Die vorliegende Arbeit untergliedert sich in drei aufeinander aufbauende Themenkomplexe. Der erste Komplex umfasst Untersuchungen zum Nachweis und zur Quantifizierung von Beugungsanteilen in der ioneninduzierten Elektronenemission (IILEED). Dazu wurden bei der streifenden Streuung schneller He und H-Ionen an Cu(001) energiedispersive zweidimensionale Winkelverteilungen emittierter Elektronen aufgenommen. Es konnten reflexartige Intensitäten in der ioneninduzierten Elektronenemission nachgewiesen werden, deren Raumwinkeländerungen in Abhängigkeit von Anregungsrichtung und Detektionsenergie mittels einer modifizierten Ewaldkonstruktion quantitativ nachvollziehbar sind. Die beobachteten Beugungsstrukturen geben Aufschluss über den ursächlichen elektronischen Anregungsprozess an der Oberfläche.

Im zweiten Teil wird die ioneninduzierten Elektronenemission beim Wachstum ultradünner 3d-Übergangsmetallfilme (Co, Fe, Mn) auf Cu(001) untersucht. Die streng zum jeweiligen Wachstumsstadium korrelierten Änderungen der Energiespektren und Anzahlverteilungen emittierter Elektronen (SEE-Oszillationen), sind hauptsächlich auf binäre Stossprozesse der Projektile mit Stufenkanten zurückzuführen. Die SEE-Oszillationen können zur in-situ Wachstumsanalyse und Bedeckungsbestimmung herangezogen werden.

Im dritten Abschnitt wird eine neue Messmethode zur Analyse komplex rekonstruierter Oberflächenstrukturen vorgestellt. Die Methode der „Ionenstrahltriangulation“ (IST) basiert auf der relativen Änderung der Anzahlverteilung emittierter Elektronen bei azimutaler Drehung der Probenoberfläche. Bestimmt werden die azimutale Richtung und die relative Breite von Oberflächenkanälen in der obersten atomaren Lage. Die Registrierung der pro Streuprozess emittierten Elektronenanzahl eröffnet erstmalig eine quantitative Simulation von IST-Messkurven. Auf dieser Grundlage können mittels IST die lateralen Atompositionen langreichweitig geordneter Oberflächenstrukturen auf mehrere hundertstel Angström genau festgelegt werden. Das hohe strukturanalytische Potential dieser Messmethode demonstrieren IST-Untersuchungen an den Strukturphasen der Systeme Mn/Cu(001) und Fe/Cu(001).

abstract

H⁺ and He⁺ ions with an energy of 25 keV are scattered under a grazing angle of incidence from a clean and flat Cu(001) surface. For specific azimuthal orientations of the crystal surface with respect to low index directions in the surface plane we observe the ion induced emission of electrons with a conventional LEED (low energy electron diffraction) setup. By operating the instrument in an energy dispersive mode we find intensity distributions of emitted electrons which can unequivocally be ascribed to diffraction effects at the target surface. From this ion induced LEED-reflexes (IILEED) we get important information about the electron excitation- and emission effects during the scattering process.

In the second part of this work we investigate the correlation between thin-film growth (Co, Fe, Mn on Cu(001)) and electron emission in the regime of grazing ion scattering. The “rough” surface of uncompleted layers increase the probability of binary collisions of incident ions with individual atoms at the surface. The energy spectras and the number distribution of emitted electrons are substantially influenced by these “violent” collisions and allow us to monitor growth of thin films via simple measurements of target current or from energy spectra of emitted electrons. The method provides excellent signals and is also applicable in the regime of poor layer growth.

By making use of ion beam triangulation (IBT), direct information on the atomic structure of thin films and substrate surfaces is obtained. We discuss in the third part of this work a new variant of this method based on the detection of the number of emitted electrons. The data are analyzed via computer simulations using classical mechanics which provides a quantitative analysis with respect to projectile trajectories. This new detection scheme allows the determination of the in-plane structure of reconstructed thin films and surfaces with high precision. The impressed potential of this method is demonstrated by quantitative analysis of the structural phases of Fe and Mn on Cu(001).

Ionenstreuung Elektronenemission Elektronenbeugung Ionenstrahltriangulation Fe/Cu(001) Mn/Cu(001) Strukturanalyse Ionscattering Electronemission Electrondiffraction Mn/Cu(001) Fe/Cu(001) Ionbeamtriangulation surfacestructure Inhaltsverzeichnis

• 1 Einleitung

• 2 Experimentelle Methoden

  • 2.1 Streifende Ionenstreuung

  • 2.2 Beugung niederenergetischer Elektronen (LEED)

  • 2.3 Auger-Elektronen-Spektroskopie (AES)

  • 2.4 Magneto-Optischer Kerr-Effekt (MOKE)

  • 2.5 Einfang polarisierter Elektronen (EC)

• 3 Experiment

  • 3.1 Kleinbeschleuniger und Streukammer

  • 3.2 Aufbau und Funktionsweise des Elektronendetektors

  • 3.3 Probenmagnetisierung und magnetische Messungen

  • 3.4 Das SPA-LEED System

• 4 Ioneninduzierte Elektronenbeugung

  • 4.1 Ioneninduzierte Elektronenanregung

  • 4.2 Plasmonanregung vs. Beugung von Blochwellen

  • 4.3 Nachweis von Beugungsreflexen

  • 4.4 Modifizierte Ewaldkonstruktion und Energieabhängigkeit 

  • 4.5 Azimutale Abhängigkeit der IILEED-Reflexe

  • 4.6 Zusammenfassung

• 5 Wachstumskontrolle mittels ioneninduzierter Sekundärelektronenemission

  • 5.1 Wachstumsbedingte Oszillationen der Gesamtelektronenemission bei der streifenden Ionenstreuung

  • 5.2 Bedeckungsabhängige Änderungen von Elektronenspektren

  • 5.3 Wachstumsbedingte Oszillationen der Elektronenemission in Abhängigkeit vom polaren Einfallswinkel 

  • 5.4 Änderungen der Anzahlstatistik emittierter Elektronen während des Filmwachstums

  • 5.5 Zusammenfassung

• 6 Oberflächenstrukturanalyse mittels Ionenstrahltriangulation

  • 6.1 Methodische Grundlagen

  • 6.2 Das Einbruchkriterium 

  • 6.3 Simulation der IST-Kurven mittels Einbruchkriterium

  • 6.4 Oberflächensensitivität der Ionenstrahltriangulation

  • 6.5 Normierung der IST-Kurven 

  • 6.6 Zusammenfassung

• 7 Wachstum und Struktur von Mn auf Cu(001)

  • 7.1 Das System Mn/Cu(001)

  • 7.2 Das temperaturabhängige Wachstum von Mn auf Cu(001)

  • 7.3 Die Cu(001)c(8x2)Mn-Struktur

  • 7.4 Der temperaturabhängige c(8x2) nach c(2x2)-Phasenübergang 

  • 7.5 Die Cu(001)c(12x8)Mn-Phase

  • 7.6 Die Cu(001)p2gg(4x2)Mn-Phase

  • 7.7 Struktur der Cu(001)p2gg(4x2)Mn-Legierungsphase

  • 7.8 Zusammenfassung

• 8 Wachstum und Struktur von Fe auf Cu(001) 

  • 8.1 Das System Fe/Cu(001)

  • 8.2 Die RT I-Phase

  • 8.3 Die RT II-Phase

  • 8.4 Zusammenfassung

• 9 Zusammenfassung 

• Literaturverzeichnis

• Publikationsliste

• Danksagung

• Eidesstattliche Erklärung

• 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

• 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]

• Abb. 2.3:

• Abb. 2.4 links: Emission eines KL_2,3L_2,3 Augerelektrons nach erfolgter Stoßionisation der K-Schale des Atoms rechts: Verlauf des Ionisierungsquerschnitts σ_ij (nach [WT56], [PO76]) und der experimentellen Cu-LMM(920eV)-Intensität (I_ijkl) in Abhängigkeit von der Primärenergie der eingestrahlten Elektronen (Einfallswinkel α=30 in Bezug auf die Oberflächennormale), aus [GD86]

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

• Abb. 2.6: Polarisationsellipse beim Kerr-Effekt

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

• Abb. 3.1: Aufbau der Streukammer, rechts (Seitenansicht): Druckstufen mit Turbomolekularpumpen (1) und Blendenpaaren (2,9), Normierungscup (3), Präzisionsmanipulatoren Target (4)- bzw. Channeltron (7), Cu(001)-Kristall (5), Titansublimationspumpe (6), Channeltrondetektor (8), Elektronenkanone (10), Elektronenstrahlverdampfer (11), Elektronen-Energieanalysator (12), Ablenkplatten (13), Extraktor-Druckröhre (14); links (zentrale Streukammer, Aufsicht): MOKE-Aufbau (15), Magnetisierungsspulen (16), Polarisationsautomat (17), Elektonendetektor (18), SPA-LEED (19)

