Igel, Thomas: Untersuchung der strukturellen und magnetischen Eigenschaften ultradünner 3d-Metall-Filme auf Fe(100) mit Ionenstrahlen

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Kapitel 5. Untersuchungen an Fe(100)

Die Fe(100)-Oberfläche bildet das Substrat für alle in dieser Arbeit durchgeführten Messungen. Deshalb wurde diese Oberfläche besonders hinsichtlich ihrer strukturellen und magnetischen Eigenschaften untersucht sowie die verwendeten Meßmethoden an dieser Oberfläche getestet. Dabei wurden eine Reihe neuer Erkenntnisse gewonnen, die sowohl das Potential der streifenden Oberflächen-Streuung ausleuchten als auch weiterführende methodischen Studien zum Ladungsaustausch und insbesondere zum Einfang polarisierter Elektronen von magnetischen Oberflächen anregen.

5.1 Ionenstreuung an Fe(100)

Die (100)-Oberfläche des bcc-Fe (alpha-Modifikation) ist durch die Anordnung der Oberflächen-Atome in einem quadratischen Gitter mit der Gitterkonstanten aFe=2.88Å gekennzeichnet. Diese Struktur ist bis 1184K stabil und geht oberhalb davon in die fcc-Struktur (gamma-Modifikation) über. Die Stufenhöhe an Terrassenkanten ist durch den vertikalen Abstand benachbarter Netzebenen von 1/2aFe=1.44Å gegeben.

Unter Ausnutzung der Sensitivität streifend gestreuter Ionen auf die geometrische Struktur der Oberfläche wurde die Fe(100)-Oberfläche hinsichtlich ihrer Morphologie charakterisiert.

5.1.1 Fokussierungseffekte am <001>-Kanal

Am Übergang vom planaren zum achsialen Channeling in niedrigindizierten Richtungen wird aufgrund der Fokussierung im Kanal die Zahl der Wechselwirkungen mit den Gitteratomen erhöht, was eine Änderung der Sekundärelektronen-Emission zur Folge hat. Diese kann im Experiment durch die Messung des Targetstroms bei azimutaler Drehung des Targets zum Ionenstrahl nachgewiesen werden ( Abb. 5-1 a). Die Breite der aus den jeweiligen Richtungen resultierenden Strukturen skaliert dabei sowohl mit dem reziproken Atomabstand in Kanalrichtung, als auch mit der Projektilmasse [SV83], wie man am Vergleich der Streuung von Ar+ und He+ sieht. Während am aufgenommenen Targetstrom bei der Streuung von Ar+ ein Fokussierungseffekt durch die Reihe der zweiten Lage nur im <001>-Kanal sichtbar ist, sind die Fokussierungseffekte bei der Streuung von He+ an den darunterliegenden Atomreihen auch in anderen Richtungen deutlich sichtbar. Ähnliche Strukturen findet man bei der Aufnahme der spekular gestreuten Projektile. In Abb. 5-1 b ist dies für die Streuung von He+ gezeigt. Hier führt die Streuung an den Atomreihen im Kanal zu einer Verringerung der Intensität in der Streuebene und unterschiedliche Fokussierungseffekte werden je nach Anordnung der Atome im jeweiligen Kanal als entsprechende Strukturen sichtbar.


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Abb. 5-1 (a)Targetstrom bei Streuung von 25keV He+ (phi-grin~1.7°) bzw. Ar+ (phi-grin~2.5°) unter Drehung des Fe(100)-Kristalls um seine Oberflächen-Normale und (b) Streuausbeute bei Streuung von 25keV He+ (phi-grin~1.7°) bei phi-gr~3.6° unter Drehung des(M13-0604.98) Fe(100)-Kristalls um seine Oberflächen-Normale.

Der Fokussierungseffekt im Bereich des <001>-Kanals der Fe(100)-Oberfläche wurde detailliert mittels Aufnahme zweidimensionaler Streuverteilungen unter Variation der Streugeometrie untersucht.

