9 Zusammenfassung 

↓185

Im energiedispersiven Betrieb eines SPA-LEED-Systems wurde die bei der streifenden Ionenstreuung (25 keV He+ bzw. 29 keV H+in=1.6°) auftretende Raumwinkelverteilung emittierter Elektronen in Abhängigkeit von der Detektionsenergie (15-100 eV) und vom azimutalen Einfallswinkel untersucht (Kapitel 4). Für die Ionenstreuung entlang niederindizierter Richtungen konnten reflexartige Emissionsintensitäten (10 % - 30 % der Gesamtintensität) in den Winkelverteilungen gemessen werden. Sowohl das Auftreten als auch das energetische und azimutale Verhalten dieser Reflexe ist mit elastischer Beugung und direkter Emission angeregter Elektronen zu verstehen.

Die Streuung von Valenzelektronen am einfallenden Projektil und dadurch initiierte Sekundärelektronenkaskaden führen zu einer räumlichen Verteilung angeregter Elektronenzustände innerhalb der Kristalloberfläche. Dabei wird eine angeregte ebene Welle mit Ausbreitungsrichtung parallel zur Oberfläche innerhalb ihrer mittleren freien Weglänge (≈10 Å) an einzelnen Atompotentialen gestreut. Dies führt zum einen zu einer deutlichen Dämpfung der Streuamplitude der sich ausbreitenden Primärwelle und zum anderen, durch die feste Phasenbeziehung der entstehenden Streuwellen, zur kohärenten Emission von Elektronen in definierte Winkelbereiche. Die Winkelpositionen der ioneninduzierten LEED-Reflexe (IILEED) können mit Hilfe einer modifizierten Ewaldkonstruktion und der Winkelverteilung angeregter Elektronen (Anregungskonus) nachvollzogen werden. Sowohl die Abhängigkeit der Beugungswinkel von der Detektionsenergie als auch die mit der Rotation der Oberfläche einhergehende Drehung der IILEED-Spots steht in Übereinstimmung mit den experimentellen Ergebnissen. Aus der Intensitätsverteilung für Anteile gebeugter Elektronen können Informationen über deren Anregung innerhalb der Kristalloberfläche gewonnen werden. So ist aus den Beugungsreflexen, auf eine anisotrope Winkelverteilung angeregter Elektronen in der Cu(001)-Oberfläche mit erhöhter Elektronenanregung entlang niederindizierter Oberflächengitterrichtungen zu schließen. Weiterhin gestatten die Beugungsintensitäten Rückschlüsse auf den Öffnungswinkel des elektronischen Anregungskonus innerhalb der Kristalloberfläche.

↓186

Das Lagenwachstum ultradünner metallischer Filme führt zu einer direkt mit dem jeweiligen Wachstumsstadium (Nukleation, Aggregation, Koaleszens) korrelierten Änderung der ioneninduzierten Elektronenemission (Kapitel 5). Die wachstumsbedingte Zunahme von Stufenkanten und Defektstrukturen (Inselränder, Nukleationskeime etc.) erhöht die Wahrscheinlichkeit für binäre Projektil-Oberflächenatom-Wechselwirkungen, einhergehend mit Promotionseffekten und Binärstoßanregungen von Core-Elektronenzuständen. Diese angeregten hochenergetischen Elektronen werden zum Teil direkt emittiert oder verbleiben an der Oberfläche als Auslöser für Elektronenkaskaden. Insgesamt führen diese wachstumsinduzierten Elektronenanregungsprozesse zu einem additiven exponentiell abklingenden Intensitätsanteil in den Energiespektren und eröffnen insbesondere für die protoneninduzierte Augerspektroskopie die Möglichkeit, durch die in-situ Aufnahme von Energiespektren synchron den Grad der Bedeckung und die stöchiometrische Zusammensetzung der Oberfläche zu bestimmen.

Damit steht mit der ioneninduzierten Elektronenemission eine zu RHEED oder zur streifend reflektierten Ionenintensität alternative Methode zur Wachstumskontrolle und Charakterisierung zur Verfügung. Eine messtechnisch einfache Variante ist die während des Filmwachstums kontinuierliche Messung des ioneninduzierten Targetstromes. Notwendig dafür sind eine isoliert aufgehängte elektrisch leitende Probe und ein nA-Meter. Eine weitere attraktive Variante der Wachstumsüberwachung ist die Registrierung der Anzahlverteilung emittierter Elektronen mittels Sperrschichtdetektor. Zum einen eröffnet die Detektion aller auf der Oberfläche stattfindenden Emissionsereignisse die Möglichkeit einer von Strahlinstabilitäten unabhängigen Wachstumsüberwachung (selbstnormierendes Verfahren), zum anderen werden verschwindend geringe Ionenströme von unter einem fA zur Aufnahme von Wachstumsoszillationen benötigt.