• Abb. 3.2 links: Aufbau des Elektronendetektors: Absaugnetz (1), Schirmungszylinder (2), Sperrschichtdetektor (3), Halterung (4), Hochspannungsdurchführung (5), Signalausgang (6); rechts: vom Elektronendetektor registrierte Elektronenanzahlverteilung (Integrationszeit: 60 s) für die Streuung von 29 keV H⁰ auf Cu(001) bei einem polaren Einfallswinkel von φ_in= 1.6°, im Mittel werden 6 Elektronen je Streuereignis emittiert

• Abb. 3.3: prinzipieller Aufbau des Polarisationsautomaten: Eingangslinse, λ/4-Verzögerungsplatte, Linearpolarisator (LP), Schmalbandfilter (F), und Photomultiplier (PMT), die λ/4-Verzögerungsplatte kann über einen Schrittmotor rotiert werden, aus [IG01]

• Abb. 3.4 links: (a) Elektroneneinfang-Messung an 5 ML Co/Cu(001) nach kurzzeitigem Anlegen eines Magnetisierungsfeldes von +100 Oe und (b) nach dem Ummagnetisieren mit -100 Oe, beide Messungen wurden in Remanenz, d.h. nach Abschalten der jeweiligen Magnetisierungsfelder durchgeführt; rechts: a) MOKE-Messung an 5 ML Co/Cu(001) nach kurzzeitigem Anlegen eines Magnetisierungsfeldes von +100 Oe und b) nach dem Ummagnetisieren mit -100 Oe, beide Messungen wurden in Remanenz, d.h. nach Abschalten der jeweiligen Magnetisierungsfelder durchgeführt

• Abb. 3.5 links: Feldspulenanordnung zur in-plane Magnetisierung der Probenoberfläche, die Spulen befinden sich außerhalb der UHV-Kammer: 105 Windungen, I_max=80 A, L=352 mm, R=130 mm, H_max=200 Oe; rechts: Stromstärke-Magnetfeldkennlinie für die entsprechende Targetstellung: Electron-capture-Position (•), MOKE-Position (▲)

• Abb. 3.6 oben: Aufbau und Funktionsweise der SPA-LEED-Einheit, nähere Erläuterungen siehe Text, aus [SP96] unten: schematischer Versuchsaufbau zur Analyse der raumwinkelaufgelösten ioneninduzierten Elektronenemission mittels SPA-LEED-Elektronenoptik, der maximale geometrische Detektionswinkel beträgt ca. 88°

• Abb. 3.7: Abhängigkeit des polaren Ablenkwinkels φ eines Elektrons mit der Energie E von der angelegtem Oktopolablenkspannung dU

• Abb. 3.8: SPA-LEED Aufnahmen der He⁺-induzierten Elektronenemission bei den Schwellenenergien E₁=17eV (links) und E₂=23eV (rechts), der Pfeil kennzeichnet die Ionenstrahlrichtung, die Pfeilspitze liegt senkrecht über der Oberfläche (Koordinatenursprung), zu beachten ist die angepasste Intensitätsskala

• Abb. 3.9: Die aus der Subtraktion der SPA-LEED Aufnahmen in Abb. 3.8 erhaltene Raumwinkelverteilung emittierter Elektronen mit Energien von 20±3eV

• Abb. 4.1 

• Abb. 4.2: Winkelabhängige Elektronenanregung durch Binärkollisionen von streifend einfallenden 25 keV H-Projektilen mit Leitungsbandelektronen für Elektronen mit Energien nach der Anregung von 2 eV, 10 eV und 20 eV, eingezeichnet ist auch der Austrittskonus, aus [PU03]

• Abb. 4.3:

• Abb. 4.4: Raumwinkelverteilung emittierter Elektronen mit Energien im Bereich von 17 bis 23 eV einer unpräparierten, polykristallinen Eisenoberfläche (Targethalter), eingezeichnet ist die Richtung der einfallenden Ionen und das polare Koordinatensystem (φ ist der polare- und θ der azimutale Emissionswinkel)

• Abb. 4.5: Raumwinkelverteilungen emittierter Elektronen mit Energien von 20±3 eV (oben) und 30±3 eV (unten) einer Cu(001) Oberfläche. Die Einfallsrichtung des 25 keV-He⁺-Ionenstrahls (Pfeil) verläuft parallel zur [10]-Oberflächengitterrichtung.

• Abb. 4.6 links: Vergleich der theoretischen Abhängigkeit des polaren Emissionswinkels von der detektierten Elektronenenergie nach Gl. 4.12 (—) mit den exp. beobachteten Spotpositionen (zentraler Spot in Abb. 4.5) (•), die Ausbreitungsrichtung der angeregten Blochwellen verlaufen entlang der [10]-Oberflächengitterrichtung, d.h. parallel zum einfallenden 25 keV He⁺-Strahl; rechts: wie Abb. 4.5 links, aber Strahleinfallsrichtung parallel zur [11]-Oberflächengitterrichtung

• Abb. 4.7: links: Intensitätsprofil entlang der [10]-Strahlrichtung (•) und der [11]-Richtung (•) bei einer Detektionsenergie von 22.5±2.5 eV, der aus der [11]-Messung folgende Verlauf (—) wurde als Untergrund verwendet (weiteres siehe Text), rechts: normiertes IILEED-Spot-Profil gewonnen aus dem Intensitätsprofil entlang der [10]-Strahlrichtung nach Untergrundsubtraktion (•) (siehe links), eingezeichnet sind aus Gl. 4.13 angepasste Intensitätsverteilungen mit unterschiedlichen Dämpfungskonstanten γ= 0.10 (····), 0.06 (—) und 0.02 (---)

• Abb. 4.8: typische mittlere freie Weglängen von Elektronen in metallischen Festkörpern in Abhängigkeit von der Elektronenenergie, aus [HG94]

• Abb. 4.9: modifizierte Ewaldkonstruktion zur Bestimmung der IILEED-Reflexpositionen des quadratischen Cu(001)-Oberflächengitters in Aufsicht (links) und Seitenansicht (rechts). Der Anregungskonus führt zu einer kontinuierlichen Drehung der Ewaldkugel um -δ_max ≤ δ ≤ δ_max. Anhand der rechten Abbildung kann die Erhöhung des polaren Beugungswinkels mit steigender Elektronenenergie nachvollzogen werden.

• Abb. 4.10: links: Winkelpositionen mittels Ewaldkonstruktion berechneter Beugungsintensitäten für eine Detektionsenergie von 32±5 eVund einer Ionenstrahlrichtung parallel zum [10]-Kanal. Die bogenartigen Reflexe resultieren aus dem Anregungskonus (δ=±45°), grau markiert ist der Detektionsbereich rechts: Energieabhängigkeit der in den gesamten Detektionsbereich (φ_det=-15°bis 30° zur Oberflächennormalen) emittierten Elektronenintensität in logarithmischer Darstellung bei Anregung durch 25 keV-He⁺-Ionen in axialer Streugeometrie (Strahlrichtung || [100], φ_in=1.6°)

• Abb. 4.11: raumwinkelaufgelöste Winkelverteilung emittierter Elektronen für eine Detektionsenergie von 20±3 eV (a), 32±5 eV (b), 44±6 eV (c), nach Untergrundabzug von ca. 70 % der Maximalintensität, Anregung: 25 keV He⁺ || [100], φ_in=1.6°; Der Pfeil markiert die Einfallsrichtung der Ionen. Die Pfeilspitze markiert die Oberflächennormale.

• Abb. 4.12: berechnete Änderung des polaren (φ) und azimutalen (θ) Emissionswinkels in Abhängigkeit von der Detektionsenergie für den (10)_[310]-Beugungsreflex (····) und den (11)_[210]-Reflex (---) im Vergleich zu den aus der Raumwinkelverteilung gewonnenen Reflexpositionen (•) (siehe Abb. 4.11a-c)

• Abb. 4.13: Raumwinkelaufgelöste Winkelverteilung emittierter Elektronen für eine Detektionsenergie von  105±7 eV, angeregt wurde mit 29 keV H⁺-Ionen || [100]-Gitterrichtung nach Untergrundabzug von 70 %.

• Abb. 4.14: Raumwinkelaufgelöste Winkelverteilung emittierter Elektronen für eine Detektionsenergie von 20±3 eV (a), 32±5 eV (b), 49±6 eV (c), nach Untergrundabzug von ca. 70 % der Maximalintensität, Anregung: 25 keV He⁺ || [110], φ_in=1.6°

• Abb. 4.15: rechts: Polarplot angeregter 32±3 eV Elektronen (entspricht einer Detektionsenergie von 20±3 eV) mit Wellenvektoren parallel zur Oberfläche, zur Anpassung an die IILEED-Messungen müssen erhöhte Anregungen entlang niederindizierter Kanäle angenommen werden links: (a) Raumwinkelverteilung emittierter Elektronen mit einer Detektionsenergie von 20±3 eV, nach Untergrundabzug von 60 % der Maximalintensität ; (b) dazugehörige Berechnung der Winkelpositionen gebeugter Elektronen mittels der rechts dargestellten angepassten Winkelverteilung angeregter Elektronen

• Abb. 4.16: Vergleich berechneter und gemessener polarer Beugungswinkel der (10)_[100]- und (20)_[100]-Reflexe bei der Ionenstreuung || [100]-Gitterrichtung und des (11)_[110]-Reflexes bei der Ionenstreuung || [110]-Gitterrichtung: der (11)_[110]-Reflex wird im Bereich senkrechter Emission (φ≈0°) ausgelöscht.