Beim teilweisen Eindringen der Projektile in den Oberflächen-Kanal werden diese in den sich überlappenden Potentialen der angrenzenden Atomreihen fokussiert. Entsprechend dem Verhältnis der Transversalenergien der Projektile zu den streuenden Atomreihen parallel bzw. senkrecht zur Oberfläche (im Bereich einiger eV) und den dadurch bedingten "zick-zack"-Trajektorien [SFV96] weist die Streuverteilung eine bananenförmige Gesamtstruktur mit einer multimodalen Intensitätsverteilung auf. Die Umverteilung der Intensität durch Änderung der Fokussierungsbedingungen wird bei der ausschließlichen Variation der Senkrechtenergie deutlich ( Abb. 5-2 a). Da die Struktur der Streuverteilung empfindlich auf die minimale Annäherung der Projektile an die Oberfläche ist, sollte es möglich sein, den Potentialverlauf zur Beschreibung der Projektil-Oberflächen-Wechselwirkung in der Nähe der Oberfläche zu untersuchen. Erste Ansätze dazu liefern Simulationen der Streuung unter Channeling-Bedingungen mittels klassischen molekulardynamischen Rechnungen [DRS91] von Danailov [DAN99], die die gemessene Struktur der Streuverteilungen bezüglich der Peak-Positionen und der Intensitätsverteilung gut wiedergeben ( Abb. 5-2 b).

Hier wird die elastische Streuung mittels zweidimensionaler Reihen-Potentiale beschrieben, die aus der Überlagerung der interatomaren Potentiale entlang der streuenden Atomreihen gebildet werden. Zur Beschreibung der interatomaren Wechselwirkung wurde einerseits das "Individual"-Potential von Gärtner und Hehl [GH79] herangezogen, das auf der quasistatischen Beschreibung der Wechselwirkung von zwei freien Atomen unter Berücksichtigung der elektrostatischen, kinetischen und Austausch-Energie beruht und deren Elektronendichten aus den atomaren Wellenfunktionen bestimmt werden. Im Gegensatz zum gemittelten "Universal"-Potential von Ziegler, Biersack und Littmark [ZBL85], wird hier der elektronischen Schalenstruktur der individuellen Atome Rechnung getragen.


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Abb. 5-2 (a-links): Streuverteilungen von 10keV He0 bei Streuung in <001>-Richtung an Fe(001) für verschiedene Einfallswinkel phi-grin; (b-rechts): Simulation der Intensitätsverteilung mit molekulardyn. Rechnungen unter Verwendung des "Individual"-Potentials (siehe Text, T=0) [DPI00]

Obgleich in den aktuellen Simulationen die Verbreiterung der Streuverteilung durch thermische Schwingungen (siehe Abschnitt 5.1.3 ) unberücksichtigt ist, werden aus der Differenz der verwendeten Potentiale im hier relevanten Bereich von ca. 1..2Å Abstand (vgl. Abb. 5-3 ) Unterschiede für die Struktur der Streuverteilung sichtbar (vgl. Abb. 5-2 ).

Abb. 5-3 Vergleich der Potentiale entlang der Atomreihe im <100>-Kanal der Fe(001)-Oberfläche unter Verwendung von "Individual"-Potential [GH79] und "Universal"-Potential [ZBL85] für die interatomare Wechselwirkung He-Fe [DAN99]

Noch deutlicher werden diese Unterschiede beim Übergang vom achsialen zum


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planaren Channeling ( Abb. 5-4 ), der analog den Untersuchungen zur Streuung im <001>-Kanal unter verschiedenen (azimutalen) Einfallswinkeln analysiert und mit den Simulationen von D.M. Danailov unter Anwendung der verschiedenen Potentiale verglichen wurde (vgl. Abb. 5-5 ). Während bei der Streuung parallel zur Kanalrichtung die gestreute Intensität aufgrund der Spiegelsymmetrie gleichmäßig zu beiden Seiten der Streuebene verteilt ist, verschwindet die multimodale Struktur mit zunehmender Abweichung der Streuebene von der <001>-Richtung. Die unsymmetrische Verteilung der Intensität bei azimutalen Einfallswinkeln um ominus=0.6°..1.2° wird hier von der Asymmetrie der Streuparameter im Kanal verursacht. Bei einem azimutalen Einfallswinkel von ominusin=15° erhält man dagegen eine für das planare Oberflächen-Channeling typische, nahezu gaußförmige Streuverteilung [WIN92a] mit geringerer Halbwertsbreite.

