2 Experimentelle Methoden

↓2

2.1 Streifende Ionenstreuung

↓3

Die hier vorgestellten Messmethoden zur Analyse von Wachstum, Struktur und Magnetismus ultradünner metallischer Filme basieren vornehmlich auf der streifenden Streuung schneller Ionen (z.B.: [SH77], [SV83], [WI02]). Dabei werden leichte Projektile (H, He) mit Primärenergien von E0=25-30 keV unter einem flachen polaren Einfallswinkel φin=1.0°-2.0° an der atomar glatten Substratoberfläche (Target) gestreut (Abb. 2.1 a). Aufgrund der aus einer so gewählten Streugeometrie folgenden geringen Senkrechtenergie der Projektile bezüglich der Oberfläche

(2.1)

von E≈ 20 eV kann die Wechselwirkung als eine Reihe korrelierter repulsiver Kleinwinkelstöße mit Kristallatomen der Oberfläche beschrieben werden. Für den idealisierten Fall der planaren Oberflächengitterführung (Abb. 2.1 b) werden die Projektile elastisch am gemittelten

↓4

Abb. 2.1: Prinzip der streifenden Streuung: (a)Richtung des reflektierten Strahls und Oberflächennormale spannen die Streuebene auf, aus [TI01]; (b): planare Oberflächengitterführung als Folge vernachlässigbarer Potentialkorrugation, auf die Projektile wirkt ein ebenes Kontinuumspotential

ebenen Kontinuumspotential der Oberflächenatome spiegelreflektiert, ohne dass die Ionen in den Kristall eindringen ([ZB85], [GE74]). Dabei liegt der minimale Projektilabstand zur oberste Atomlage (~0.5 Å) unterhalb des Interlagenabstandes des Kristalls (Cu(001): 1.805 Å), so dass reale Oberflächenstrukturen wie Stufenkanten, Versetzungen, etc. den korrelierten Streuprozess massiv stören, einhergehend mit Änderungen experimentell zugänglicher Observablen (z.B. Winkel- und Energieverteilung sowie Ladungszustand zurück gestreuter Ionen, Emission von Sekundärteilchen etc.).

Kristallitverkippungen und Oberflächenpunktdefekte, aber auch thermische Auslenkungen der Atome, führen zur gaußartigen räumlichen Aufweitung des spekular reflektierten Strahls.

↓5

Abb. 2.2: gemessene (•) und berechnete (−) polare Winkelverteilung für die streifende Streuung von 25 keV He+-Ionen: thermische Schwingungen führen zur symmetrischen Verbreiterung der δ-Verteilung einer idealen Oberfläche (Bereich C), Wechselwirkungen mit Abwärtstufen erzeugen die unterspekulare Fußstruktur (A,B), wohingegen Aufwärtsstufen zur überspekularen Intensität (D,E) beitragen, aus [PF98]

Wohingegen Stufenkanten den Anteil spekular reflektierter Ionen verringern und eine charakteristische subspekulare Fußstruktur hervorrufen (Abb. 2.2). Über den Vergleich mit der Winkelverteilung klassisch simulierter Projektiltrajektorien können quantitative Rückschlüsse auf die Oberflächenmorphologie gezogen werden [PI00]. Insbesondere gestattet der starke Einfluss von Oberflächendefekten auf die Spekularintensität die in-situ Charakterisierung von Filmwachstumsprozessen: Die während der Nukleation von Adsorbatinseln zunehmende Defektdichte führt zur erhöhten Aufstreuung von Projektilen verbunden mit einer Abnahme der Spekularintensität. Anschließendes laterales Inselwachstum (Aggregation) verringert die Defektdichte, so dass bis zum Zusammenschluss der Adsorbatinseln (Koaleszens) die Spekularintensität wieder ansteigt. Aus den sich als Funktion der Aufdampfzeit, bei konstant gehaltener Temperatur und Aufdampfrate, ergebenden Intensitätsoszillationen kann die Wachstumsart bestimmt und der Füllungsgrad der einzelnen Filmlagen abgeschätzt werden. Neben der qualitativen Bestimmung des Wachstumsmodus können aus dem Vergleich mit Simulationsrechnungen statistische, wachstumsrelevante Größen wie Sättigungsinseldichte, mittlere laterale Inselausdehnung, Adatom-Diffusionsbarriere und Stufenkantendichte gewonnen werden [PF98].