• Abb. 4.17: experimentell bestimmter differentieller Wechselwirkungsquerschnitt für die elastische Streuung von Elektronen mit einer Energie von E= 60 eV an Cu-Atomen, aus [WT74]

• Abb. 4.18: Vergleich des berechneten und gemessenen azimutalen Detektionswinkels des (10)_[210]-Reflexes (aus Abb. 4.14) für steigende Detektionsenergien. Vergleichbare Übereinstimmung gilt nur mit anderem Vorzeichen auch für den (01)_[120]-Reflex, rechts: Raumwinkelverteilung emittierter Elektronen mit einer Detektionsenergie von 55±6 eV, nach Untergrundabzug von 70 % der Maximalintensität, im Vergleich zu Abb. 4.14 (c) wurde hier mit 29 keV H⁺-Ionen || [110]-Gitterrichtung angeregt

• Abb. 4.19: Winkelverteilung angeregter 44±5 eV Elektronen (entspricht einer Detektionsenergie von 32±5 eV) innerhalb der Oberfläche für eine Ionenstreurichtung (primäre Anregungsrichtung) entlang der [100], der [110] und der [210]-Kristallrichtung. Die Winkelverteilung wurde für die Simulation der in Abb. 4.20 dargestellen IILEED-Reflexe verwendet.

• Abb. 4.20: mittels angepasster Anregungsverteilung (Abb. 4.19) und Ewaldkonstruktion berechnete 2d-Intensitätsverteilung elastisch gebeugter Elektronen bei einer Detektionsenergie von 32±5 eV für eine Ionenstrahlrichtung entlang der [100]-(a), der [210]-(b), der [110]-(c) und der [120]-(d)-Ionenstrahlrichtung, das Polardiagramm umfasst den gesamten Halbraum, d.h. φ=0..90° und θ=0..360°

• Abb. 4.21: Vergleich gemessener raumwinkelaufgelöster Intensitätsverteilungen (oben) und simulierter Beugungsreflexe (unten) bei einer azimutalen Drehung der Cu(001)-Oberfläche von 0° (Strahlrtg.||[100] in a) um ϑ =26,6° ([210], b), um ϑ=45,0° ([110], c) und um ϑ=63,4° ([120], d). Eine von (d) ausgehende weitere Drehung um 26,6° führt zu (a). Zu beachten ist die der Targetdrehung entsprechende Rotation identischer IILEED-Spots: für (a) nach (b): (11)_[210]; für (b) nach (c): (10)_[210]; für (c) nach (d): (01)_[120] und letzlich für (d) nach (a) (11)_[120] ≡ (1-1)_[2-10], die Detektionsenergie entspricht 32±5 eV. Im Unterschied zur Simulation weisen die Messungen (a)-(d) verringerte Beugungsintensitäten bei Emission senkrecht zur Cu(001)-Oberfläche auf (φ=0°), eine Begründung dafür liefert Abb. 4.17

• Abb. 4.22: Raumwinkelaufgelöste Winkelverteilung emittierter Elektronen für eine Detektionsenergie von 22±5 eV bei axialer Ionenstreurichtung || zur [100]-Oberflächenrichtung (mitte) und für zwei zufällige Richtungen nach einer azimutalen Targetdrehung um ϑ=±15° (links bzw. rechts)

• Abb. 4.23: Elektronenspektren erzeugt durch streifend an Cu(001) gestreute 25 keV H⁺-Ionen bei unterschiedlichen azimutalen Einfallswinkeln θ bezogen auf die [110]-Kristallrichtung Die Spektren wurden mit einem Energieanalysator (CLAM2) aufgenommen, der einen Detektionswinkel von φ_det=12° (bezogen auf die Oberflächennormalen) in Strahlrichtung aufweist. Der Akzeptanzwinkel des Analysators liegt bei ca. ±3°. Die Spektren zeigen einen deutlichen Einfluss des (11)_[110]-Beugungsreflexes.

• Abb. 4.24: Elektronenenergieverteilung gemessen senkrecht zur Oberfläche, Anregung durch streifend einfallende (φ_in=5°) 5 keV H⁺-Projektile auf Al(111) bei Streuung parallel zur dichtgepackten Atomreihe (―) und in Randomrichtung (---), aus [SZ00]

• Abb. 4.25: winkelaufgelöste Elektronenintensität an einer rauen, d.h. streifend mit 25 keV Ar⁺-gesputterten und nicht ausgeheilten Oberfläche, ohne Untergrundsubtraktion für Winkelbereiche senkrecht zur Oberfläche (markiert durch die Pfeilspitze) Detektionsenergie 55±6 eV, Anregung 29 keV streifend einfallende H⁺-Projektile, die Einheiten der Legende sind cts/s

• Abb. 5.1: spekular reflektierte Ionenintensität (φ_in=1.6°, 25 keV He⁰, ϑ_in=15° bzgl. [10]-Kanal) während des Wachstums von 2 ML Co auf Cu(001) (T_growth=290 K, p=0.0065 ML/s), an den durch Zahlen gekennzeichneten Punkten wurde der Depositionsprozess unterbrochen, um polare Streuverteilungen aufzunehmen (rechts); rechts: polare Streuverteilungen an der atomar glatten Cu(001)-Oberfläche (1) und nach der iterativen Deposition von Co (2-7), zu erkennen ist die mit der Abnahme der Spekularintensität einhergehende Reduzierung der gesamten in den Detektionsbereich fallenden Ionenintensität (Flächenintegral der Streuverteilungen)

• Abb. 5.2: Trajektoriensimulationen (25 keV He, φ_in=1.6°, ϑ=random) für die ideal glatte Oberfläche (hier Fe(110)) in (a) und für die Wechselwirkung mit einlagigen- (c) bzw. doppellagigen Stufenkanten (b), zu erkennen ist die Grosswinkelaufstreuung an Stufenkanten, aus [PF98]

• Abb. 5.3: Vergleich der periodische Änderungen des ioneninduzierten Targetstromes (▬) und der Spekularintensität (▬) während der Deposition von 3 ML Co/Cu(001), aufgrund des hohen Emissionskoeffizienten wird der Targetstrom durch die ioneninduzierte Elektronenemission bestimmt, aus beiden zueinander korrelierten Signalen kann der Bedeckungsgrad bestimmt und das Wachstum charakterisiert werden (Lagenwachstum bei T_growth=290 K (links) bzw. anfängliches Doppellagenwachstum bei T_growth=240 K), angeregt wurde mit 25 keV He⁺, φ_in=1,6° θ=15°, typ. Targetstrom I_tar~10 nA

• Abb. 5.4: links: Energiespektren (40 eV – 160 eV) emittierter Elektronen bei der streifenden Streuung von 25 keV He⁺ (―) bzw. H⁺-Projektilen (―) an Cu(001) (φ_in=1.6°, ϑ_in=-10°von [10], φ_det=12° zur Oberflächennormalen) vor und nach der Deposition einer halben Monolage Co (T_growth=290 K, p=0,0065 ML/s), eingetragen sind die maximalen Anregungsenergien für Fermielektronen bei 25 keV He bzw. H-Anregung, rechts: über die Binärstoßnäherung (BEA) berechneter einfach differentieller Einelektron-Ionisierungsquerschnitt der Cu-M-Schale in Abhängigkeit von der Emissionsenergie des Elektrons nach der Wechselwirkung, berechnet aus [MM93]

• Abb. 5.5: links: normierte Intensität emittierter Elektronen (Anregung: 25 keV He⁺, φ_in=1.6°) mit den Emissionsenergien: 50 eV, 100 eV und 150 eV während der Deposition von 3 ML Co auf Cu(001) (T_gowth=290 K) im Vergleich zur He-Spekularintensität. Die Elektronenintensitäten sind Elektronenspektren entnommen (vgl. Abb. 5.4 links), die in-situ während der kontinuierlichen Co-Deposition aufgenommen wurden. rechts: aus den normierten Emissionsoszillationen (links) entnommene relative Elektronenintensitäten für halbe und volle Co-Lagen. Die Differenz der relativen Intensitäten für aufeinanderfolgende halbe (n-1/2) und volle (n) Lagen entspricht dem Oszillationshub h, es ergibt sich bei He-Anregung eine lineare Abhängigkeit des Oszillationshubes h von der Emissionsenergie

• Abb. 5.6: wie Abb. 5.5 für 25 keV H⁺-Anregung, φ_in=1.6°, durch den im Vgl. zur He⁺-Anregung um ca. eine Größenordnung verringerten Oszillationshub h (beachte die geänderte Skalierung der Ordinate) wird der Verlauf der wachstumsbedingten Emissionsoszilationen (links) im Energiebereich von 50 eV-70 eV durch die Cu bzw. Co-MVV-Augerintensitäten und im Bereich oberhalb von 120 eV durch Beugungseffekte (Reflexintensitäten des (20)_[100]-Spots) beeinflusst.

