JPS597253A - 物質表面の構造決定法 - Google Patents
物質表面の構造決定法Info
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- JPS597253A JPS597253A JP57117326A JP11732682A JPS597253A JP S597253 A JPS597253 A JP S597253A JP 57117326 A JP57117326 A JP 57117326A JP 11732682 A JP11732682 A JP 11732682A JP S597253 A JPS597253 A JP S597253A
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- G01N—INVESTIGATING OR ANALYSING MATERIALS BY DETERMINING THEIR CHEMICAL OR PHYSICAL PROPERTIES
- G01N23/00—Investigating or analysing materials by the use of wave or particle radiation, e.g. X-rays or neutrons, not covered by groups G01N3/00 – G01N17/00, G01N21/00 or G01N22/00
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- G01N23/225—Investigating or analysing materials by the use of wave or particle radiation, e.g. X-rays or neutrons, not covered by groups G01N3/00 – G01N17/00, G01N21/00 or G01N22/00 by measuring secondary emission from the material using electron or ion
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Abstract
(57)【要約】本公報は電子出願前の出願データであるた
め要約のデータは記録されません。
め要約のデータは記録されません。
Description
【発明の詳細な説明】
本発明はイオンビームを用いた物質表面の構造決定法に
関する。更に詳しくは物質表面の原子構造、表面原子の
欠陥構造、不純物あるいは吸着原子・分子の位置、表面
電子の空間分布１表面原子の熱振動振幅を決定し得られ
る構造決定法に関する。
関する。更に詳しくは物質表面の原子構造、表面原子の
欠陥構造、不純物あるいは吸着原子・分子の位置、表面
電子の空間分布１表面原子の熱振動振幅を決定し得られ
る構造決定法に関する。
緩和、表面再配列）、表面原子の欠陥構造、吸着原子・
分子の位置と構造を定量的に高精度で決定するだめの方
法を確立することが重要な課題となっている。
分子の位置と構造を定量的に高精度で決定するだめの方
法を確立することが重要な課題となっている。
本発明は上記の表面原子構造等について定量的且つ高精
度な情報を提供するのみならず、従来方法では得られ々
かった表面ｍ子の空間分布および甲、欠？表面原子の熱
振動振幅についても定量的けつ有用な情報を提供するこ
とができる物質表面構□ ′１ 造の１．竹定法に関する。
度な情報を提供するのみならず、従来方法では得られ々
かった表面ｍ子の空間分布および甲、欠？表面原子の熱
振動振幅についても定量的けつ有用な情報を提供するこ
とができる物質表面構□ ′１ 造の１．竹定法に関する。
゛従ｉ莱の物質表面の原子構造等をしらべる方決として
は、下記に詳述する以外に低速電子線回折法 ′
（以下ＬＥＥＤ法と言う）、光電子回折法（以下ＰＫＤ