Eine weitere mit dem Streuprozess korrelierte Observable ist die ioneninduzierte Elektronenemission. Bei planarer Oberflächengitterführung tauchen die Projektile in den Valenzelektronengasausläufer der Targetoberfläche ein und regen durch kinetische Stoßprozesse Kristallelektronen an. Die aufgrund dieser Anregungen emittierten Elektronen können energie-, winkel- oder anzahlaufgelöst detektiert werden. Andere konkurrierende Emissionsszenarien wie z.B. die Potentialemission, Innerschalenionisation oder Promotion spielen hier wegen vergleichsweise geringen Emissionsraten eine untergeordnete Rolle [WI02]. Änderungen der Projektiltrajektorien, z.B. durch Wachstumsprozesse an der Oberfläche oder Variationen der Streusymmetrie haben dramatische Auswirkungen auf die Elektronenemission. Im Rahmen dieser Arbeit wird gezeigt dass die ioneninduzierte Elektronenemission ein sehr sensibles Werkzeug zur Überwachung von Wachstumsprozessen und zur Bestimmung von Strukturen an der Oberfläche ist.

↓6

Fällt der azimutale Einfallswinkel θin (Abb.2.1) mit einer niederindizierten Oberflächen-Gitterrichtung zusammen, verliert aufgrund der geänderten Symmetriebedingung die planare Oberflächengitterführung ihre Gültigkeit. Die Streuung wird dann von zylindrischen Kontinuumspotentialen der Atomketten bestimmt [ER65]. Die bei einem solchen Wechsel von planarer zu axialer Streusymmetrie verbundene Erhöhung der mittleren Elektronenausbeute wird genutzt, um Aufschluss über Richtung und relative Breite der zwischen den Atomketten liegenden Kanäle zu gewinnen. Auf der Basis einer Triangulationskurve, d.h. der Elektronenausbeute als Funktion des azimutalen Einfallswinkels, können wichtige strukturelle Parameter wie z.B. Bindungswinkel, interatomarer Abstand, periodische laterale Atomanordnung der Substrat- oder Adsorbatoberfläche bestimmt werden. Entgegen der früheren Annahme, axiale Oberflächengitterführung sei ursächlich für die Erhöhung der mittleren Elektronenausbeute, wird auf der Basis elektronenanzahlaufgelöster Emissionsspektren (Anzahl je Projektil emittierter Elektronen) gezeigt, dass die ansteigende Elektronenemission auf eine erhöhte Eindringwahrscheinlichkeit der Projektile in subsurface- und tiefere Regionen der Oberfläche zurückzuführen ist. Diese grundlegende Einsicht eröffnet einen neuen Zugang zur rechnergestützten Simulation von Elek-tronenanzahltriangulationskurven. Zusammen mit komplementären qualitativen LEED-Messungen ermöglicht die Ionenstrahltriangulation die Erstellung eines detaillierten Strukturmodells, insbesondere auch für Strukturen mit großen Einheitszellen. Im Rahmen dieser Arbeit wird gezeigt, dass die messtechnisch verbesserte Variante der Ionenstrahltriangulation zu einer der wenigen oberflächenanalytischen Methoden gehört, die die laterale Position der Oberflächenatome im Bereich von einigen hundertstel Angström festlegen kann.

2.2 Beugung niederenergetischer Elektronen (LEED)

Neben der expliziten Nutzung des SPA-LEED-Systems zur Untersuchung von Beugungserscheinungen bei der ioneninduzierten Elektronenemission (Kapitel 4) wurden ergänzend zur Ionenstrahltriangulation qualitative LEED-Untersuchungen insbesondere zur Bestimmung der Periodizität von Oberflächenstrukturen durchgeführt.

