной экранировки осуществляется в следующих модельных потенциалах:

2) боровский экранированный потенциал

157