Abb. 5-4 Streuverteilungen von 15keV He0 bei Streuung unter verschiedene Einfallswinkeln ominusin zur <001>-Richtung der Fe(100)-Oberfläche, phi-grin=1.16°

Aus der Entwicklung der Spekular-Intensitäten in der Streuebene für verschiedene azimutale Einfallswinkel wird deutlich, daß der Fokussierungseffekt zur Bestimmung der Kanalrichtung ausgenutzt werden kann. Symmetrisch zur <001>-Kanalrichtung nimmt die spekulare Intensität beim Übergang von der planaren Streuung zum achsialen Channeling zunächst ab und wird bei der Streuung entlang dem Kanal bei geeignetem Einfallswinkel durch die Fokussierung an der Atomreihe der zweiten Lage wieder erhöht. Diese Intensitätserhöhung durch Fokussierung tritt am <011>-Kanal wegen der fehlenden Reihe in der zweiten Lage nicht auf, was zur Ausbildung eines einfachen Minimums in der spekularen Streuausbeute bei der Streuung entlang dieser Richtung führt (vgl. Abb. 5-1 b).

Detaillierte Studien der winkelabhängigen Streuverteilung - vorzugsweise bei möglichst tiefen Temperaturen, um "Verschmierungen" der multimodalen Strukturen zu minimieren - und die Berücksichtigung thermischer Schwingungen in der Simulation, ermöglichen die Bestimmung eines genaueren Potentialverlaufs in Oberflächen-Nähe [DPI01].


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Abb. 5-5 Vergleich von experimenteller Streuverteilung und berechneter Struktur der Streuverteilung [DAN99] mit "Individual"-Potential und "Universal"-Potential: a) He0, 15keV, phi-grin=1.18°, ominus=0° (parallel <001>); b) He0, 15keV, phi-grin=1.16°, ominus=0.6°

Für die in dieser Arbeit vorgestellten Untersuchungen von Defektstrukturen bzw. des Filmwachstums mittels streifender Ionenstreuung auf der Fe(100)-Oberfläche wurde generell die Geometrie des planaren Channeling gewählt, da die Streuung unter diesen Bedingungen bereits sehr gut durch Monte-Carlo-Computersimulationen beschrieben werden kann (siehe unten bzw. Abschnitt 4.1 ) und die spekulare Streuausbeute maximal ist.

5.1.2 Terrassen

Die an realen Oberflächen auftretenden Stufen beeinflussen den Streuprozeß bei der streifenden Ionenstreuung. Im Abschnitt 4.1 wurde anhand der Simulation der Streuverteilung gezeigt, daß die Terrassenstruktur der Oberfläche einen unterspekularen Ausläufer der Streuverteilung verursacht. Bei genauerer Untersuchung des Zusammenhangs von Oberflächen-Stufen und der unterspekularen Streuung stellt man fest, daß die entsprechenden Trajektorien aus der Wechselwirkung mit Abwärtsstufen in der Nähe des Wendepunktes der Projektile resultieren: Die plötzliche Verringerung des repulsiven Potentials beim Passieren einer Abwärtsstufe führt zu kleineren Streuwinkeln ( Abb. 5-6 ).

Da die Verringerung des Streuwinkels für eine Annäherung des Wendepunktes entlang der Streurichtung an die Oberflächen-Stufe von beiden Seiten erfolgt (Verringerung des lateralen Stoßparameter b zur Stufe) und die Projektile wegen der kleinen Einfallswinkel nicht in die Oberfläche eindringen können, existiert stets ein Minimum für den Streuwinkel phi-gr (d.h. dphi-gr/db=0). Dieser als Regenbogenstreuung bezeichnete Effekt [KH91] konnte als leichte Intensitätserhöhung der Streuausbeute etwas oberhalb des halben Streuwinkels bei der Streuung an der gestuften Fe(100)-Oberfläche experimentell nachgewiesen werden [PKI98]. In der Abb. 5-7 ist dies für zwei verschiedene Streuwinkel dargestellt.


