( 一

︒

Q

ノ 一

一勺 ム一

一 一 一 一

i 

‑ Z

一1.

5 

1. 

0  I 

ロ

口 _口口

ロ

k

、

ロ ロ

_口

口

0 . 5  

。

Ei=O.1 keV 

ム

Ei=l keV 

口

^Ei=lO keV 

。

Ei=100 keV  口

A 

A  ム ム ム ム 〈

λ

^{。(ム 。 ム}

O.O~ 。

20  40  60  80 

Z 2  

る確率

W

nと

Y = n =    ， L nWn;   ， L _Wn  = 1

の よ う に 関 係 づ け ら れ る 平 均 的 な 値 で あ る 。粒 子 衝 撃

図3.14 Cu+が原子 番 号

Z 2

のターゲットへ入射したときの

Y k ( E i ， の

/Yk

( E i ， O ) = (

cos ゆ~-f のフイツテイングバラメータ

r

^{の原子番号}

Z2

依 存d性。入 射 エ ネ ル ギ

‑Ei

は、 0.1、1、10、100[keV]。

による電子放出統計分布は、放出された極端に小さな粒子束の蓄積を利用した検出器の性 能 向 上 の た め 昔 か ら 興 味 を 持 っ て 調 べられ、平均値である yを 使 っ た ホ ア ソ ン 分 布

Pn( け=

(戸/

n ! ) e x p (

ーのから、かなりのずれがある事が観測きれている38，95‑104)。このずれの物理的 な原因を知るために、電子放出統計分布を調べる事は重要であるつ

半経験的モデルによるモンテカルロ法で、 H

ヘ

Na+、Xe+がAuに人射エネルギー 1‑16

[keVJで入射した場合についてシミュレーションを行った。ポテンシヤル放出による

Y p

は、 H+に対して0.02以下なので無視でき、 Na+とXe+はポテンシャルエ不ルギーが小さい

ため、ポテンシヤル放出は生じないので、内Y

k

となる103)0Lakits et al

. 8

⁰，102)とWinteret al.1⁰3)  • Eo=l keV図 Eo=2keV図Eo=3keV巴_Eo=4keV

口

Eo=5keV が測定した電子放出係数yに計算結果をフイツテイングする事により、未知パラメータ

101εi( イオン)と101ε'r(反ItJ~原子)を決定し、電子放出統計分布 W

n

^{を求めた。} 入射エネルギ-1‑5 [kcV]のH+がAuへ入射したときの、計算による電子放出統計分布W_nは、

La

kits  et a .l102)  が測定した

W

_nと非常に良い一致を示す(図3.15(a)、3.15(b))onの大きな電子放出に対し て、ポアソン分布は計算結果より小さな確率を与える。計算と実験の一致から、計算では 内部電子の輸送過程はポアソン分布型の指数減衰型近似を用いており、 H+の場合

、反跳

原子の効果が無視できるので、入射イオンの衝突過程がポアソン分布よりも広い確率分布

1 . 0 

0.8 

0.6 

Eニ 二玄

0.4  0.2 

0.0 

n=O 

1 . 0 

0.8 

0.6 

Eニ

= 玄

0.4  0.2 

0.0 

n^ニO W_nを与えている。

ホアソン分布と計算で得られた電子放出統計分布の比較は、相対確率

Pn + 1 I P n = y / ( n +  

1)と

Wn+dWn

^{の比較により行う}

( y = Y k )

。計算結果の相対確率

Wn+ 1

/W

n

は、小さな電子放出係 数 Y~こ対しては P

n

^+llP

n

^{より大きく、大きな}

^y

^{に対してはP}

n

^+llP

n

^{より小さくなり、実験103) と}

良く一致している(図3.16(a)、3.16(b)、3.16(c))o H +に対しては反跳原子が殆ど生成されな いので反射イオンが(図3.16(a))、Na+に対しては入射イオン中の反射イオンと反跳原子が(

図3.16(b))、 Xe+に対してはイオン反射が殆ど生じないので反跳原子が(図3.16(c))、それぞ れポアソン分布んよ り広い統計分布

W

_nの原因である。入射イオンの反射は電子放出統計 分布W_nに二つの効果を及ぼす。一つは、入射イオンが固体から出る途中の表面近くで生 じる付加的な電子励起の効果である。大きなn(注2)に対する確率W_nが大きい電子放出と広 い統計分布