Wird bei einer Fraunhoferschen Beugungsanordnung eine einfallende ebene Elektronenwelle mit dem Wellenvektor an einem ebenen streng periodischen Atomgitter mit den Translationsvektoren und elastisch gebeugt, so treten bei Erfüllung der Laue-Bedingungen:

↓7

(2.2)

Beugungsreflexe in Richtung der auslaufenden Elektronenwellen mit dem Wellenvektor auf. Stellt man den Streuvektor als Linearkombination aus den Vektoren und mit den Koeffizienten h1 und h2 dar, so ergibt sich aus den Laue-Bedingungen die Definitionsgleichung für das reziproke Gitter:

(2.3)

↓8

mit den Indizes i≠j=1;2. Da wegen der geringen Eindringtiefe der Elektronen (~5Å) senkrecht zur Oberfläche keine Periodizität vorliegt, folgen für diese Raumrichtung keine diskreten Beugungsbedingungen, so dass das reziproke Gitter einer idealen periodischen Oberfläche durch Stangen wiederzugeben ist. Abb. 2.3 zeigt schematisch ein solches reziprokes Gitter und die darauf aufbauende Ewaldkonstruktion. Die Schnittpunkte der Ewaldkugel (Radius k0=2π/λ) mit den Stangen des reziproken Gitters geben bezogen auf den Kugelursprung die Richtungen der auslaufenden Elektronenwellen an. Das so entstehende Beugungsbild entspricht der sphärischen Projektion des reziproken Gitters. Ein eindeutiger Rückschluss vom reziproken Gitter auf die Realraum-Rekonstruktion der Oberfläche kann wegen der im Beugungsbild nicht enthaltenen Phasenbeziehung der gebeugten Wellen nicht gezogen werden. Die Periodizität der Überstrukturen, d.h. die Anordnung identischer Einheiten in Bezug auf die unrekonstruierte Substratoberfläche, ist dagegen unmittelbar ersichtlich.

Für eine LEED-basierte Bestimmung der Anordnung der Atome in der Einheitszelle (I-V-Analyse) muss die Intensität der auftretenden Reflexe bestimmt und mit berechneten Intensitäten vorgeschlagener Oberflächenrekonstruktionen verglichen werden. Obwohl die

Abb. 2.3:

↓9

LEED-I-V-Analyse eine anerkannte und erfolgreiche Methode zur Untersuchung auch komplexerer Oberflächenrekonstruktionen ist, zeigen sich methodische Nachteile. Zum einen ist der für eine solche iterative Strukturanpassung erforderliche mathematische und rechentechnische Aufwand wegen der notwendigen Einbeziehung von Mehrfachstreuprozessen (dynamische LEED-Theorie) erheblich. Zum anderen lässt die Vielzahl an geometrischen und dynamischen Parametern, insbesondere für Rekonstruktionen mit großen Einheitszellen, nur die Simulation einer vergleichsweise kleinen Anzahl in Frage kommender Strukturen zu. Weiterhin zeigt sich aufgrund der senkrecht zur Oberfläche stehenden Beugungsanordnung eine weitaus geringere Empfindlichkeit der Reflexintensitäten in Bezug auf laterale Änderungen der Atompositionen als bei entsprechenden vertikalen Änderungen. Durch zusätzliche Untersuchungen mittels Ionenstrahltriangulation können insbesondere periodische in-plane Atompositionen der obersten atomaren Lage sehr genau festgelegt werden. Die auf diese Weise gewonnenen Realrauminformationen schränken den Parameterraum für quantitative LEED-Strukturanalysen erheblich ein. Im Rahmen dieser Arbeit wird gezeigt, dass die Kombination beider Messmethoden einen Zugang zur Analyse von Strukturen mit sehr großen Einheitszellen eröffnet.