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Abb. 5-6 Berechnete Trajektorien beim Passieren einer Abwärtsstufe [PFA98]

Der Anteil, der in den unterspekularen Ausläufer gestreuten Projektile, ist durch die Wahrscheinlichkeit der Wechselwirkung mit einer Stufenkante im Bereich des Wendepunktes der Trajektorie bestimmt. Da die Trajektorien gleichmäßig über die Oberfläche verteilt sind, ist die relative Intensität von unterspekular zu spekular gestreuten Teilchen ein Maß für die Wechselwirkungswahrscheinlichkeit mit einer Stufe und somit für den mittleren Abstand der Stufen. Beachtet man die Tatsache, daß nur Abwärtsstufen entlang der Streurichtung zu der unterspekularen Streuung führen, so ist für die Bestimmung der Terrassenbreiten wesentlich, ob es sich bei der untersuchten Oberfläche tatsächlich um eine niedrigindizierte Oberfläche im eigentlichen Sinn mit einer im Mittel gleichmäßigen Verteilung von Auf- und Abwärtsstufen handelt, oder ob sie analog einer höherindizierten Oberfläche einseitig gestuft ist [HAW98]. Experimentell läßt sich das durch Aufnahme der Streuverteilung unter Variation des azimutalen Streuwinkels um bis zu 360° überprüfen.

Abb. 5-7 Regenbogenstreuung von 25keV He+ an der Fe(100)-Oberfläche für verschiedene Einfallswinkel phi-grin

Bei dem in dieser Arbeit verwendeten Kristall konnten für unterschiedliche Präparationsstadien keine signifikanten Unterschiede für die Struktur der Streuverteilung bei unterschiedlichen azimutalen Streuwinkeln festgestellt werden, was eine gleichmäßige Verteilung von Auf- und Abwärtsstufen in der Terrassenstruktur untermauert. Aus dem Vergleich der simulierten und gemessenen Streuverteilungen


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kann so einerseits auf die mittlere Terrassenbreite geschlossen werden ( Abb. 5-8 ). Andererseits wird dadurch belegt, daß durch Variation von Ausheiltemperatur und -dauer verschieden stark gestufte Oberflächen gezielt präpariert werden können (siehe Abschnitt 3.5 ).

Abb. 5-8 links: Vergleich von berechneten und gemessenen Streuverteilungen für verschiedene mittlere Terrassenbreiten (25keV He+, phi-grin=1.7°, T=600K). rechts: Zusammenhang zwischen der relativen Höhe des unterspekularen Ausläufers im Vergleich zur Spekular-Intensität mit der mittleren Terrassenbreite (Berechnung der Streuverteilungen von R. Pfandzelter).

Für mittlere Terrassenbreiten >>1000Å ist diese Methode allerdings wegen der verschwindenden Intensität im unterspekularen Ausläufer gegenüber der Spekularintensität nicht mehr geeignet. Sie ist in ihrer Sensitivität also durchaus mit der hochauflösenden Elektronenbeugung (SPA-LEED, Transferbreiten bis ca. 2000Å) vergleichbar [LEU94, HOE99], zeichnet sich aber durch ihren vergleichbar geringen Zeitaufwand für Messung und Auswertung aus.

5.1.3 Thermische Schwingungen

In der Vergangenheit sind thermische Eigenschaften unterschiedlicher fcc-Metall-Oberflächen mit verschiedenen Methoden, wie der Streuung thermischer Atome, Röntgen- oder Elektronen-Beugung untersucht worden [z.B. CC90, HGB93, FB95].

Mit der streifenden Streuung schneller Ionen lassen sich ebenfalls Oberflächengitterschwingungen studieren [PIW97a], da deren Schwingungsfrequenzen (typ. 1011..1014Hz) [HG94] deutlich unter den Wechselwirkungsfrequenzen des Projektils mit den Targetatomen (typ. 1016Hz) liegen. Folglich "sieht" ein gestreutes Projektil die durch thermische Schwingungen aus ihrer Ruheposition verschobenen Atome in einem "eingefrorenen Zustand". Diese Störungen im planaren Potential der Oberfläche spiegeln sich in der Halbwertsbreite der Streuverteilung wider (vgl. Abschnitt 2.1.2.1 ) und lassen sich entsprechend analysieren. Der Vorteil der streifenden Ionenstreuung bei planarer Gitterführung liegt z.B. gegenüber Beugungsmethoden in der Empfindlichkeit nur auf die oberste Atomlage und der vergleichbar einfachen Simulation des Streuprozesses. Insbesondere ist eine deutliche Trennung des Einflusses von Oberflächen-Stufen und thermischen Schwingungen auf die Struktur