• Abb. 5.7: Intensitätsverlauf emittierter Elektronen mit einer Emissionsenergie von 85 eV bei der streifenden Streuung von 25 keV H⁺-Projektilen (φ_in=1,6°) während des Tieftemperaturwachstums von Co/Cu(001) (T_growth=130 K), die Intensitäten wurden Elektronenspektren entnommen die während der kontinuierlichen Co-Deposition aufgenommen wurden, im Gegensatz zur Spekularintensität kann über die Elektronenemissionsoszillationen der Bedeckungsgrad auch bei höherer Co-Bedeckung bestimmt werden, Inset: die zu den markierten Intensitätswerten bei 0.5 ML (1), 1.0 ML (2) bzw. 5 ML (3) gehörenden normierten Elektronenspektren (▬), zu erkennen ist im Vgl. zum Elektronenspektrum der reinen Cu-Oberfläche (▬)die Verringerung der Cu- und der Anstieg der Co-MVV-Augerlinie bei zunehmender Co-Bedeckung.

• Abb. 5.8 links: Vergleich der ioneninduzierten (25 keV-He⁺) Emissionsoszillationen hochenergetischer Elektronen (E_e=145 eV) während des Wachstums von Co/Cu(001) (T_growth=290 K) für verschiedene Ioneneinfallswinkel (φ_in=1,0° und 1,6°); rechts: emittierte Elektronenintensitäten für halbe und volle Co-Lagen in Abhängigkeit von der Elektronenenergie, normiert wurde auf das Elektronenspektrum am sauberen, atomar glatten Cu(001)-Kristall, im Vergleich zu Abb. 5.5 rechts wurde hier der He⁺-Einfallswinkel auf φ_in=1.0° reduziert

• Abb. 5.9: Oszillationshub h_2ML für emittierte 190 eV Elektronen in Abhängigkeit vom polaren Ioneneinfallswinkel (Anregung:25 keV He⁺)

• Abb. 5.10: links: schematische Darstellung des geometrischen Projektionsmodells: bei sehr flachen Einfallswinkeln mit φ<φ_sh=arctan((x-d)/h) werden die Stufenkanten benachbarter Inseln abgeschattet (a), für den Einfallswinkel φ=φ_sh erreicht der Stufenkantenanteil an der bestrahlten Gesamtfläche ein Maximum (b), bei weiterer Erhöhung des Einfallswinkels auf φ>φ_sh nehmen die bestrahlten Flächenanteile der tiefer liegenden atomaren Lage zu, was eine Reduzierung des Stufenkantenanteils nach sich zieht (c); rechts: der aus dem Projektionsmodell berechnete Stufenkantenanteil an der projizierten Gesamtfläche, dabei wurde die mittlere Inselgröße d und der mittlere Inselabstand x unter der Annahme einatomar hoher Inseln (h=1,8 Å) an die experimentelle Einfallswinkelabhängigkeit des Oszillationshubs (Abb. 5.9) angepasst

• Abb. 5.11: Änderung der Anzahlstatistik emittierter Elektronen (Anregung: 29 keV H⁺, φ_in=1,6°) vor (▬) und nach (▬)der Deposition einer halben Monolage Co auf Cu(001) (T_growth=290 K), die bei halblagiger Bedeckung erhöhte Stufenkantenwechselwirkung führt zu einer Steigerung des mittleren Emissionskoeffizienten (markiert durch Punkte) von γ=6e/Ion auf γ=8e/Ion, dabei wird die gesamte Verteilung in Richtung höherer Emissionsanteile verschoben.

• Abb. 5.12: Anzahl der Emissionsereignisse die zur Emission von 2 bis 4 Elektronen (und 10e-14e bzw. 18e-30e) führen, während des Wachstums von Co/Cu(001) (T_growth=290 K) , zu erkennen ist eine rauigkeitsbedingte Reduzierung von Emissionsereignissen mit niedrigen Elektronenanzahlen (2e-4e) bei entsprechender Zunahme höherer Anzahlen (10e-14e), die zur Aufnahme der Wachstumsoszillationen notwendigen Ionenströme liegen im sub fA-Bereich, Die Registrierung der Gesamtzahl aller Emissionsereignisse macht die Aufnahme dieser Wachstumsoszillationen unabhängig von Strahlinstabilitäten (selbstnormierende Methode zur Wachstumsüberwachung)

• Abb. 5.13: rechts: Anzahlstatistik emittierter Elektronen vor (▬) und nach (▬) der Deposition einer halben Monolage Co auf Cu(001) (T_growth=290 K), im Vergleich zu Abb. 5.11) wurde hier mit 29 keV He⁰-Projektilen unter einem Einfallswinkel von φ_in=1.6° gestreut, auch hier zeigt sich analog zur Protonenanregung eine Verschiebung der Verteilung zu höheren Elektronenanzahlen bei wachstumsbedingt raueren Oberflächen; links: analog zu Abb. 5.12) hier bei der Streuung von 29 keV He⁰

• Abb. 5.14: Intensitätsverlauf emittierter Elektronen mit einer Emissionsenergie von 95eV bei der streifenden Streuung von 25 keV H⁺-Projektilen (φ_in=1,6°) während des Wachstums von Fe/Cu(001) (T_growth=290 K) (linke Abbildung) bzw. während des Wachstums von Mn/Cu(001) (T_growth=190 K) (rechte Abbildung), die Intensitäten wurden Elektronenspektren entnommen, die während der kontinuierlichen Adsorbat-Deposition aufgenommen wurden, zum Vergleich ist der Verlauf der spekular reflektierten He⁰-Intensität bei vergleichbaren Wachstumsbedingungen dargestellt

• Abb. 6.1: Prinzip der Ionenstrahltriangulation (IST): fällt bei azimutaler Drehung (θ) der Targetoberfläche der Projektilstrahl parallel zu einer niederindizierten Kanalrichtung [hkl] ein, werden die Projektile nicht mehr an einem planaren sondern an [hkl]-Zylinderpotentialen gestreut. Diese Änderung der Streugeometrie kann direkt über die Streuverteilung oder indirekt über die ioneninduzierte Elektronenemission nachgewiesen werden. Durch IST können so die Richtungen und relativen Kanalbreiten niederindizierter Oberflächenkanäle bestimmt werden.

• Abb. 6.2: Über einen Channelplatedetektor aufgenommene zweidimensionale Streuverteilung (25 keV He⁰ auf Cu(111), φ_in=1.5°) bei zufälliger azimutaler Einfallsrichtung (a) und bei der Streuung parallel zum [1-1]-Kanal (b); zu erkennen ist die halbkreisförmige Aufstreuung reflektierter Projektile in (b), aus [SC05]

• Abb. 6.3: Ioneninduzierter Targetstrom bei azimutaler Drehung des Cu(001)-Targets während der Streuung von 25 keV H⁺ Projektilen (Stromdichte: 0.3 nA/mm²) bei einem polaren Einfallswinkel von φ_in=1.6°. Liegt die azimutale Ioneneinfallsrichtung parallel zu niederindizierten Kanalrichtungen der Oberfläche (siehe Inset) führt die axiale Streuung zu erhöhter Elektronenemission. Die relativen Höhen der Targetstrompeaks zeigen eine direkte Proportionalität zur effektiven Breite der Kanäle

• Abb. 6.4: links: Trajektoriensimulation bei zufälliger Ioneneinfallsrichtung (oben) und für die Streuung parallel zur [10]-Oberflächengitterrichtung (unten); rechts: Anzahlverteilung emittierter Elektronen  (Electron Number Distribution) für die Streuung von 29 keV H⁰-Projektilen (φ_in=1.6°) in zufälliger azimutaler Richtung (random), für die Streuung parallel zur [10]-Oberflächengitterrichtung (▬) sowie parallel zur [11]-Richtung (▬), zu erkennen ist die bei axialer Gitterführung auftretende zusätzliche Verteilung im Bereich hoher Emissionsanzahlen, die durch eindringende Projektile (links unten) erzeugt wird, die Gesamtzahl an Emissionsereignissen (Flächenintegral) bleibt für alle Verteilungen nahezu konstant; Inset: bei kontinuierlicher Drehung des Targets um insgesamt θ=110° (Winkelschrittweite: Δθ=0.15°, Integrationszeit: τ=0.5 s, Aufnahmezeit: ca. 6 min) aufgenommene IST-Kurven für die schraffiert eingezeichneten Integrationsbereiche der Anzahlverteilungen (I bzw. II)