Die Ionenstrahltriangulation ist eine Messmethode zur Bestimmung der azimutalen Winkellagen und Kanalbreiten dichtgepackter Atomreihen von langreichweitig geordneten Kristalloberflächen (Kapitel 6). Dabei werden unter flachen Einfallswinkeln (1°-2°) leichte Atome oder Ionen (He,H) bei Primärenergien von einigen 10 keV über die Oberfläche gestreut. Fällt der Projektilstrahl bei azimutaler Drehung der Probe parallel zu einer niederindizierten Oberflächenkanalrichtung ein, so findet die Streuung der Projektile nicht an einem planaren Oberflächenpotential, sondern an axialen Kettenpotentialen statt. Dieser Übergang von planarer zu axialer Streusymmetrie wird über die Änderung der ioneninduzierten Elektronenemission nachgewiesen. In Kapitel 6 wurde eine neue, auf der Elektronenanzahlstatistik beruhende, Variante der Ionenstrahltriangulation vorgestellt. Über ein elektrostatisches Absaug- und Beschleunigungsfeld werden die vom Atomstrahl an der Probenoberfläche emittierten Elektronen auf einen Halbleiterdetektor fokussiert. Dieser Aufbau ermöglicht die Registrierung der pro Streuprozess emittierten Anzahl von Elektronen. Die relative Änderung der Anzahlverteilung bei axialer Streuung weist auf Projektilanteile hin, die unter die oberste atomare Lage gelangen, dort axial geführt werden und eine Vielzahl von Elektronen auslösen. Diese über die Anzahlstatistik realisierbare Selektion an der Oberfläche reflektierter (niedrige Elektronenanzahlen: hier 2-4e Prozesse) bzw. transmittierter Projektilanteile eröffnet den theoretischen Zugang zur quantitativen Simulation von Ionenstrahltriangulationsmessungen. Diese Simulation umfasst die Berechnung von Projektiltrajektorien unter dem Einfluss geschirmter Coulombpotentiale der Oberflächenatome. Entsprechend den Überlegungen zur Emissionsstatistik wurde in der Simulation der Anteil an Projektilen registriert, der nicht unter die erste atomare Lage gelangt (oberflächenreflektierter Anteil). Verglichen wird die azimutale Abhängigkeit des oberflächenreflektierten Projektilanteils der Simulation mit der Änderung der Anzahl an Emissionsereignissen, die zur Emission weniger Elektronen führen (IST-Kurve). Über eine moderate Anpassung des Wechselwirkungspotentials und der parallelen bzw. senkrechten Oberflächen-Debyetemperaturen (als Maß für die mittlere Auslenkung der Kristallatome) kann eine quantitative Übereinstimmung zwischen simulierten und experimentellen IST-Kurven erzielt werden. Aus dem Vergleich der simulierten mit der experimentellen IST-Kurve können Strukturmodelle erstellt oder bestehende Strukturmodelle überprüft werden. Mittels IST können so die lateralen Atompositionen langreichweitig geordneter Oberflächenstrukturen auf mehrere hundertstel Å genau festgelegt werden.

↓187

Auf der Basis der in Kapitel 6 vorgestellten Variante der Ionenstrahltriangulation wurden Strukturuntersuchungen an den Tief- und Hochtemperaturphasen des epitaktischen Systems Mn auf Cu(001) durchgeführt (Kapitel 7). Dabei zeigt sich, dass keines der aus der Literatur bekannten Strukturmodelle für die c(8x2)- und c(12x8)Mn-Tieftemperaturphase bzw. p2gg(4x2)Mn-Legierungsphase in hinreichender Übereinstimmung mit den aus den IST-Messungen folgenden Winkellagen und effektiven Öffnungsbreiten auftretender Kanäle steht. Dementsprechend wurden für diese Strukturphasen neue detaillierte Strukturmodelle erstellt, die in Übereinstimmung mit den IST-Messungen und mit qualitativen LEED-Untersuchungen stehen.