法と言ち）、表面Ｘ線吸収連続微細構造法（以下５ＥＸ
ＡＦＳ法と言う）、およびブザフォード後方散乱法（以
下ＲＢＳ法と言う）のψつの方法が用いられている。
は、下記に詳述する以外に低速電子線回折法 ′
（以下ＬＥＥＤ法と言う）、光電子回折法（以下ＰＫＤ
法と言ち）、表面Ｘ線吸収連続微細構造法（以下５ＥＸ
ＡＦＳ法と言う）、およびブザフォード後方散乱法（以
下ＲＢＳ法と言う）のψつの方法が用いられている。
Ｌ Ｅ ＥＤ法とＰｉ法はデータの解析において、電子
の多重散乱に関する膨大なコンピューター・シミュレー
ションを必要とし、また解析結果についても信頼性が低
い欠点がある。５ＥＸＡＦＳ法とＲＢＳ法ｄ、シンクロ
トロン放射光設備やＭｅ／Ｖ領域のイオン加速器のよう
な大型設備を必要とする上に得られる情報も少い欠点が
ある。
の多重散乱に関する膨大なコンピューター・シミュレー
ションを必要とし、また解析結果についても信頼性が低
い欠点がある。５ＥＸＡＦＳ法とＲＢＳ法ｄ、シンクロ
トロン放射光設備やＭｅ／Ｖ領域のイオン加速器のよう
な大型設備を必要とする上に得られる情報も少い欠点が
ある。
本発明の目的は、従来法の欠点をなくシ、大型設備を必
要とせず、データの解析にフンビューター・シミュレー
ションを全く必要としないで、能率子の、；熱振動据幅
の決定法を提供することにある。
要とせず、データの解析にフンビューター・シミュレー
ションを全く必要としないで、能率子の、；熱振動据幅
の決定法を提供することにある。
本発明の方法は従来法の低エネルギーイオン散乱分光法
（以下ＩＳＳ法と言う）を特殊化したものである。
（以下ＩＳＳ法と言う）を特殊化したものである。
従来のＩＳＳ法では第１図に示すように、イオン（例え
ばＨｅ＋）を入射角αで表面に照射し、イオンは種々の
方向に散乱されるが、散乱角θ、がｑＯ８ｙＪｒ傍の任
意の方向で散乱イオンを検出している。
ばＨｅ＋）を入射角αで表面に照射し、イオンは種々の
方向に散乱されるが、散乱角θ、がｑＯ８ｙＪｒ傍の任
意の方向で散乱イオンを検出している。
この場合、表面に原子Ａ（軽い１咽子）、Ｊｉ；′Ｉ子
Ｂの質量とエネルギーＥ。がわかればピークのエネルギ
ー値より原子Ａ、Ｂが同定される。
Ｂの質量とエネルギーＥ。がわかればピークのエネルギ
ー値より原子Ａ、Ｂが同定される。
このように主として物質表面の化学分析に用いられてい
る。また表面の原子構造についても、定性的な情報を得
ることができるが、以下に述べるように定量性はない。
る。また表面の原子構造についても、定性的な情報を得
ることができるが、以下に述べるように定量性はない。
第２図は、入射イオンが標的原子Ａによって散乱される
軌道を示す。標的原子Ａの後方にシャトーカ。
軌道を示す。標的原子Ａの後方にシャトーカ。
めて細い（〜Ｏ０／入）のに対し、ＩＳＳ法では最近接
原子間距離程度であるため、ＩＳＳ法を表面構造の定量
的解析に用いるためには、シャドー・コーンの形を正確
に知らなければならないが、これを知るために必要な入
射イオンと標的Ｊｌ（子間の相互作用ポテンシャルの形
に関して現在のところ正確な知識は得られていない。
原子間距離程度であるため、ＩＳＳ法を表面構造の定量
的解析に用いるためには、シャドー・コーンの形を正確
に知らなければならないが、これを知るために必要な入
射イオンと標的Ｊｌ（子間の相互作用ポテンシャルの形
に関して現在のところ正確な知識は得られていない。
本発明はこの問題点を解決すべくなされたもので、第７
図におけるエネルギー分析器の位置を、散乱角θ１が／
ざＯｏまたＮ： １ｔｏ０近傍（±２θ°）にすること
によって、すなわち、直衝突条件にすることによって、
シャドーコーンの形状を実験的に決定し、得られたシャ
ドーコーンを用いて、表面の原子槽重、欠陥構造、表面
原子の熱振動振幅を定量的に解析し、またθ□を７ｇ０
０まだは／１００近傍（±〃０）にしたことによって表
面電子の空間分布を決ｑ、 ｇ、 ｐｉ、ら第１るよう
にしだものである。
図におけるエネルギー分析器の位置を、散乱角θ１が／