2.3 Auger-Elektronen-Spektroskopie (AES)

Heteroepitaktisches Wachstum ist vielfach mit Durchmischungs- und Segregationseffekten verbunden, so dass für die Charakterisierung der aufgewachsenen Metallfilme über die Strukturanalyse hinaus auch die Untersuchung der chemischen Zusammensetzung unerlässlich ist. Mit Hilfe der Augerelektronenspektroskopie (AES) lassen sich durch die Energieanalyse von elek-tronen- oder protoneninduzierten Sekundärelektronen Informationen über die stöchiometrische Zusammensetzung der Oberfläche gewinnen [AR89]. Der dieser Messmethode zugrunde liegende Augerprozess, hier am Beispiel des KL2 ,3L2,3-Übergangs, ist in Abb. 2.4 illustriert. Der Einfall von Primärteilchen (Elektronen oder Protonen) mit Energien im keV-Bereich führt zur Innerschalenionisation von Targetatomen. Das entstandene Rumpfniveauloch wird aufgrund der notwendigen energetischen Relaxation von einem Elektron aus einer weiter außen gelegenen Schale aufgefüllt. Die bei dieser Abregung freiwerdende Energie wird entweder als charakteristische Röntgenstrahlung abgegeben (Röntgenfluoreszens) oder strahlungslos auf ein weiteres, schwach gebundenes Elektron übertragen (Augerprozess). Die kinetische Energie dieses emittierten Augerelektrons ist elementspezifisch, da sie unmittelbar von den am Übergang beteiligten Orbitalenergien abhängt. Mit Bezug auf Abb. 2.4 ergibt sich die kinetische Energie eines KL1L2 ,3-Augerelektrons zu:

+ „Locheffekt“

(2.2)

↓10

Wobei E(K), E(L1) und E(L2 ,3) die Bindungsenergien der Elektronen in den Schalen K, L1, L2,3 sind und ΦA die festkörperspezifische Austrittsarbeit ist. Die bei Einstrahlung von Elektronen auf die Atomsorte i detektierbare Elektronenintensität des Augerüberganges jkl (für den KLL-Übergang: j=K und k=l=L) wird im Wesentlichen durch vier Faktoren bestimmt [GD86]:

(2.3)

Abgesehen von der sich aus den einzelnen Übergangswahrscheinlichkeiten der beteiligten Elek-tronenzustände jkl zusammensetzenden Wahrscheinlichkeit für den Augerübergang Wijkl und dem einfallswinkelabhängigen Rückstreufaktor R(α) ist die Intensität der Augerelektronen abhängig vom Ionisierungsquerschnitt σij und der Austrittstiefe λi eines Elektrons mit der Energie Eijkl. Abb. 2.4 rechts zeigt den typischen Verlauf und die Größenordnung des Ionisierungsquerschnitts als Funktion der Primärenergie E0 der einfallenden Elektronen. Beginnend mit der Ionisierungsenergie Ej des entsprechenden Elektronenzustandes j steigt σij bei Erhöhung der Primärenergie steil an, durchläuft bei E0/Ej≈2-3 ein Maximum und fällt langsam wieder ab.

↓11

Dem entsprechend und unter Berücksichtigung von experimentellen Praktikabilitätsbedingungen (Fokussierbarkeit des Primärstrahls etc.) wurde in dieser Arbeit für die elektroneninduzierte Anregung der niederenergetischen MNN-Augerlinien (50 eV-60 eV) eine Primärenergie von 2.5 keV und für die Anregung der höherenergetischen LMM-Linien (600-1000 eV) ein E0 von 4.0 keV gewählt.

Abb. 2.4 links: Emission eines KL2,3L2,3 Augerelektrons nach erfolgter Stoßionisation der K-Schale des Atoms
rechts: Verlauf des Ionisierungsquerschnitts σij (nach [WT56], [PO76]) und der experimentellen Cu-LMM(920eV)-Intensität (Iijkl) in Abhängigkeit von der Primärenergie der eingestrahlten Elektronen (Einfallswinkel α=30 in Bezug auf die Oberflächennormale), aus [GD86]