• Abb. 6.5: normierte Zählrate des Sperrschichtdetektors (SBD) für den Integrationsbereich der 2 bis 4e Emissionsereignisse in Abhängigkeit vom azimutalen Einfallswinkel (IST-Kurve) während der streifenden Streuung (φ_in=1.6°) von 29 keV H⁰-Projektilen, normiert wurde auf die Zählrate bei zufälligem Einfall (random), eingezeichnet ist exemplarisch die relative Peakhöhe h_[11] und die volle Fußbreite Δθ des [11]-Oberflächenkanals

• Abb. 6.6: Wechselwirkungspotential zwischen zwei atomaren Ketten der [21]-Oberflächenrichtung für Standardpotentiale (ZBL, O’Connor), für das Individualpotential H auf Cu von Gärtner [GH79] sowie für zwei modifizierte Potentiale: (▬) entspricht dabei einem Molierepotential mit einer um 20 % reduzierten Abschirmlänge und für (▬) wurde für Cu eine effektive Kernladungszahl von Z₂=10.3 angenommen. Das Einbruchkriterium aus Gl. 6.5 ist bei Verwendung der Standardpotentiale für den [21]-Kanal nicht erfüllt, eingetragen ist die Senkrechtenergie (E_⊥) der 29 keV H⁰-Projektile (φ_in=1.6°), sowie der effektive Eindringbereich L und der kritische Abstand l_crit

• Abb. 6.7: Vergleich der relativen Peakhöhen h_[ij] (■) (aus Abb. 6.5) mit der Oberflächentransmission L/d_ap (durchgezogene Linien), zur Berechnung von L/d_ap (29 keV H auf Cu, φ_in=1.6°) wurden die in Abb. 6.6 beschriebenen Wechselwirkungspotentiale verwendet, die gestrichelten Linien entsprechen dem Verlauf der simulierten Peakhöhen der idealen Cu(001)-Oberfläche (Targettemperatur: T=0 K) für das reduzierte Moliere-Potential (----) und für das reduzierte ZBL-Potential (----) (IST-Kurven dazu in Abb. 6.11)

• Abb. 6.8: aus der IST-Kurve (Abb. 6.5) entnommene Fußbreite Δθ der einzelnen Kanalpeaks, eingezeichnet sind die über Gl. 6.8 berechnete Obergrenze für den kritischen azimutalen Winkel: 2θ_max für verschiedene Wechselwirkungspotentiale, die quantitative Übereinstimmung von (▬) mit den experimentellen Werten ist zufällig (siehe Text), eingezeichnet ist auch der Verlauf der vollen Peakbreiten aus der Simulation (T=0 K) für das reduzierte Moliere (----) bzw. ZBL-Potential (----)

• Abb. 6.9: Projektionsmodell zur Herleitung des kritischen azimutalen Einfallswinkels θ_pe (Gl. 6.8): schematische Darstellung der Äquipotentiallinien der Zylinderpotentiale bei V_ch=E_⊥; die Atomketten verlaufen senkrecht in die Zeichnungsebene hinein, um das Einbruchkriterium zu erfüllen, kann der Strahl maximal soweit aus der Kanalrichtung gedreht werden, dass die Projektion von φ_in dem Winkel α entspricht (aus [BA05]); problematisch am Projektionsmodell ist die Vernachlässigung der in diesem Bereich viel flacheren Trajektorie (gestrichelter Pfeil), demnach legt Gl. 6.8 nur eine Obergrenze der IST-Peakbreiten fest

• Abb. 6.10: z-Koordinate der Trajektorienumkehrpunkte, für jeden azimutalen Einfallswinkel wurden 1000 Projektiltrajektorien berechnet, die Umkehrpunkte verteilen sich weitgehend diskret auf die einzelnen Atomlagen bei z=0 a.u., -3.416 a.u.; -6,832 a.u. und -10,247 a.u.; die rote Linie markiert die festgesetzte Eindringgrenze bei z=-1.5 a.u. als Potential wurde ein abgeschwächtes ZBL-Potential (Z₂=10.3) verwendet

• Abb. 6.11: links: Aus der Simulation folgender Anteil oberflächenreflektierter Projektile in Abhängigkeit vom azimutalen Einfallswinkel (29 keV H auf Cu(001), φ_in=1.6°) bei einer Targettemperatur von T=0 K (▬) und von T=300 K (▬), benutzt wurde ein reduziertes ZBL-Potential mit einer effektiven Kernladungszahl für Cu von Z₂=10.3, die beste Anpassung der Simulation an die exp. IST-Kurve (norm. Anzahl der 2-4e Emissionsereignisse, Messung bei Raumtemperatur,(▬)) wurde mit Θ_{D ⊥}=267 K und Θ_D||=135 K erzielt. rechts: analog zur linken Abb. mit einem Molierepotential und reduzierter Abschirmlänge a=0.18, die beste Anpassung an die exp. IST-Kurve wurde mit Θ_{D ⊥}=172 K und Θ_D||=202 K erzielt, der in der Messung auftretende Einbruch bei θ=0° ([10]-Kanal) ist auf eine erhöhte Reflektivität durch den Einfluss der zweiten atomaren Lage zurückzuführen, durch eine zeitintensive Feinanpassung des Potentials und Verschiebung der Eindringgrenze kann diese Struktur über die Simulation nachvollzogen werden

• Abb. 6.12: links: IST-Kurven (2-4e Ereignisse) während der Streuung von 29 keV H⁰ auf Cu(001) (φ_in=1.6°) während des Abkühlens des Kristalls von 500 K auf 270 K, alle IST-Kurven wurden auf die Randomsignale der 270 K Messung normiert, rechts: Anteil oberflächenreflektierter Projektile aus der Simulation unter gleichen Streubedingungen, benutzt wurde ein reduziertes ZBL-Potential (Z₂=10.3) mit den Anpassungsparametern Θ_{D ⊥}=267 K, Θ_D||=135 K, die exp. IST-Kurven und die Simulationen zeigen, dass die bei zunehmender Temperatur erhöhten thermischen Auslenkungen der Oberflächenatome das Eindringen der Projektile in zufälliger azimutaler Einfallsrichtung erleichtern (Verringerung der Randomsignale) und höherindizierte Kanäle schließen

• Abb. 6.13: links: Intensität spekular reflektierter 25 keV He⁰-Projektile während der Deposition von Mn auf Cu(001), bei einer Wachstumstemperatur von T_growth= 140 K und einer Depositionsrate von p=0,01ML/s, für die IST-und LEED-Messungen wurde die Mn-Deposition nach einer Monolage beendet, das Inset zeigt ein mit dem SPA-LEED aufgenommenes Beugungsbild (E_e=53 eV) von 1 ML Mn auf Cu(001) unmittelbar vor der Aufnahme der IST-Kurve in Abb. 6.14; rechts: c(8x2)- Strukturvorschlag von Gauthier et al. [GP93] für 1 ML Mn/Cu(001) (T_growth=200 K), die Mn-Decklage ordnet sich quasihexagonal in zwei senkrecht zueinander stehenden Domänen auf der einfach quadratischen Cu(001)-Substratlage an

• Abb. 6.14: Anzahl der 2-4e Emissionsereignisse während der azimutalen Drehung des Targets um 90° (29 keV H⁰, φ_in=1.6°) vor (▬) und nach der Deposition einer Monolage Mn auf Cu(001) (T_growth=140 K, p=0,01 ML/s) (▬), die rote Kurve wurde zur besseren Übersicht verschoben; das LEED-Bild in Abb. 6.13 links wurde unmittelbar vor der hier dargestellten 1 ML Mn/Cu(001)-IST-Kurve aufgenommen, eingezeichnet sind die Winkellagen dichtgepackter Atomreihen der quadratischen Cu(001)-Substratoberfläche

• Abb. 6.15 

• Abb. 6.16 links: Anzahl der 2-4e Emissionsereignisse (Messsignal, —) während der azimutalen Drehung des Cu(001)-Targets (Streuung: 29 keV H⁰, φ_in=1.6°) und Gesamtanzahl aller registrierten Emissionsereignisse (2-40e) zur Normierung des Messsignals, rechts: auf die Gesamtanzahl normiertes Messsignal, für die quantitative Auswertung wurde zusätzlich ein linearer Untergrundabzug (rote Geradenabschnitte) vorgenommen. Nach dem Untergrundabzug werden die IST-Kurven auf die mittlere Anzahl bei zufälligem Ioneneinfall renormiert.

• Abb. 6.17 links: Anzahl der 16-20e Emissionsereignisse (Messsignal, —) während der azimutalen Drehung des Cu(001)-Targets (Streuung: 29 keV H⁰, φ_in=1.6°) und Gesamtanzahl aller registrierten Emissionsereignisse (2-40e, —  ) zur Normierung des Messsignals, zum Testen der Anzahlnormierung wurde hier der Ionenstrahl destabilisiert, so dass die einfallende Ionenintensität deutliche Schwankungen von bis zu ±75 % aufweist, Kanalrichtungen der Cu(001)-Oberfläche können aus dem direkten Messsignal nicht entnommen werden. rechts: auf die Gesamtanzahl normiertes Messsignal, die auftretenden Intensitätsschwankungen des Ionenstrahls wurden vollständig rausnormiert.