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der Streuverteilung möglich: Während die Stufen der Oberfläche vorrangig den unterspekularen Ausläufer der Streuverteilung verursachen, führen die thermischen Schwingungen zu einer näherungsweise symmetrischen Verbreiterung des Spekular-Peaks mit einem Ausläufer in überspekulare Streuwinkel. Damit können der Einfluß von Ausheileffekten und thermischen Schwingungen auf die Breite der Streuverteilung bei der Temperatur-Variation voneinander separiert werden.

Die thermischen Schwingungen der Oberflächen-Atome können in einem harmonischen Modell als gaußförmig verteilte Verschiebungen aus der Ruheposition beschrieben werden. Die mittleren quadratischen Auslenkungen <u2\|[bottom]\|> und <u2II> senkrecht bzw. parallel zur Oberfläche ergeben sich aus dem Debye-Modell mit den Oberflächen-Debye-Temperaturen TS\|[bottom]\| und TSII mittels

wobei M die Masse eines Oberflächen-Atoms ist [GLA55]. Mit steigender Temperatur zeigt sich im Experiment die erwartete Zunahme in der Halbwertsbreite der Streuverteilung ( Abb. 5-9 ).

Abb. 5-9 Experimentelle Streuverteilungen von 25keV He+, phi-grin=1.85° an einer gestuften Fe(100)-Oberfläche bei verschiedenen Temperaturen (Symbole) im Vergleich mit berechneten Streuverteilungen (Linien) mit TS\|[bottom]\|=227K (Rechnungen von R. Pfandzelter).

Durch den Vergleich mit den entsprechenden Simulationen findet man, daß die Verbreiterung der Streuverteilung maßgeblich auf die Schwingungen der Atome normal zur Oberfläche zurückzuführen ist. Bei genauerer Betrachtung sieht man eine gute Übereinstimmung der unter Verwendung der von Jackson für Fe(100) angegebenen Oberflächen-Debye-Temperatur von TS\|[bottom]\|=227K [JAC74] berechneten und den gemessenen Streuverteilungen nur für die tieferen Temperaturen. Für höhere Temperaturen wachsen die Halbwertsbreiten im Experiment deutlich stärker an, wobei der unterspekulare Ausläufer bei Oberflächen mit verringerter mittlerer Terrassenbreite unbeeinflußt bleibt. Folglich treten hier größere thermische Auslenkungen auf, als durch das harmonische Modell beschrieben werden. Entsprechend der Position eines Oberflächen-Atoms an der Grenze des Festkörpers zum Vakuum


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kann hier symmetriebedingt ein anharmonischer Anteil im effektiven Potential der Einzelteichen zum Tragen kommen. Um diesen Effekt adäquat in einer harmonischen Näherung zu beschreiben, wird die Oberflächen-Debye-Temperatur als Funktion der Target-Temperatur variiert (vgl. Abb. 5-10 a). Aus den so ermittelten Oberflächen-Debye-Temperaturen kann dann die entsprechende mittlere thermische Auslenkung berechnet werden ( Abb. 5-10 b). Man erkennt, daß sich bei einer Temperatur von 900K die mittlere quadratische Auslenkung aus der Oberfläche gegenüber dem harmonischen Ansatz etwa verdoppelt hat. Die so ermittelte mittlere Auslenkung bei 900K von

beträgt bereits ca. 20% des Lagenabstandes der Fe(100)-Oberfläche! Entsprechend ist es plausibel, daß etwas oberhalb dieser Temperatur Ausheilprozesse einsetzen (vgl. Abschnitt 3.5 ), die eine erhöhte Wahrscheinlichkeit für das Lösen der Oberflächen-Atome aus ihrer Gitterposition voraussetzen.

Analoge Messungen an einer deutlich glatteren Oberfläche mit mittleren Terrassenbreiten von >>1000Å erbrachten die gleichen Ergebnisse, wonach ein Einfluß der Stufendichte auf die beobachteten thermischen Gitterschwingungen vernachlässigbar ist.