Die Austrittstiefe λi ist diejenige Weglänge im Material vorgegebener Zusammensetzung, nach deren Durchlaufen ein Elektron der Energie Eijkl im Mittel einen elastischen Stoß erfährt. Nach Abgabe eines Energiebetrages ΔE hat ein solches Elektron nicht mehr die charakterisierende Energie Eijkl des atomaren Emissionsprozesses und trägt daher nicht mehr zum Augersignal im Spektrum bei. Die Absorption der Augerelektronen im Material kann durch eine Exponentialfunktion beschrieben werden mit 1/ λi als Absorptionskoeffizient. Für die in dieser Arbeit betrachteten Metalle Cu, Fe und Mn liegen die Austrittstiefen für die MNN-Augerenergien im Bereich von 4-5 Å und für die höherenergetischen Linien liegt λi zwischen 10 Å und 15 Å. Demzufolge ist die Erstellung eines lagenaufgelösten chemischen Tiefenprofils der heteroepitaktischen Schichten allein auf der Basis elektroneninduzierter Augersignale nicht realisierbar.

↓12

Streifend einfallende 25 keV-Protonen erreichen bei planarer Oberflächengitterführung einen minimalen Abstand zur obersten Atomlage von zmin≈0.5 Å, dieser liegt im Bereich des Bohrschen adiabatischen Abstandes für core-hole Anregung der Cu M2,3-Schale dad=0.5 Å, was die Erzeugung von M2,3VV Augerelektronen durch spekular reflektierte Protonen ermöglicht [PL93]. Die Anregungstiefe λ solcher protoneninduzierter Augerprozesse kann in Abhängigkeit von der gewählten Streugeometrie unterhalb des vertikalen interatomaren Abstandes liegen, so dass die Analyse dieser Augerlinien unmittelbaren Aufschluss über die chemische Zusammensetzung der obersten atomaren Lage gibt. Unter Ausnutzung dieser verschiedenen Informationstiefen der elektroneninduzierten MVV- und LVV- sowie der protoneninduzierten MVV-Augerintensitäten kann für die einzelnen heteroepitaktischen Systeme, d.h. Fe,Mn auf Cu(001), ein lagenweise aufgelöstes Konzentrationsprofil erstellt werden.

2.4 Magneto-Optischer Kerr-Effekt (MOKE)

Die langreichweitige magnetische Ordnung der präparierten ultradünnen 3d-Übergangsmetallfilme auf Cu(001) wurde sowohl über den Einfang polarisierter Elektronen bei der streifenden He-Streuung als auch über den Magnetooptischen Kerr-Effekt untersucht. Als

Abb. 2.5: Schematische Darstellung der drei Kerr-Geometrien: a) polarer - b) longitudinaler- und c) transversaler Kerr-Effekt

↓13

Kerr-Effekt wird die Drehung der Polarisationsebene eines Lichtstrahls bei der Reflexion an einer magnetisierten Metalloberfläche bezeichnet. Beim Magnetooptischen Kerr-Effekt wird je nach Richtung des Magnetfeldes zur Einfallsebene des Lichtes zwischen polarem, longitudinalem und transversalem Kerr-Effekt unterschieden (Abb. 2.5). Bei der Ausgangspolarisation des Lichtes wird weiterhin zwischen s- und p-Polarisation, also Linearpolarisation senkrecht bzw. parallel zur Einfallsebene, unterschieden. Nach der Reflexion an der Probe ist das Licht im Allgemeinen elliptisch polarisiert, wobei die große Halbachse der Polarisationsellipse um den Winkel θK (Kerr-Drehung) gegenüber der linearen Ausgangspolarisation gedreht ist (Abb. 2.6). Als komplexer Kerr-Winkel wird

(2.4)

mit der Elliptizität des reflektierten Lichtes:

↓14

(2.5)

definiert.

Die physikalische Grundlage aller magnetooptischen Effekte ist eine Magnetisierungsabhängigkeit des Dielektrizitätstensors:

↓15

(2.6)

Im Gegensatz zu optisch isotropen Materialien besitzt der Dielektrizitätstensor magnetooptisch aktiver Materialien oberflächenmagnetisierungsabhängige Nichtdiagonalelemente. Diese voneinander unabhängigen Komponenten des magnetooptischen Kopplungsvektors hängen von der Wellenlänge des verwendeten Lichtes, von der Magnetisierung der Oberfläche sowie vom Material selbst ab.