ざＯｏまたＮ： １ｔｏ０近傍（±２θ°）にすること
によって、すなわち、直衝突条件にすることによって、
シャドーコーンの形状を実験的に決定し、得られたシャ
ドーコーンを用いて、表面の原子槽重、欠陥構造、表面
原子の熱振動振幅を定量的に解析し、またθ□を７ｇ０
０まだは／１００近傍（±〃０）にしたことによって表
面電子の空間分布を決ｑ、 ｇ、 ｐｉ、ら第１るよう
にしだものである。
構造に配列している場合を考える。すなわち、原子Ａ間
の距離ｄが正確に求められている物質表面につい・て、
（＃衝突条件（θ、＝ ／ｇＯ°）で散乱イオンを検出
する。この直衝突条件では、イオンビームの入射角αが
臨界角α。より大きい時のみ散乱イオンが検出される。
の距離ｄが正確に求められている物質表面につい・て、
（＃衝突条件（θ、＝ ／ｇＯ°）で散乱イオンを検出
する。この直衝突条件では、イオンビームの入射角αが
臨界角α。より大きい時のみ散乱イオンが検出される。
α〈α。の場合は、原子Ａ１のシャドーコーンの中にｊ
６１千Ａ２が入ってしまうために散乱イオンはなくなる
。散乱イオン強度の入射角る。第３図は入射角がα。の
時の原子Ａ１．Ａ２のつくるシャドーコーンであり、こ
の条件下では原子Ａ、のシャドーコーンは必ず隣りの原
子Ａ２のシャドーコーンの頂点を通ることになる。この
場合に、表面原子間距離ｄが既知であると、α。を測定
することによってシャドーコーンの半径Ａ２Ｘ（Ｘ点は
第３図に示す）は、良い近似でｄｓｉｎα０として得ら
れる。種々な既知表面について同様な測定を行うことに
よって原子Ａのシャドーコーンを実験的に求めることが
できる。
６１千Ａ２が入ってしまうために散乱イオンはなくなる
。散乱イオン強度の入射角る。第３図は入射角がα。の
時の原子Ａ１．Ａ２のつくるシャドーコーンであり、こ
の条件下では原子Ａ、のシャドーコーンは必ず隣りの原
子Ａ２のシャドーコーンの頂点を通ることになる。この
場合に、表面原子間距離ｄが既知であると、α。を測定
することによってシャドーコーンの半径Ａ２Ｘ（Ｘ点は
第３図に示す）は、良い近似でｄｓｉｎα０として得ら
れる。種々な既知表面について同様な測定を行うことに
よって原子Ａのシャドーコーンを実験的に求めることが
できる。
シャドーコーンの形状が求まれば、次のように表面構造
について定量的な情報を得ることができる。以下すつに
分けて説明する。
について定量的な情報を得ることができる。以下すつに
分けて説明する。
（１）表面原子構造の決定
第５図に示す化合物ＡＢの表面において、原子Ａのシャ
ドーコーン（実線）は既知であるとする。
ドーコーン（実線）は既知であるとする。
原子Ｂのシャドーコーン（破線）は未知でもよい。
原子Ａ、Ｂ間の表面に平行な距離ｄは一般に既知である
。原子Ｂからの散乱が原子Ａのシャドーイング勅果によ
って観測されなくなる臨界角α。を求めれば、入射方向
を軸とする原子Ａのシャドーコーンと直線ｌとの交点と
して伸子Ｂの位置を求めることかできる。
。原子Ｂからの散乱が原子Ａのシャドーイング勅果によ
って観測されなくなる臨界角α。を求めれば、入射方向
を軸とする原子Ａのシャドーコーンと直線ｌとの交点と
して伸子Ｂの位置を求めることかできる。
なお、臨界角α。は、第弘図に示すように、散乱イオン
強度が急激に減少する曲線の中点（黒丸）をもって定め
る。このような定量的な表面構造の決定は、単体結晶表
面、吸着伸子・分子表面について、も同様に行うことが
できる。
強度が急激に減少する曲線の中点（黒丸）をもって定め
る。このような定量的な表面構造の決定は、単体結晶表
面、吸着伸子・分子表面について、も同様に行うことが
できる。
・１
（２）”：表面電子の欠陥構造の決定
乱を観測する場合、α。２の臨界角で、原子Ａは原−Ｔ
−Ｂによってシャドーイングされるので、散乱イオンが
急激に減少する。しかし、原子Ｂの空孔（第オ図の四角
印）があると、（（転）の右端の原子Ａはシャドーイン
グされないので散乱に寄与すふ。