Aus kombinierten Wachstums-, Struktur- und chemischen Untersuchungen mittels streifender Ionenstreuung kann bei Raumtemperatur die lagenweise Ausbildung von zwei c(2x2)-rekonstruierten Cu/Mn-Legierungslagen bestätigt werden. Dabei sind die Cu-Oberflächenanteile von 42±6 % schachbrettartig in der ersten Lage verteilt. Bei Raumtemperatur geht der zur Oberflächenlegierungsbildung notwendige Cu/Mn-Interlagenaustausch mit Lage-für-Lage-Wachstum (Inselbildung und Koaleszens) einher. Bei nominellen Bedeckungen von mehr als 1.0 ML werden Cu/Mn-Austausch und -Diffusion zunehmend unterdrückt, was Inselwachstum zur Folge hat.

Bei 420 K wird die Legierungsbildung von Stufenkantenwachstum begleitet. Auch hier folgt bis zu einer nominellen Bedeckung von 1.0 ML die Ausbildung von zwei geschlossenen c(2x2)-CuMn-Legierungslagen (Cu-Oberflächenanteil: 50±6 %). Fortschreitende Bedeckung führt hier zur Rekonstruktion der oberen Filmlage in eine pg(4x2)-Struktur. Aus den IST-Messungen wurde ein lagenabhängiges Strukturmodell für diese Phase erstellt Auch hier kann auf eine schachbrettartige Verteilung des 46±6 %-igen Cu-Oberflächenanteils geschlossen werden. Cu/Mn-Austausch und Interlagendiffusion bleiben auch bei höheren Bedeckungen noch aktiv, so dass im Gegensatz zum Raumtemperaturwachstum die Cu-Oberflächenkonzentration bei einer nominellen Mn-Bedeckung von mehr als 2.0 ML im Bereich zwischen 40-50 % liegt.

↓188

In Kapitel 8 wurden IST-Strukturuntersuchungen an den Raumtemperaturphasen des Systems Fe/Cu(001) vorgestellt. Abgesehen von der 3.0 ML Schicht weisen die Fe/Cu(001)-Filmlagen im Bereich RT I und RT II lateral unrekonstruierte fcc(001)-Oberflächenstrukturen auf.

Der fcc-artige 3.0 ML Fe-Film (RT I) ist gekennzeichnet durch schwache laterale sinusartige (4x1) und (5x1) Versetzungen entlang der dichtgepackten [10]sc ([01]sc)-Richtungen. Die strukturelle Instabilität der Fe-Filme in RT I und in RT II während des Abkühlens und die Auswirkungen geringer Mengen adsorbierten Wasserstoffs führen tendenziell zu den gleichen Änderungen der Oberflächenstruktur. So nehmen während des Abkühlens des 3.0 ML Fe-Films die sinusartigen Auslenkungen der [10]sc-Atomketten zu. Verstärkt wird diese Strukturänderung durch die Adsorption von H2, so dass langreichweitig geordnete nanomartensitische Oberflächenanteile sich erst nach einer H2-Dosierung von 5-9 L herausbilden.

Der 7.0 ML Fe-Film (RT II) zeigt erst nach Abkühlen auf 160 K schwache (2x1)-Überstrukturreflexe, die auf die Ausbildung geringer pmg(2x1)-Oberflächenanteile schließen lassen. Auch hier führt Wasserstoffadsorption zuerst zur Verstärkung der (2x1)-LEED-Reflexe, einhergehend mit der vollständigen pmg(2x1)-Rekonstruktion der Filmoberfläche. Erst nach höheren Wasserstoffdosierungen bilden sich p4g(2x2)-rekonstruierten Oberflächenanteile heraus.

↓189

Dies legt die Vermutung nahe, dass trotz guter UHV-Bedingungen H2-Restgasadsorption während des Abkühlens der Probe ursächlich für die „thermische“ Instabilität der Fe-Filme ist und zu den bei kryogenen Messtemperaturen beobachteten nanomartensitischen (nxm)-Strukturen in RT I und RT II führen. Kritisch zu beurteilen sind unter diesem Aspekt generell quantitative Strukturanalysen, die bei kryogenen Messtemperaturen an den Raumtemperaturphasen von Fe/Cu(001) durchgeführt wurden.

 


© Die inhaltliche Zusammenstellung und Aufmachung dieser Publikation sowie die elektronische Verarbeitung sind urheberrechtlich geschützt. Jede Verwertung, die nicht ausdrücklich vom Urheberrechtsgesetz zugelassen ist, bedarf der vorherigen Zustimmung. Das gilt insbesondere für die Vervielfältigung, die Bearbeitung und Einspeicherung und Verarbeitung in elektronische Systeme.
DiML DTD Version 4.0Zertifizierter Dokumentenserver
der Humboldt-Universität zu Berlin
HTML-Version erstellt am:
16.10.2008