W

nを導く 。もう一つは、入射直後に反射するため電子を殆ど励起しない効果 である。電子放出が生じ難いため、大きな確率WOと狭い統計分布W_nを導く 。反跳原子も 同じ効果を示し、多数の反跳原子による電子励起は広い統計分布

W ，

ぃ 反 跳 原 子 の 放 出 は 狭い統計分布

W

_nを導く 。反射の効果は軽いイオンに対して、反跳原子の効果は重いイオ

ンに対して顕著になる。

電子カスケード増倍過程の効果を調べるために、ダイレクトモデルによるモンテカルロ 法で、 H+がAuに入射エネルギ‑1‑5[keV]で入射した場合についてシミュレーションを 行った。 計算と実験 103) は定性的に一致し、 n~lに対する W

n

^+l1Wn は多数個 (n~2)の電子放

図3

.15

H+‑Au 

Present  calculation 

( a )  

n=l  n=2  n=3  n=4  n=5  n=6 

.Eo=lkeV

図

Eo=2keV図 Eo=3keV臼 Eo=4keV

口

Eo=5keV

H+‑ Au 

Lakits  et  al.  (experiment) 

¥ ︐ ノ

h u  

/' E_屯

¥

n=l  n=2  n=3  n=4  n=5  n=6 

入射エネルギー1‑5[keV]のH+がAuに入射したと きの電子放出数

n ( = O

、1、2、 3、4、5、6)に対する電子放出統計分布

Wn o

(a)計算、 (b)Lakits et a.l¹ 02)による 実 験。

Y = Y k

^O

0 . 8   0 . 8  

Xe+ → Au  H+ → Au 

1 6 k e V  

n n   e o  

円u q a

e u   m A ‑ m   e s  

。

一一一一 P o i s s o n

三玉

E 

三三

0 ム

0 . 1  

0 . 6  

0 . 4  

0 . 2  

( 同 + ロ )

¥ ぷ

﹀

l 

孟

E 

三三

1 6 k e V  

。 ⁿ

n   e o   u a   e u  

勾

m

ρしE F δ

ロ

‑

ム

‑

一一一一 P o i s s o n 0 . 6  

0 . 4  

0 . 2  

(同+ロ)¥ぷ﹀

( c )  

0 . 0  0 . 0  

( a )  

ロ

ハU

AU ハUハU

0 . 8   0 . 6  

0 . 4  

Wn+11 W n  0 . 2  

0 . 8   0 . 6  

0. 4  

Wn+11  W n  0 . 2  

0 . 8  

Na+ → Au 

1 6 k e V  

一一一‑

P o i s s o n   n n   e o  

門U 9 u

e u   m A ‑ m  

ρし

V Q U

口 一 ム

‑

o‑

三 五

E 

三五

ハU

0 . 6  

Xe+がAu~こ入射したときのぬ/(n+l) と

Na+

、 入射エネルギー

1 ‑ 1 6 [ k e V ] の H ヘ

図

3 . 1 6

Winter et al.103)による

Y = Y k

^O 

( c ) X e + 。 0 . 4  

(同+ロ)¥ぷ﹀

実線はポアソン分布、

( b ) N a + 、 口 : n = 3 ) o( a ) H + 、

Wn+l/Wnの 関 係。破線は計算、

ム 刀 こ2

、

実験

( O: n = 1

、

¥EE/' 

hu  

〆J '

z・ ︑ ︑

0 . 2  

0 . 0  

0 . 0   0 . 4   0 . 6   0 . 8   Wn+11 W n 

0 . 2  

Trapped i o n  

EO=5keV 

O 

。

( c )  

0 . 6  

( J { +口)¥ぷ﹀

0.4 

一一一一

P o i s s o n

o 

ⁿ 

= 

⁰ 

ム

n

= 

1 

口

ⁿ

= 

2 

o 

ⁿ 

⁼ 

³ 

0 . 8  

0.2 

ドキュメント内 計算機シミュレーションによるイオン・個体表面相互作用に関する研究 (ページ 37-40)