−Ｂによってシャドーイングされるので、散乱イオンが
急激に減少する。しかし、原子Ｂの空孔（第オ図の四角
印）があると、（（転）の右端の原子Ａはシャドーイン
グされないので散乱に寄与すふ。
さらに入射角を小さくしてα。、になると原子Ａのつく
るシャドーコーンに隣りの原子Ａが人ってしまうので完
全に散乱イオンがなくなる。第含図はであり、臨界角が
λつあるのが特徴である。α。１とα。２での散乱イオ
ン強度の大きさから空孔濃度が得られる。また散乱イオ
ン強度の入射角依存性がら空孔構造について周辺の原子
の変位など定量的情報が得られる。
るシャドーコーンに隣りの原子Ａが人ってしまうので完
全に散乱イオンがなくなる。第含図はであり、臨界角が
λつあるのが特徴である。α。１とα。２での散乱イオ
ン強度の大きさから空孔濃度が得られる。また散乱イオ
ン強度の入射角依存性がら空孔構造について周辺の原子
の変位など定量的情報が得られる。
（５）原子の熱撮動振幅の決定
直衝突条件（θ、−／１００）下での散乱イオン強度の
入射角依存性について実験したところ、第グ図に模式的
に示しだ結果が得られ（実線は絶対。
入射角依存性について実験したところ、第グ図に模式的
に示しだ結果が得られ（実線は絶対。
’ＫＫ対する予想）、臨界α。がコΔαの幅を持つ。
こめ一度幅は原子が熱振動しているために生じたもので
ある。
ある。
従って、Δαの値より表面原子の熱撮動振幅を計算する
ことができる。しかも表面の構成原子の各々について個
々に振動振幅を求めることができる。例えば、第ｇ図に
示すように、重い原子Ａと軽い原子Ｂよりなる表面を考
えると、原子Ａは質量が大きいために、原子Ｂの振動に
比べて振動振幅が小さいと仮定できる。この時原子Ａに
よるシャドーコーンを固定してよい。臨界角α。での原
子Ａによるシャドーコーンは原子Ｂをよぎるが、原子Ｂ
が表面に垂直方向に振幅ａで振動しているとすると、臨
界角α。もある幅を持つことＫなる。
ことができる。しかも表面の構成原子の各々について個
々に振動振幅を求めることができる。例えば、第ｇ図に
示すように、重い原子Ａと軽い原子Ｂよりなる表面を考
えると、原子Ａは質量が大きいために、原子Ｂの振動に
比べて振動振幅が小さいと仮定できる。この時原子Ａに
よるシャドーコーンを固定してよい。臨界角α。での原
子Ａによるシャドーコーンは原子Ｂをよぎるが、原子Ｂ
が表面に垂直方向に振幅ａで振動しているとすると、臨
界角α。もある幅を持つことＫなる。
臨界角の幅Δαと原子Ｂの振動振幅ａはＡ−Ｂの原子間
距離をｄとすると、ａ＝ｄΔαで求められる。
距離をｄとすると、ａ＝ｄΔαで求められる。
′２）、、イ（オ′入射方向依存性は表面に存在する電
子の空間１分布についてのデータを提供する。これは従
すると一部が中性化されるという現象および入射イオン
方向と散乱イオンの検出方向が丁度逆方向変化を調べる
ことにより、散乱イオン強度が極小になる方向を求めれ
ばその方向に電子雲がひろがっていることになる。
子の空間１分布についてのデータを提供する。これは従
すると一部が中性化されるという現象および入射イオン
方向と散乱イオンの検出方向が丁度逆方向変化を調べる
ことにより、散乱イオン強度が極小になる方向を求めれ
ばその方向に電子雲がひろがっていることになる。
本発明の方法において照射するイオンとしては、１００
ｋｅＶである）。
ｋｅＶである）。
以上のように、本発明の方法によると、測定に大型設備
を必要とせず、データの解析にコンピューターによるシ
ミュレーションを全く必要としなくて能率的に且つ定量
的Ｋ、物質表面の原子槽重について信頼性の高い且つ精
密な情報を得ることがで；き、従来法では得られなかっ
た（１）表面原子構１ 造の、定量的な解析、（２）反応活性点などと関連のあ
ｉ）□工、ｏ０４よ、（５） ！！ ｉ ｒ。、や。
を必要とせず、データの解析にコンピューターによるシ
ミュレーションを全く必要としなくて能率的に且つ定量
的Ｋ、物質表面の原子槽重について信頼性の高い且つ精