• Abb. 7.1: Schematisches Diagramm auftretender Filmstrukturen des Systems Mn/Cu(001) in Abhängigkeit von Wachstumstemperatur und Bedeckung. aus [FH92]

• Abb. 7.2 links: spekular reflektierte He⁰-Intensität (25 keV, φ_in=1.6°) während des Wachstums von Mn auf Cu(001) bei verschiedenen Wachstumstemperaturen (T_growth), die Aufdampfrate beträgt p=0.038±0.004 ML/s rechts: aus dem Vergleich der Intensitäten im ersten Minimum der Wachstumsoszillationen mit Monte-Carlo-Simulationen gewonnene mittlere Nukleationsabstände für die Ausbildung der ersten Monolage

• Abb. 7.3 links: Aus I/V-LEED-Analysen entwickeltes Strukturmodell für die Cu(001)c(8x2)Mn-Lage (T_growth=200 K) aus [GP93], zusätzlich wurden in die laterale quasihexagonale Atomanordnung die breitesten Haupt- und Nebenkanäle und deren Winkellagen eingezeichnet. In Diskrepanz zur experimentellen IST-Kurve steht insbesondere das Auftreten des im gezeigten Modell nicht vorhandenen und rot gekennzeichneten Kanals bei θ=74.05°(15.95°). (Die zu diesem Strukturvorschlag simulierte IST-Kurve ist in Abb. 7.5 dargestellt); rechts: Die c(8x2)-Einheitszelle Aufsicht (die genauen Positionen der Atome 1 bis 4 sind in Abb. 7.4 rechts zusammengefasst) und die aus der I/V-LEED-Analyse geschlussfolgerte sinusartige vertikale Korrugation der Mn-Atome (Seitenansicht).

• Abb. 7.4: Über die Trajektoriensimulation berechneter Anteil Oberflächen-reflektierter Projektile in Abhängigkeit vom azimutalen Einfallswinkel für die zwei zu berücksichtigenden Domänen des in Abb. 7.3 dargestellten c(8x2)-Strukturvorschlages. Die Winkellagen der in Abb. 7.3 links eingezeichneten Kanäle sind über den Kurvenverlauf von Domäne 1 (blaue Kurve) nachvollziehbar. Die simulierte IST-Kurve (Abb. 7.5) setzt sich aus der Überlagerung beider Domänenbeiträge zusammen.

• Abb. 7.5: schwarze Kurve: Anzahl von 2-4e Emissionsereignissen in Abhängigkeit vom azimutalen Einfallswinkel während der streifenden Streuung (φ_in=1.6°) von H⁰-Projektilen auf 1.0 ML Mn/Cu(001) (T_growth=200 K, p=0.007 ML/s), Die Kurve wurde auf die mittlere Emissionsanzahl bei zufälligem azimutalen Einfall normiert und aus Gründen der Anschaulichkeit nach oben versetzt.; blaue Kurve: durch Trajektoriensimulation berechnete Anzahl oberflächenreflektierter H-Projektile in Abhängigkeit vom azimutalen Einfallswinkel für den in Abb. 7.3 gezeigten c(8x2)-Strukturvorschlag von [GP93] Für die Simulation wurde ein reduziertes Molierepotential (a=0.18 a.u.) und Debyetemperaturen von Θ_{D ⊥}=172 K, Θ_D||=202 K bei einer Targettemperatur von T=200 K verwendet. Aus dem Vergleich beider Kurven folgen systematische Verschiebungen der Winkellagen einiger Kanäle (-----) sowie Diskrepanzen im Auftreten und in der Rangfolge der Kanäle (→).

• Abb. 7.6: Vergleich zwischen der experimentellen IST-Kurve (schwarz) und IST-Simulationen (blau) (siehe weiteres Abb. 7.5) für modifizierte c(8x2)-Strukturmodelle. In Modell (a) wurde im Vergleich zur Ausgangsstruktur (Abb. 7.3) die Atomreihe B um 0.2 Å gegen Reihe A entlang der [10]_sc-Richtung versetzt, die interatomaren Abstände entlang dieser Richtung wurden konstant bei 2.92 Å gehalten. In Modell (b) wurde keine Versetzung der Atomreihen vorgenommen, stattdessen variiert der interatomare Abstand der Mn-Atome entlang der [10]_sc-Richtung zwischen 3.1 Å und 2.74 Å. Beide Modifizierungen führen zum Schließen des Kanals bei θ=79.2° (10.8°). Eine insgesamt bessere Anpassung der Signalintensitäten liefert Modell (a)

• Abb. 7.7: Vergleich zwischen der experimentellen IST-Kurve (schwarz) und der IST-Simulation (blau) (siehe weiteres Abb. 7.5) für das in Abb. 7.8) dargestellte c(10x2)-Strukturmodell. Sowohl die Winkellagen auftretender Kanäle als auch die Rangfolge der Signalhöhen stimmen mit der IST-Messung überein.

• Abb. 7.8: Aus der Anpassung an die IST-Messung folgendes c(10x2)-Strukturmodell. Im Vergleich zu dem aus der Literatur bekannten Strukturmodell ([GP93], siehe Abb. 7.3) führt die Anpassung an die IST-Kurve zu einem entlang der [10]_sc-(bzw.[01]_sc)-äquidistanten interatomaren Abstand von a=2.84 Å, was die Vergrößerung der Einheitszelle von c(8x2) nach c(10x2) nach sich zieht. Für das Schließen des Kanals bei θ=79.5°(10.5) und das Öffnen des Kanals bei 74.5° (15.5°) ist eine Versetzung benachbarter Atomreihen A und B um 0.2 Å erforderlich (siehe c(10x2)-Einheitszelle rechts). Die aus dem Modell resultierende Simulationskurve steht in guter Übereinstimmung mit der IST-Messung (Abb. 7.7).

• Abb. 7.9 links: unmittelbar vor der IST-Messung (schwarze Kurve in Abb. 7.5) aufgenommenes LEED-Bild an dem 1 ML Mn/Cu(001)-Film bei einer Elektronenenergie von E=50.3 eV rechts: berechnete Reflexpositionen einer hexagonalen c(8x2) (nach [FH92]). Die aus der IST-Strukturanpassung folgende c(10x2)-Einheitszelle hat eine geringfügige Verschiebung der LEED-Reflexpositionen zur Folge

• Abb. 7.10 

• Abb. 7.11 links: gemessene IST-Kurven (azimutale Abhängigkeit der 2-4e Emissionsereignisse angeregt durch 29 keV H⁰-Projektilen φ_in=1.6°) für das Cu(001)-Substrat und für eine, zwei und drei Monolagen Mn auf Cu(001) (T_growth=190 K, p=0.007 ML/s). Entsprechend den über LEED nachweisbaren Strukturphasen (1 ML Mn/Cu(001): c(8x2)-Phase, 2 ML: c(12x8), 3 ML p(1x1)) weisen die IST-Kurven ebenfalls für die einzelnen Mn-Bedeckungen unterschiedliche Winkellagen und Intensitäten auftretender Kanäle auf. rechts: IST-Kurven an der c(12x8)- Mn-Phase (Rohdaten ohne Untergrundabzug, der 1.0 auf der Ordinate entspricht eine Zählrate von 2.2 kcts/s) Die gezeigten Kurven wurden bei einem polaren Einfallswinkel von φ_in=1.6° bzw. 1.0° aufgenommen. Beide Messungen liefern vergleichbare Signalhöhen aller auftretenden Kanäle

• Abb. 7.12: Aus den IST-Messungen folgendes quasihexagonales c(12x8)-Strukturmodell: Gezeigt sind zwei der insgesamt vier auftretenden Domänen. Die obere c(12x8)-Einheitszelle kann durch Spiegelung an der entlang der [10]_sc-Richtung verlaufenden Domänengrenze (^{.............}) in die untere Einheitszelle überführt werden. Die beiden anderen Domänen ergeben sich durch Drehung der Gezeigten um 90°. Der interatomare Mn-Mn-Abstand beträgt entlang der dicht gepackten [10]_sc-Richtung 2.78 Å. Die Atomreihen B sind um 0.3 Å zu den benachbarten Atomreihen A in Kettenrichtung verschoben.

• Abb. 7.13: Durch Trajektoriensimulation (29 keV H⁰, φ_in=1.6°) berechneter Anteil oberflächenreflektierter H⁰-Projektile der vier auftretenden c(12x8)-Domänen des IST-Strukturmodells (siehe Abb. 7.12). Die in das Strukturmodell (Abb. 7.12) eingetragenen Kanalrichtungen entsprechen den Signalen der 1. und 2. Domäne. Für die Simulation wurde ein reduziertes Molierepotential (a=0.18 a. u.) und Debyetemperaturen von Θ_{D ⊥}=172 K, Θ_D||=130 K bei einer Targettemperatur von T=200 K verwendet. Die simulierte IST-Kurve (Abb. 7.14) ergibt sich aus der Überlagerung der Signalbeiträge der vier Domänen.