Abb. 5-10 (a) Halbwertsbreiten der gemessenen (geschlossene Symbole) und simulierten Streuverteilungen (Streuung wie in Abb. 5-9 , offene Kreise: TS\|[bottom]\|=227K , offene Quadrate: TS\|[bottom]\| zur Beschreibung der Anharmonizität angepaßt) und (b) die daraus bestimmten mittleren quadratischen Auslenkungen senkrecht zur Oberfläche [PIW97a].

5.2 Einfang polarisierter Elektronen von der Fe(100)-Oberfläche

Entsprechend der kubischen Anisotropie liegen im bcc-Fe die Achsen der spontanen Magnetisierung ("leichte Achsen") entlang der [100]-Richtungen [CRA 95]. Wird also entlang einer dieser Richtungen ein externes Magnetfeld angelegt und die


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Koerzitivfeldstärke überschritten, so wird der Kristall abgesehen von Randeffekten (Form-Anisotropie!) in dieser Richtung vollständig remanent magnetisiert (siehe Abschnitt 3.3.1 ).

Die magnetischen Eigenschaften der Fe(100)-Oberfläche werden durch die Messung der Spin-Polarisation PS gemäß Abschnitt 2.2 charakterisiert, die aus der Polarisation des Fluoreszenzlichts der an der Oberfläche gestreuten Ionen/Atome ermittelt wird. Der funktionale Zusammenhang zwischen der gemessenen Spin-Polarisation der angeregten Atome und der Magnetisierung ist bis jetzt nicht genau bekannt. Obgleich in verschiedenen Studien bereits eine Reihe von Projektil-Target-Kombinationen an magnetischen Oberflächen untersucht worden sind [ZHW88, WIN92, LW93, WL97, NDM98], mangelt es noch an der theoretischen Beschreibung des Einfang-Prozesses. Die Ursachen liegen sowohl in der bisher nicht verfügbaren Spin- und kII-aufgelösten Bandstruktur der untersuchten Oberflächen als auch in der Komplexität der Wechselwirkung zwischen gestreutem Projektil und Festkörper.

Es werden zunächst Messungen an der sauberen Fe(100)-Oberfläche vorgestellt, an denen auf der Grundlage bisheriger Vorstellungen vom Oberflächen-Magnetismus [BH94] die Abhängigkeit der Spin-Polarisation von den Meßbedingungen und der qualitative Zusammenhang zur Oberflächen-Magnetisierung diskutiert werden. Diese methodischen Studien ergänzen die bereits vorhandenen Ergebnisse z.B. von der Fe(110)-Oberfläche [LEU94] und sollen einen Beitrag zur Anregung theoretischer Untersuchungen auf diesem Gebiet leisten.

Der Streuprozeß von atomaren Projektilen an Festkörper-Oberflächen wird von einer Vielzahl einzelner Wechselwirkungsprozesse begleitet, die die Bewegung der Projektile und die elektronische Konfiguration des Gesamtsystems beeinflussen [HAG54, THO83]. Eine getrennte Betrachtung der Einzelprozesse ist bisher jedoch nur bedingt möglich. Wie im Abschnitt 5.1 gezeigt wurde, können die Trajektorien der Projektile im Bereich des planaren Channeling gut durch entsprechende Monte-Carlo-Computersimulationen beschrieben werden. Dagegen ist die Entwicklung der elektronischen Konfiguration noch nicht bis ins Detail verstanden und gibt somit Raum für Spekulationen. Für den Zusammenhang der elektronischen Struktur des Festkörpers bzw. seiner Oberfläche als der Ursache für deren magnetische Eigenschaften und der gemessenen Polarisation der angeregten atomaren Zustände ist das Verständnis der elektronischen Wechselwirkung von besonderer Bedeutung. Unter den möglichen elektronischen Austausch- und Anregungs-Prozessen ist für die Interpretation der hier durchgeführten Experimente in erster Linie der Ladungsaustausch zwischen den elektronischen Zuständen der Festkörper-Oberfläche und dem detektierten atomaren Zustand von Interesse.