密な情報を得ることがで；き、従来法では得られなかっ
た（１）表面原子構１ 造の、定量的な解析、（２）反応活性点などと関連のあ
ｉ）□工、ｏ０４よ、（５） ！！ ｉ ｒ。、や。
面の微視的な反応性を理解する上で１要な表面電子の空
間分布の解析、（４）個々の表面ハ’Ｒ子の熱振動振幅
の測定等をすべて行うことができる優れた効果を有する
。従って、半導体材料、電子放射材料。
間分布の解析、（４）個々の表面ハ’Ｒ子の熱振動振幅
の測定等をすべて行うことができる優れた効果を有する
。従って、半導体材料、電子放射材料。
触媒材料、核融合炉第一壁材料などの表面関連材料の研
究に大きく寄与すると考える。
究に大きく寄与すると考える。
実施例１
Ｔｉｅ （／／／ ）而の表面構造の測定第７図に示す
装置を使用した。図中、／はイオン銃で、レンズと偏向
器の組を二段に持ち差動排気可能なものを用いた。入射
イオンとして／ ｋｅＶノＨｅ４−イオンを用いた。、
２はエネルギー分析器で、その軌道半径５０間の静電半
球型を用いた。アナライザーの位置はイオン銃／と同一
方向（θに／ｇＯ″）に置くのが理想的であるが、θ１
−／１．３°で行った。
装置を使用した。図中、／はイオン銃で、レンズと偏向
器の組を二段に持ち差動排気可能なものを用いた。入射
イオンとして／ ｋｅＶノＨｅ４−イオンを用いた。、
２はエネルギー分析器で、その軌道半径５０間の静電半
球型を用いた。アナライザーの位置はイオン銃／と同一
方向（θに／ｇＯ″）に置くのが理想的であるが、θ１
−／１．３°で行った。
θ、−／１００から／７°はずれているが、この場合で
も測定結果は本発明の利点を妨げることなく測定しの各
単結晶面を用い、この試料は予め超高真空中で７’ｆｏ
Ｏ〜／６００℃に加熱して清浄表面にした。
も測定結果は本発明の利点を妨げることなく測定しの各
単結晶面を用い、この試料は予め超高真空中で７’ｆｏ
Ｏ〜／６００℃に加熱して清浄表面にした。
岩塩型構造を持つＴｉＯ（ｉ／／ ）面の清浄表面は第
７層がＴｉ原子層、第２層が炭素Ｊ皇子層よりなること
はすでに知られている。その構造を第７０図に示す。図
中、白丸がＴｉ１黒丸はＣｌ１Ｒ子を示す。第１／図は
入射イオンビームを入射角α＝ ０ （（／、２／）方
向）から表面に垂直方向に変化させた時の炭素原子から
の散孔イオン強度の変化を示す。この場合、臨界角α。
７層がＴｉ原子層、第２層が炭素Ｊ皇子層よりなること
はすでに知られている。その構造を第７０図に示す。図
中、白丸がＴｉ１黒丸はＣｌ１Ｒ子を示す。第１／図は
入射イオンビームを入射角α＝ ０ （（／、２／）方
向）から表面に垂直方向に変化させた時の炭素原子から
の散孔イオン強度の変化を示す。この場合、臨界角α。
−３Ｊ、、！；０と求められる。第１２図は第１／図の
臨界角３λ、夕０における予めその形を決定したチタン
原子のシャドーコーンの情況を示す図で、該シャドーコ
ーンは隣接の炭素原子をよぎる。従って、表面からの炭
素原子までの距離Ｘは容易に求められる（ただし、表面
に平行な炭素−チタン原子間距離は第１２図に示すよう
に、７．７７人、 ３．．３；３人と既知である。）。
臨界角３λ、夕０における予めその形を決定したチタン
原子のシャドーコーンの情況を示す図で、該シャドーコ
ーンは隣接の炭素原子をよぎる。従って、表面からの炭
素原子までの距離Ｘは容易に求められる（ただし、表面
に平行な炭素−チタン原子間距離は第１２図に示すよう
に、７．７７人、 ３．．３；３人と既知である。）。
ＸはへＯＳ人と得られた。
従ってチタン−炭素原子間距離は２．０１人であり、そ
の表面に対する角度は第７３図に示したように／ぶ０．
Ａ であるとＬがわかる。
の表面に対する角度は第７３図に示したように／ぶ０．
Ａ であるとＬがわかる。
実施例２゜
ＴｉＣ１（１００）而における炭素空孔の観測実施例１
における装置ｋを使用し、試料としてＴｉＯ（１００）
面を使用した。ＴｉＯ（１００）の清浄表面は第１グ図
に示すように、ＴｉとＣが交互にならんだ構造を示す。