• Abb. 7.14: Vergleich zwischen der experimentellen IST-Kurve (schwarz) und der IST-Simulation (blau) für das in Abb. 7.12 dargestellte c(12x8)-Strukturmodell. Sowohl die Winkellagen auftretender Kanäle als auch die Rangfolge der Signalhöhen stimmen mit der IST-Messung überein.

• Abb. 7.15: Schematisches Modell für die wachstumstemperaturabhängige Ausbildung der MnCu Oberflächenlegierung aus [PP05].: Die Abbildungen links (a)-(c) und rechts (d)-(e) zeigen die strukturelle Entwicklung bei Wachstumstemperaturen von 300 K und 420 K. Bei 300 K formiert sich nur eine c(2x2)-Legierungslage. Zusätzliche Mn-Deposition (d.h. Bedeckungen von mehr als 0.5 ML) führt nicht zur Ausbildung einer weiteren langreichweitig geordneten Struktur. Im Unterschied dazu wird bei 420 K eine zwei Lagen umfassende Legierung ausgebildet. Wobei Interlagenaustauschprozesse zu einer Mn-Konzentration in der ersten Lage von über 50 % und in der zweiten Lage von unter 50 % führen. Dieses Modell steht im Dissens mit hier durchgeführten Messungen und STM-Untersuchungen von [KK95] (siehe dazu Abb. 7.16)

• Abb. 7.16 links: 270x270 nm² großes STM-Bild einer Cu(001)-Oberfläche nach der Deposition von ca. 0.7 ML Mn (T_growth=300 K). Zu erkennen sind zweidimensionale quadratische Inseln im ersten Stadium der Koaleszens. Die [10]_sc und [01]_sc-Richtungen verlaufen entlang der Inselränder. rechts: vergrößerter (16x16 nm²) und um 45° gedrehter Ausschnitt des STM-Bildes links. Klar zu erkennen ist die c(2x2)-Rekonstruktion der Inseln und der Terrassen. Der weiße Pfeil markiert eine Phasengrenze, die mit einer ungeordneten Übergangsregion einhergeht. Der schwarze Pfeil markiert den Rand der c(2x2)-rekonstruierten Insel. Insgesamt weisen die STM-Bilder eindeutig auf die lagenweise Ausbildung eines doppellagigen c(2x2)-Oberflächenlegierungsfilmes bei Raumtemperatur hin, in Konflikt mit dem Modell aus Abb. 7.15. Die hier gezeigten STM-Bilder wurden [KK95] entnommen.

• Abb. 7.17 links: Elektronenspektren im Energiebereich der Cu-MVV-Auger-Linie (E=63 eV) angeregt durch streifend einfallende (φ_in=1.6°) 25 keV-H⁺-Ionen auf Cu(001) bei zunehmender Mn-Bedeckung (T_growth=190 K, p=0.003 ML/s). Die Spektren wurden auf die Elektronenzählrate bei E=75 eV normiert. Die Aufnahme der Spektren erfolgte bei kontinuierlich laufender Mn-Deposition. Das Inset zeigt die Cu-MVV-Auger-Intensitäten nach Abzug des Sekundärelektronenuntergrundes (benutzt wurde dazu das 4.0 ML Mn/Cu(001)-Spektrum). rechts: aus den Elektronenspektren (links) zu entnehmende Änderung der Cu-MVV-Augerintensität in Abhängigkeit von der Mn-Bedeckung. Nach Abzug des Sekundärelektronenuntergrundes wurde dazu die Auger-Intensitäten bei E=65±2 eV benutzt. Aus der besten Anpassung nach Gl.7.5 folgt eine Informationstiefe der Cu-Auger-Intensitäten von λ=0.3 ML (—) Das Inset zeigt die Änderung der absoluten Elektronenzählrate bei E=75 eV. Zu erkennen sind die wachstumsinduzierten Emissionsoszillationen. Die Minima fallen mit dem Schließen der einzelnen Mn-Lagen zusammen. Dies ermöglicht eine direkte Zuordnung des Spektrums zur jeweiligen Mn-Bedeckung

• Abb. 7.18: links: wie Abb. 7.17 bei einer Wachstumstemperatur von T_growth=420±10 K. Die Mn-Deposition wurde nach einer nominellen Bedeckung von 3.0 ML unterbrochen, um die Probe auf 190 K abzukühlen. Anschließend wurden weitere 3.0 ML Mn aufgedampft. Das Inset zeigt die bedeckungsabhängige Entwicklung der Cu-Auger-Peaks nach Abzug des Sekundärelektronenuntergrundes. Verwendet wurde dazu das Spektrum nach dem zusätzlichen Aufdampfen von 3.0 ML Mn bei T_growth=190 K. rechts: Entwicklung der Cu-MVV-Augerintensität mit zunehmender Mn-Bedeckung (T_growth=420 K). Bei T_growth=420 K sind selbst bei einer Bedeckung von 3.0 ML noch deutliche Cu-MVV-Auger-Intensitäten nachweisbar. Abkühlen der Probe und zusätzliche Mn-Deposition führen zur Auslöschung der Cu-Augerintensitäten. Im Vergleich dazu ist die bedeckungsabhängige Entwicklung der protoneninduzierten Cu-MVV-Augerintensität bei einer Wachstumstemperatur von T_growth=300 K eingezeichnet (-----)

• Abb. 7.19: Schematisches Modell für die wachstumstemperaturabhängige Ausbildung der MnCu Obeflächenlegierung.: Die Abbildungen links (a1)-(a4) und rechts (b1)-(b4) zeigen die strukturelle Entwicklung bei Wachstumstemperaturen von 300 K und 420 K. Sowohl bei 300 K als auch bei 420 K formieren sich zwei geschlossene c(2x2)-Legierungslagen. Die temperaturabhängigen Wachstumsregime (300 K: Lagenwachstum; 420 K: Stufenkantenwachstum) führen zu unterschiedlichen Oberflächenspannungen der doppellagigen c(2x2)-Legierungsfilme. Die höhere Oberflächenverspannung und die effektiven Interlagen-Cu/Mn-Austauschprozesse führen bei 420 K im Bedeckungsbereich von mehr als 1.2 ML zur Formierung der p2gg(4x2)-Legierung. Bei Raumtemperatur setzt in diesem Bedeckungsbereich hingegen dreidimensionales Inselwachstum ein.

• Abb. 7.20: Anzahl von 2-4e Emissionsereignissen in Abhängigkeit vom azimutalen Einfallswinkel (IST-Kurve) während der streifenden Streuung (φ_in=1.6°) von H⁰-Projektilen auf 1.5 ML Mn/Cu(001) (T_growth=420±10 K, p=0.008 ML/s),. Die Winkellagen der an der p2gg(4x2)-CuMn Oberflächenlegierung auftretenden atomaren Kanäle entsprechen θ=arctan(n/8). Die Kurve wurde auf die mittlere Emissionsanzahl bei zufälligem azimutalen Einfall normiert.

• Abb. 7.21: links: Vergleich zwischen der experimentellen IST-Kurve (wie Abb. 7.20, schwarz) und IST-Simulationen (blau) zu den aus der Literatur bekannten Strukturmodellen (siehe rechte Seite) der Cu(001)p2gg(4x2)Mn-Legierungsphase. Für die Simulation wurde ein reduziertes Molierepotential (a=0.18 a.u.) und Debyetemperaturen von Θ_{D ⊥}=172 K, Θ_D||=202 K bei einer Targettemperatur von T=420 K verwendet. In der Simulation wurden in allen Fällen vier Domänenorientierungen der gezeigten Einheitszellen mitberücksichtigt. Alle Kurven wurden auf die Signalhöhe des [10]_sc-Kanals normiert und zur besseren Anschaulichkeit entlang der y-Achse verschoben. rechts: Gezeigt sind die zu den simulierten IST-Kurven gehörenden veröffentlichten Strukturvorschläge für die Cu(001)p2gg(4x2)Mn-Legierungsphase. Modell (a) aus [FH92] erstellt mittels I/V-LEED-Analyse; Modell (b) aus [KK95] mittels kombinierter STM und LEED-Analyse; Modell (c) aus [PP05] mittels SXRD-Analyse.