Abb. 2.6: Polarisationsellipse beim Kerr-Effekt

↓16

Der aus dem dielektrischen Tensor abgeleitete Brechungsindex der Oberflächen unterscheidet sich dementsprechend für den rechts- bzw. linkszirkularen Anteil des eingestrahlten Lichtes gemäß:

(2.7)

Dabei bezeichnet n0 den Brechungsindex des nicht magnetisierten Materials und den Einheitsvektor in Richtung der Lichtausbreitung. Basierend auf den Fresnel-Gleichungen ergeben sich so die Amplitude und Phasenlage des reflektierten Strahls sowie Ausdrücke für die Kerr-Rotation und die Kerr-Elliptizität.

↓17

Eine quantitative Korrelation von Kerr-Drehung und Probenmagnetisierung konnte mit den gängigen Modellvorstellungen bisher nicht erzielt werden. Trotzdem können wichtige magnetische Charakterisierungsgrößen aus MOKE- Hysteresemessungen gewonnen werden.

Wegen der hohen Eindringtiefe des Lichts (~100 Å) geben MOKE-Messungen das über alle atomaren Filmlagen gemittelte magnetische Verhalten ultradünner Schichten wieder. Im Gegensatz dazu kann mit Hilfe des Einfanges polarisierter Elektronen bei der streifenden He-Streuung der Magnetismus der obersten atomaren Lage untersucht werden.

2.5 Einfang polarisierter Elektronen (EC)

Bei der Oberflächenstreuung schneller Ionen finden in Oberflächennähe durch Verringerung der Projektil-Oberflächen-Potentialbarriere elektronische Austauschprozesse statt. Unterschieden wird hierbei zwischen der resonanten Neutralisation (RN) bzw. Ionisation (RI) als Einelektronenprozess und der Auger-Neutralisation (AN) bzw. Auger-Abregung (AD) als Zweielektronenprozesse. Die resonante Neutralisation (RN) führt zur Besetzung angeregter Terme des Projektils mit Elektronen des Valenzbandes, wobei im einlaufenden Teil der Projektiltrajektorie das eingefangene Elektron durch resonante Ionisation wieder an den Festkörper abgegeben wird. Voraussetzung ist, abgesehen von den Übergangswahrscheinlichkeiten, eine im Vergleich zur unmittelbaren Oberflächenwechselwirkungszeit (~fs) hohe Lebensdauer der angeregten Zustände (für HeI 1s2s3S-1s3p3P: 89 ns). In unmittelbarer Nähe der Oberfläche existieren wegen des starken Überlapps der beteiligten Wellenfunktionen hohe Ion-Metall Übergangsraten die aber mit wachsendem Abstand von der Oberfläche, d.h. im Bereich der auslaufenden Trajektorie, exponentiell abnehmen. Bei genügend großem Abstand wird der momentane Ladungszustand des Projektils eingefroren.

↓18

Die Helizität des bei der energetischen Relaxation eines so formierten angeregten Projektilatoms emittierten Photons enthält sowohl Informationen über den während des Streuprozesses auf das Projektil übertragenen Bahndrehimpulses als auch über den Spinzustand des eingefangenen Elektrons. Die Analyse des Fluoreszenslichtes gestattet Rückschlüsse auf die unterschiedlichen Zustandsdichten von Majoritäts (spin-up)- und Minoritätselektronen (spin-down) und dementsprechend auf die langreichweitige magnetische Ordnung der Metalloberfläche.