における装置ｋを使用し、試料としてＴｉＯ（１００）
面を使用した。ＴｉＯ（１００）の清浄表面は第１グ図
に示すように、ＴｉとＣが交互にならんだ構造を示す。
白丸はＴｉ、黒丸はＣ原子を示す。
この表面について、散乱イオン強度の入射角依存性を測
定した結果は第１．Ｇ図の通りであった。図中、８曲線
は入射イオンビームの方向が（ｍ） 禽舎／／θ む面内の場合、５曲線はＴｉＣの表面を／ ６００℃で
清浄化した時、Ｃ曲線は／’１００℃で清浄化した時の
入射イオンビームの方向が〔ｌＯＯ〕を含む面内の場合
を示す。Ｃ曲線が示すように、散乱イオン強度は、２段
階に減少する。このＣ曲線は第；図のような１段の変化
を示し、第−ｆ：図に示したように１炭素原子の空孔が
存在することが分かる。Ｃ曲線の最終段の強度（第６図
のα。１とα。２の間の強度に対ｒ２５）の大きさより
欠陥濃度の情報が得られる。
定した結果は第１．Ｇ図の通りであった。図中、８曲線
は入射イオンビームの方向が（ｍ） 禽舎／／θ む面内の場合、５曲線はＴｉＣの表面を／ ６００℃で
清浄化した時、Ｃ曲線は／’１００℃で清浄化した時の
入射イオンビームの方向が〔ｌＯＯ〕を含む面内の場合
を示す。Ｃ曲線が示すように、散乱イオン強度は、２段
階に減少する。このＣ曲線は第；図のような１段の変化
を示し、第−ｆ：図に示したように１炭素原子の空孔が
存在することが分かる。Ｃ曲線の最終段の強度（第６図
のα。１とα。２の間の強度に対ｒ２５）の大きさより
欠陥濃度の情報が得られる。
実施例
炭素原子の熱振動振幅の測定
実施例１と同様な装置を使用し、ＴｉＣ（／／／ ）面
における炭素原子からの散乱イオン強度の入射角依頼性
を示すと第１／図の通りであった。入射イオンビームの
方向は（／２／ ）面内であった。
における炭素原子からの散乱イオン強度の入射角依頼性
を示すと第１／図の通りであった。入射イオンビームの
方向は（／２／ ）面内であった。
この図はα。−３２，！；°以下で炭素原子による散乱
がＴｊ−原子のシャドーイングにより急激に減少するこ
とを示［２ているが、炭素原子は熱運動エネルギーによ
り振動しているため、臨界角が幅をもっている。Δα−
ｔＩ０．およびチタン原子と炭素原子間の１間−（表面
に平行） ３．！１３人を用いると、炭素原子の熱振動
振幅（表面に垂直方向）は、３．５３人×λπ×４／３
乙０ ＝ ０．、ｕ入と求められる。
がＴｊ−原子のシャドーイングにより急激に減少するこ
とを示［２ているが、炭素原子は熱運動エネルギーによ
り振動しているため、臨界角が幅をもっている。Δα−
ｔＩ０．およびチタン原子と炭素原子間の１間−（表面
に平行） ３．！１３人を用いると、炭素原子の熱振動
振幅（表面に垂直方向）は、３．５３人×λπ×４／３
乙０ ＝ ０．、ｕ入と求められる。
実施例４゜
Ｔｉｅ （／／／ ）表面の非結合電子分布の測定実施
例１の装置を使用し、Ｔｉｅ （／／／ ）表面に局在
している電子分布をしらべるために、イオンビーＡの入
射角αを１５°、 ２Ｄ’ 、 Ｂｏ、 ３００ＶＣ各
々固定して、表面に垂直な軸の回りの散孔イオン強度の
変化を測定した結果は第１乙図の通りであった。強度変
化は予想される６０°対称を示していない１、こレバφ
−Ｏ０近傍（入射イオンビームが（／、２／ ）方向を
含む而）で、ｘｔＵ過するイオンビームが電子雲によっ
て中性化されるだめに散乱イオン強度が減少するためで
ある。入射角αが〃０の時に最大の中性化がみられる。
例１の装置を使用し、Ｔｉｅ （／／／ ）表面に局在
している電子分布をしらべるために、イオンビーＡの入
射角αを１５°、 ２Ｄ’ 、 Ｂｏ、 ３００ＶＣ各
々固定して、表面に垂直な軸の回りの散孔イオン強度の
変化を測定した結果は第１乙図の通りであった。強度変
化は予想される６０°対称を示していない１、こレバφ
−Ｏ０近傍（入射イオンビームが（／、２／ ）方向を
含む而）で、ｘｔＵ過するイオンビームが電子雲によっ
て中性化されるだめに散乱イオン強度が減少するためで
ある。入射角αが〃０の時に最大の中性化がみられる。