Die Besetzung eines atomaren Zustandes kann nur dann erfolgen, wenn dieser in Resonanz mit oder energetisch tiefer als ein besetzter Zustand des beteiligten Festkörpers (Ea le EF) liegt [THO83]. Betrachtet man das He-Atom vor der Fe(100)-Oberfläche, so erfüllen im ungestörten System (v||=0) bei einer Austrittsarbeit von phi-grA=4.45eV (siehe Abschnitt 6.5 ) nur der 1s-Grundzustand des He (Singulett) mit Ea=-24.59eV und der 2s-Triplett-Zustand mit Ea=-4.77eV diese Bedingung. Obgleich die gestreuten He+-Ionen durch den Elektroneneinfang überwiegend in den Grundzustand neutralisiert werden, konnten deutliche Intensitäten im Fluoreszenzlicht für die Übergänge HeI 2s1S-3p1P (lambda=494nm), 2p1P-3d1D (lambda=669nm), 2s3S-3p3P


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(lambda=389nm) und 2p3P-3d3D (lambda=588nm) nachgewiesen werden, deren Ausgangszustände deutlich über der Fermi-Energie der Fe(100)-Oberfläche liegen. Folglich ist die Besetzung höherer Zustände (3p, 3d), deren Zerfall (2s-3p, 2p-3d) unter Aussendung des Fluoreszenzlichts beobachtet wird, durch den Streuprozeß induziert, wobei sowohl die kinematisch bedingten Änderungen der elektronischen Struktur als auch harte Stöße mit Oberflächen-Atomen an Defekten zum Ladungstransfer beitragen [VWH89]. Im folgenden werden auf die Details des Ladungstransfers aufgrund der Projektilbewegung näher eingegangen und im Zusammenhang mit den Meßwerten Modellansätze zur Beschreibung der resultierenden Polarisation vorgestellt.

Spin-polarisierte atomare Zustände setzen mehrere magnetische Subzustände voraus. Folglich sind Singulett-Zustände nicht spinpolarisiert und die Zirkularpolarisation im Fluoreszenzlicht zeigt unter Umkehrung der Magnetisierungsrichtung des Targets nur für die Triplett-Terme eine entsprechende Änderung. Die Messungen zum Einfang polarisierter Elektronen von Fe(100) und den darauf gewachsenen 3d-Metall-Filmen in dieser Arbeit wurden sämtlich am Übergang HeI 2s3S-3p3P durchgeführt. Die Fluoreszenzintensitäten sind hier zwar geringer als am Übergang HeI 2p3P-3d3D, die optische Messung wird durch die Lage im ultravioletten Strahlungsbereich aber weniger durch Streulicht beeinflußt.

Zunächst wurden Messungen zur Abhängigkeit der Polarisation des HeI3p3P-Zustandes von der Parallelgeschwindigkeit der Projektile bei streifendem Einfall (phi-grinap1.5°) durchgeführt. Um eine Mischung des Fluoreszenzlichts von streifend gestreuten Projektilen und solchen Projektilen, die harte Stöße mit Oberflächen-Atomen erfahren haben, weitestgehend zu vermeiden, wurde zunächst eine Abschattungsblende verwendet. Diese begrenzt den Detektionsbereich für das Fluoreszenzlicht im gestreuten Strahl auf den Bereich der Kleinwinkelstreuung und schattet den Detektor gegen das Licht von Projektilen mit großen Streuwinkeln phi-grout>>2phi-grin ab, was mit einer deutlichen Reduktion der gemessenen Fluoreszenz-Intensität einhergeht. Die Intensitäten sind aber im Bereich der reinen spekularen Streuung so gering, daß die Statistik der entsprechenden Messungen nicht für quantitative Auswertungen genügte. In entsprechenden Vergleichsmessungen stellte sich heraus, daß der Einsatz der Abschattungsblende keine meßbare Änderung der Spin-Polarisation hervorruft, jedoch die Bahn-Polarisation bei Ausblendung der größeren Streuwinkel zunimmt. Zugunsten der besseren Statistik wurde die Abschattungsblende nur so eingesetzt, daß das Target selbst und die unter sehr großen Winkeln >ca.15..20° gestreuten Projektile ausgeblendet werden. Dies geht mit einer Reduktion der gemessenen Fluoreszenzintensität auf etwa 50% einher.