Im Ruhesystem des an der Oberfläche gestreuten Ions wird die isotrope Impulsverteilung der besetzten Metallzustände (Fermi-Dirac-Verteilung) um die vom Projektil eingebrachte Impulskomponente verschoben (Doppler-Fermi-Dirac-Verteilung). Diese zusätzliche, antiparallel zur Strahlrichtung orientierte Impulskomponente der Metallelektronen überträgt beim Einfang des Elektrons einen Bahndrehimpuls. Durch die beim Streuprozess verletzte Zylindersymmetrie ergibt sich geometrisch eine Vorzugsrichtung für die Ausrichtung der Drehimpulsvektoren senkrecht zur Streuebene (Vektorpolarisation) mit der Folge, dass die auf diese Quantisierungsachse (hier z-Achse) bezogenen magnetischen Subzustände ML unterschiedlichen Überlapp mit besetzten Metallzuständen ( Fermikugel ) und demzufolge nach dem Einfang anisotrope Besetzungszahlen aufweisen: . Wenn die Oberfläche zusätzlich eine langreichweitige magnetische Ordnung mit einer Magnetisierungskomponente entlang der Quantisierungsachse (senkrecht zur Streuebene) aufweist, führt dies zu einer Orientierung der Spins für Multiplett-Zustände S≠0. Für eine Komponente der Magnetisierung Mz>0 ist die Orientierung des Spins , wenn vornehmlich Majoritäts-Elektronen eingefangen werden. Dann ist die Orientierung des Gesamtdrehimpulses (Russel-Saunders-Kopplung) kleiner als bei einer nichtmagnetischen Oberfläche. Das unter Zerfall der angeregten Zustände mit parallel zur Quantisierungsachse ausgestrahlte Fluoreszenslicht ist entsprechend zirkular polarisiert. Der Grad der Zirkularpolarisation wird durch den experimentell zugänglichen reduzierten Stokes-Parameter S/I beschrieben:

(2.9)

↓19

und ist sowohl von der Bahn- () als auch von der Spinpolarisation () abhängig. Die Koeffizienten bij sind für den atomaren Übergang spezifisch und können für verschiedene Multipletts unterschiedlicher Projektile aus [WI92] entnommen werden. Für den in dieser Arbeit genutzten Übergang HeI 2s3S-3p3P gilt b10=b01=-0.750 und b11=0.167. Da bei Umkehrung der Magnetisierung das Vorzeichen von PS invertiert, ohne PL zu beeinflussen, kann in einer zweiten Polarisationsmessung

(2.10)

ermittelt werden. Die Gleichungen (2.9) und (2.10) gestatten die Separation der Bahn- und Spinpolarisation:

↓20

(2.11)

(2.12)

Durch Änderung des Detektionswinkels in Bezug zur angelegten Magnetfeldrichtung kann die räumliche Spinorientierung an der Probenoberfläche untersucht werden, d.h. durch die Drehung ändert sich der auf die Detektionsachse projizierte Anteil der Vektorpolarisation. Bisherige

↓21

Abb. 2.7: energetische Verschiebung und Aufspaltung des HeI33P-Zustandes mit endlicher Parallelgeschwindigkeit im Abstand zs vor einer Fe(110)- bzw. Fe(100)-Oberfläche (Spin: − up, -- down), aus [IG01]

Fluoreszenslichtanalysen (z.B.: [LO97], [PI98], [NS91]) an magnetisierten Oberflächen bestätigen die Korrelation zwischen beobachteter Spinpolarisation PS und dem Spin-Anteil der Magnetisierung MZ an der Oberfläche. Jedoch zeigen Untersuchungen zur Abhängigkeit der Spinpolarisation von der Projektilgeschwindigkeit [LO97] die Grenzen einer einfachen mathematischen Behandlung des Einfangprozesses auf. Für eine quantitativere Beschreibung muss insbesondere die reale Bandstruktur der Metalloberflächen mit berücksichtigt werden. Abb. 2.7 verdeutlicht anhand der unterschiedlichen spinabhängigen Bandstrukturen der magnetisierten Fe(110) bzw. Fe(100)-Oberfläche die Parallelgeschwindigkeitsabhängigkeit des resonanten Einfangs in den energetisch verschobenen und verbreiterten HeI33P-Zustand. Erst bei Parallelgeschwindigkeiten ab 0.5 a. u. ist nahezu die gesamte besetzte Zustandsdichte der Oberfläche in Resonanz mit dem atomaren Zustand. Aus diesem Grund wurden alle hier vorgestellten Messungen zum Einfang polarisierter Elektronen bei identischen geometrischen Streubedingungen und einer Primärgeschwindigkeit der He- Projektile von v0=0.50 a. u. durchgeführt.


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16.10.2008