この結果から、第７７図に示すように、非結合電子が（
／２／ ）方向に向って表面より〃０の角度で局在して
いることがわかる。
／２／ ）方向に向って表面より〃０の角度で局在して
いることがわかる。
法、ｔｏ）は（ａ）により得られるスペクトノドを示す
。
。
？Ａ 、２ ＋ｚは入射イオンがターゲット原子によっ
て敗甜される際の軌道−（後方の影をシャドーコーンと
呼ぶ）、 第３図は表面に平行な原子間距離ｄが既知の表面に、直
衝突条件下でイオンビームを入射させ、散乱イオン強度
の入射角依存性により臨界角を測定・してシャドーコー
ンの大きさおよび形状を測定する説明図、 第゛１図は直衝突条件（θ１＝ ｔｇｏｏ）下での敗隔
イオン強度の入射角依存性図、 第５図は直衝突条件（θ、−／Ｊ’（７０）下における
イオン散乱分光の説明図、 在す、６時のハ′４千Ｂの振動振幅に関する図、原子の
構造図、 第１／図はＴｉ（３（／／／ ）表面における炭素原ｆ
からの散乱イオン強度の入射角依存性図、第７２図は臨
界角３．２．！；０におけるＴ１原子のシャドーコーン
の状況を示す図、 第２３図はＴｉＣ（／／Ｉ ）表面の炭素原子の位＠図
、第ｒ４Ｉ図はＴｉ、Ｏ（１００）表面の最外層におけ
るチタン原子と炭素原子の＠造園、 第７３図はＴｉｅ （１００）表面におけるチタンｊ東
子による散乱イオン強度の入射角依存性図、第１６図は
ＴｉＣ（ｉ／／ ）表面の各イオン人射角に対する［
／／／ ）軸（表面に（Ｉｉ′：ｒ６：）のまわりの散
乱イオン強度の変化図、 第１７図はＴｉｅ （／／／ ）而に局在する電子雲の
分布図、 ４＃ゴカ主イー−−−−；；ロ享］二Ｆ−女斯１１り３
：４１莢一槽スニニー＝：：＝二：：に；半半一−第１ 図 第 ２図 閉３図 Ｈ♂ Ｖ）４図 ％５閃 第６図 係９図 第１０図 冗１３図 〜 北１４図 第１５閃 Ｃｌ１ｌｌｅｌｌ 究１６図 第 １７図 ２８１−
て敗甜される際の軌道−（後方の影をシャドーコーンと
呼ぶ）、 第３図は表面に平行な原子間距離ｄが既知の表面に、直
衝突条件下でイオンビームを入射させ、散乱イオン強度
の入射角依存性により臨界角を測定・してシャドーコー
ンの大きさおよび形状を測定する説明図、 第゛１図は直衝突条件（θ１＝ ｔｇｏｏ）下での敗隔
イオン強度の入射角依存性図、 第５図は直衝突条件（θ、−／Ｊ’（７０）下における
イオン散乱分光の説明図、 在す、６時のハ′４千Ｂの振動振幅に関する図、原子の
構造図、 第１／図はＴｉ（３（／／／ ）表面における炭素原ｆ
からの散乱イオン強度の入射角依存性図、第７２図は臨
界角３．２．！；０におけるＴ１原子のシャドーコーン
の状況を示す図、 第２３図はＴｉＣ（／／Ｉ ）表面の炭素原子の位＠図
、第ｒ４Ｉ図はＴｉ、Ｏ（１００）表面の最外層におけ
るチタン原子と炭素原子の＠造園、 第７３図はＴｉｅ （１００）表面におけるチタンｊ東
子による散乱イオン強度の入射角依存性図、第１６図は
ＴｉＣ（ｉ／／ ）表面の各イオン人射角に対する［
／／／ ）軸（表面に（Ｉｉ′：ｒ６：）のまわりの散
乱イオン強度の変化図、 第１７図はＴｉｅ （／／／ ）而に局在する電子雲の
分布図、 ４＃ゴカ主イー−−−−；；ロ享］二Ｆ−女斯１１り３
：４１莢一槽スニニー＝：：＝二：：に；半半一−第１ 図 第 ２図 閉３図 Ｈ♂ Ｖ）４図 ％５閃 第６図 係９図 第１０図 冗１３図 〜 北１４図 第１５閃 Ｃｌ１ｌｌｅｌｌ 究１６図 第 １７図 ２８１−
Claims (1)
- 物質表面にエネルギーのよく揃ったイオン（エネルギー
範囲は／ ｅＶ〜１００ ｋｅＶ ）を照射し、表面原
子により散乱されてくるイオンを散乱角（入射イオンビ
ーム方向からの測角）が／１００±、２００のイオン強
度の変化を測定することを慣徴とする物質表面の構造決
定法。
Priority Applications (1)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| JP57117326A JPS597253A (ja) | 1982-07-06 | 1982-07-06 | 物質表面の構造決定法 |