• Abb. 7.22 links: unmittelbar vor der IST-Messung (Abb. 7.20) aufgenommenes LEED-Bild (1.5 ML Mn auf Cu(001) bei T_growth=420 K). Zu erkennen sind die aus der Literatur (z.B.: [FH92], [PP05]) bekannten Überstrukturspots einer (4x2)-Einheitszelle mit systematischer Auslöschung der halbzahligen Beugungsreflexe. rechts: STM-Aufnahme nach der Deposition von 1.5 ML Mn auf Cu(001) bei 420 K aus [KK95]. Eingezeichnet ist die aus diesen STM-Untersuchungen geschlussfolgerte p2gg(4x2)-Atomanordnung (Modell (b) in Abb. 7.21). In den STM-Untersuchungen konnten nur vier von acht Atomen der Einheitszelle nachgewiesen werden (helle konzentrische Bereiche) diese wurden Mn-Atomen zugeordnet.

• Abb. 7.23: Experimentelle IST-Kurve an 1.5 ML Mn auf Cu(001) bei T_growth=420 K (schwarz) und IST-Simulation zur rechts dargestellten pg(4x2)-Einheitszelle (blau), weiteres wie in Abb. 7.21. Die simulierte IST-Kurve setzt sich aus den Signalbeiträgen von vier Domänenorientierungen der pg(4x2)-Struktur zusammen (siehe auch Abb. 7.23). Die Winkellagen und die Rangfolge der Signalhöhen stimmen in guter Näherung mit der Messkurve überein. Das aus den IST-Messungen folgende pg(4x2)-Modell weist im Gegensatz zu den Modellen (a)-(c) keine zweizähligen Drehachsen auf. Eingezeichnet ist der Rauten-Innenwinkel γ und die signifikante Verschiebung der mittleren Atomreihe um 0.82Å.

• Abb. 7.24: Zwei von insgesamt vier mit zu berücksichtigenden Domänen des pg(4x2)-Strukturmodells. Die hier gezeigte 2. Domäne entsteht durch Spiegelung der 1. Domäne an der entlang der [01]_sc-Richtung verlaufenden Domänengrenze. Anschließendes Verschieben der 2. Domäne um die halbe Höhe der Einheitszelle (a=2.56 Ǻ) entlang der Domänengrenze (Gleitspiegeloperation) führt zu einem stressfreien Aneinandergrenzen beider Domänen. Die 3. und 4. Domäne ergeben sich aus der Drehung der gezeigten Domänen um 90°. In die 1. Domäne wurden die zu den Signalen der Messkurve gehörenden Kanäle eingezeichnet

• Abb. 7.25: Vergleich der gemessenen LEED-Reflexpositionen ( 1.5 ML Mn/Cu(001) bei 420 K, (a)) mit den zu erwartenden Beugungsreflexen der pg(4x2)-Einheitszelle (b unten). Zur Bestimmung der theor. Reflexpositionen wurde das LEEDpat-Programm vers.1.1 verwendet. Die für die Auslöschung der halbzahligen Reflexe notwendigen Gleitspiegelebenen weist das IST-Strukturmodell auf (eingezeichnet in b oben). Die aus den Symmetriebedingungen des pg(4x2)-Strukturmodells ableitbaren Positionen der Beugungsreflexe stimmen mit dem gemessenen LEED-Bild überein

• Abb. 7.26 links: 25x25 Ų Ausschnitt der in Abb. 7.22) gezeigten STM-Aufnahme aus [KK95], eingezeichnet wurde die aus den IST-Messungen folgende pg(4x2)-Einheitszelle. Die hellen Bereiche der aus dem STM-Bild folgenden Einheitszelle fallen systematisch mit Atompositionen des pg(4x2)-Strukturvorschlages zusammen. Diese werden unter Hinweis auf [WH00] Cu-Atomen zugeschrieben. Die daraus folgende schachbrettartige Verteilung der Cu bzw. Mn-Atome innerhalb der pg(4x2)-Einheitszelle zeigt die rechte Seite der Abbildung. Eingezeichnet sind die aus dieser Zuordnung folgenden interatomaren Cu-Cu (b) bzw. Mn-Mn (a) Minimalabstände

• Abb. 7.27: Anzahl von 2-4 Elektronenemissionsereignissen (schwarz) und 25-30 Elektronenemissionsereignissen (rot) in Abhängigkeit vom azimutalen Einfallswinkel, während der streifenden Streuung (φ_in=1.6°) von H⁰-Projektilen auf 1.5 ML Mn/Cu(001) (T_growth=420±10 K, p=0.008 ML/s). Der Verlauf der schwarzen Kurve wird ausschließlich von der pg(4x2)-rekonstruierten Oberflächenlage bestimmt. Die auf tiefere Lagen (2. - 3. Lage) sensitiven hohen Elektronenemissionsanzahlen (rote Kurve) weisen auf eine quadratische c(2x2) Zwischenlage hin. Das lagenabhängige Strukturprofil ist rechts dargestellt.

• Abb. 8.1 links: Intensität spekular reflektierter He⁰-Ionen (25 keV, φ_in=1.6°) während des Wachstums von Fe auf Cu(001) bei T_growth=T_meas=300 K und 190 K und über Elektroneneinfang (EC) gemessene bedeckungsabhängige Spinpolarisation P_S als Maß für die in-plane Magnetisierung der obersten Lage. Zu erkennen ist das Einsetzen der in-plane Magnetisierung in RT III bzw. LTII. Eingezeichnet sind die aus der Literatur bekannten magnetischen Raum- und Tieftemperaturphasen (RT I, II, III und LT I, II); rechts: 2-4e Emissionsereignisse während der Streuung von 29 keV H⁰-Projektilen (φ_in=1.6°) in Abhängigkeit vom azimutalen Einfallswinkel (IST-Kurve) für verschiedene Fe auf Cu(001)-Bedeckungen (T_growth=T_meas=300 K, p=0.008 ML/s)

• Abb. 8.2: unmittelbar nach den IST-Messungen (Abb. 8.3) aufgenommene LEED-Bilder eines 3.0 ML Fe/Cu(001) Films (T_growth=300 K) bei T_meas=300 K (a) und nach dem Abkühlen des Films auf T_meas=140 K (b), zu erkennen ist die Zunahme der (5x1)-Überstrukturreflexe

• Abb. 8.3 links: (―) IST-Kurven eines 3.0 ML Fe/Cu(001)-Films (T_growth=300 K) unmittelbar nach der Deposition (T_meas=300 K), nach dem Abkühlen der Probe auf T_meas=140 K und anschließender Dosierung mit 9 L H₂, Zum Vergleich sind die aus der Trajektoriensimulation gewonnenen IST-Kurven (Moliere-Potential mit a=0.18 a.u., Θ_{D ⊥}=172 K, Θ_D||=202 K) für die sinusartige (5x1)- (aus [HM95]) und für die nanomartensische (4x1)- (aus [BT01]) Struktur dargestellt. Die Einheitszellen der entsprechenden Strukturvorschläge sind rechts abgebildet. Alle Kurven wurden auf die [10]_sc-Peakhöhe normiert. Aus dem Vergleich der Messkurven mit den simulierten Kurven ist der Übergang von sinusartiger Struktur bei T_meas=300 K zur nanomartensitischen Struktur durch Abkühlen der Probe und anschließender H₂-Dosierung (9 L) erkennbar

• Abb. 8.4: unmittelbar nach den jeweiligen IST-Messungen (Abb. 8.5) aufgenommene LEED-Bilder eines 7.0 ML Fe/Cu(001)-Filmes (T_growth=300 K) vor und nach dem Abkühlen der Probe (a, b). Anschließend wurde mit 5 L H₂-(c) und 50 L H₂-(d) dosiert. Zu erkennen ist der sich durch Abkühlen der Probe und Wasserstoffdosierung vollziehende Phasenwechsel von p(1x1) über p2mg(2x1) nach p4g(2x2)

• Abb. 8.5 links: (―) IST-Kurven eines 7.0 ML Fe/Cu(001)-Films (T_growth=300 K) unmittelbar nach der Deposition (T_meas=300 K), nach dem Abkühlen der Probe auf T_meas=160 K und anschließender Dosierung mit 5 L H₂ und 50 L H₂, Zum Vergleich sind die aus der Trajektoriensimulation gewonnenen IST-Kurven (Moliere-Potential mit a=0.18 a.u., Θ_{D ⊥}=172 K, Θ_D||=202 K) für die p(1x1)-, die pmg(2x1) (aus [HM95]) und für die p4g(2x2)- (aus [BT04]) Struktur dargestellt. Die Einheitszellen der entsprechenden Strukturvorschläge sind rechts abgebildet. Aus dem Vergleich der Messung mit den simulierten Kurven ist (auch unter Hinweis auf die LEED-Untersuchungen (Abb. 8.4)) der Übergang von einfach quadratischer Struktur bei T_meas=300 K und 160 K über die pmg(2x1)-Rekonstruktion nach geringer H₂-Dosierung (5 L) und die p4g(2x2)-Struktur nach höherer H₂-Dosierung (50 L) zu erkennen. Gezeigt ist die beste Anpassung (p4g(2x2)*)an die Messkurve nach der 50 L H₂-Dosierung die einer Überlagerung aus 50 % p4g(2x2) und 50 % pmg(2x1) entspricht.