Applications Claiming Priority (1)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| JP57117326A JPS597253A (ja) | 1982-07-06 | 1982-07-06 | 物質表面の構造決定法 |
Publications (2)
| Publication Number | Publication Date |
|---|---|
| JPS597253A true JPS597253A (ja) | 1984-01-14 |
| JPH0254497B2 JPH0254497B2 (ja) | 1990-11-21 |
Family
ID=14708968
Family Applications (1)
| Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
|---|---|---|---|
| JP57117326A Granted JPS597253A (ja) | 1982-07-06 | 1982-07-06 | 物質表面の構造決定法 |
Country Status (1)
| Country | Link |
|---|---|
| JP (1) | JPS597253A (ja) |
Cited By (2)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| JPS626148A (ja) * | 1985-07-02 | 1987-01-13 | Natl Inst For Res In Inorg Mater | 中性原子ビ−ムを用いた極表面解析装置 |
| JPS63238542A (ja) * | 1987-03-27 | 1988-10-04 | Nippon Telegr & Teleph Corp <Ntt> | 深さ方向の元素分布分析法 |
Citations (1)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| JPS5544345A (en) * | 1978-09-25 | 1980-03-28 | Hitachi Metals Ltd | Winddforce classifying device |
-
1982
- 1982-07-06 JP JP57117326A patent/JPS597253A/ja active Granted
Patent Citations (1)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| JPS5544345A (en) * | 1978-09-25 | 1980-03-28 | Hitachi Metals Ltd | Winddforce classifying device |
Cited By (2)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| JPS626148A (ja) * | 1985-07-02 | 1987-01-13 | Natl Inst For Res In Inorg Mater | 中性原子ビ−ムを用いた極表面解析装置 |
| JPS63238542A (ja) * | 1987-03-27 | 1988-10-04 | Nippon Telegr & Teleph Corp <Ntt> | 深さ方向の元素分布分析法 |
Also Published As
| Publication number | Publication date |
|---|---|
| JPH0254497B2 (ja) | 1990-11-21 |
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