Der Vergleich mit den Meßwerten von der Streuung an Fe(110) von J. Leuker [LEU94] zeigt einen qualitativ übereinstimmenden Verlauf der Bahn-Polarisation PL ( Abb. 5-11 ). Die geringere Bahn-Polarisation in den am Fe(100) durchgeführten Experimenten kann ihre Ursache z.B. im unterschiedlichen Einsatz der Abschattungsblende oder auch in verschiedenen Austrittsarbeiten der untersuchten Oberfläche haben. Die Zunahme der Bahn-Polarisation zu größeren Parallelgeschwindigkeiten (bis zum Erreichen eines Maximalwertes etwa bei der Fermi-Geschwindigkeit der Target-Elektronen, vIIapvF) gibt das typische Verhalten für verschiedene Projektil-Target-Kombinationen wieder [WZ88].


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Abb. 5-11 Bahn-Polarisation des HeI33P-Zustandes als Funktion der Parallelgeschwindigkeit von He+ an Fe(100) und Fe(110) [LEU94] unter streifendem Einfall

Unabhängig von der Spin-aufgespaltenen Zustandsdichte der Target-Elektronen ergibt sich die Geschwindigkeitsabhängigkeit der Bahn-Polarisation aus dem Konzept des kinematisch induzierten resonanten Elektroneneinfangs in den atomaren Zustand. Die einzig notwendige Bedingung für das Auftreten einer Bahn-Polarisation bei nicht senkrechtem Einfall ist der Einfang von Target-Elektronen in den Ausgangszustand des beobachteten atomaren Übergangs. Folglich genügt es, die Struktur der elektronischen Zustandsdichte an der Festkörper-Oberfläche in nullter Näherung durch ein freies Elektronengas zu beschreiben. Betrachtet man nun das System im Ruhezustand des Projektils, so kann die Zustandsdichte mittels der Doppler-Fermi-Dirac-Verteilung

modifiziert werden (q=mvII). Die auf diese Weise kinematisch induzierte Besetzung von Zuständen oberhalb der Fermi-Energie ist in der Abb. 5-12 für verschiedene Parallelgeschwindigkeiten dargestellt.

Der atomare Zustand des ungestörten Projektils wird aufgrund der Bildladungsverschiebung

(erste Ordnung Störungstheorie) wegen der einfachen Ladung des Atomrumpfes Z=1 mit Verringerung des Abstandes R zur Oberfläche zu höheren Energien verschoben. Im Abstand des Elektroneneinfangs RCap<rnl>+d/2 [GJ78] (<rnl>=mittlere Ausdehnung des atomaren Zustandes, d=Lagenabstand der Oberfläche) muß der atomare Zustand Ea(R) mit besetzten Festkörper-Zuständen in Resonanz sein. Das wird für den HeI33P-Zustand mit einer Bindungsenergie von zum Vakuum-Niveau ( ), mit EF=7eV [WF92] und phi-grA=4.45eV (Kap. 6.5 ) für die


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Fe(100)-Oberfläche bei einer Parallelgeschwindigkeit von vII,th=0.148a.u. erreicht (schraffierte Fläche in Abb. 5-12 ).

Für höhere Parallelgeschwindigkeiten nimmt die Bahn-Polarisation im gestreuten Ensemble bis etwa zur Fermigeschwindigkeit der Targetelektronen zu. Für eine detaillierte Beschreibung oberhalb der Grenzgeschwindigkeit muß neben dem Verhältnis von besetzter und freier Zustandsdichte der Festkörper-Oberfläche in Resonanz mit dem atomaren Zustand auch die Übergangswahrscheinlichkeit Wkn zwischen Festkörper- und atomarem Zustand berücksichtigt werden [BZ96]. Hierfür spielt allerdings die Struktur der Zustandsdichte - insbesondere ihre Richtungs- und Spin-Abhängigkeit - eine wichtige Rolle, so daß diese Berechnung zum jetzigen Zeitpunkt noch nicht möglich ist.

Abb. 5-12 Modell zum resonanten Elektroneneinfang von einem Jellium-Metall bei endlicher Parallel-Geschwindigkeit

Aus dem Modell des freien Elektronengases kann man bereits ohne eine vollständige Rechnung für den Elektroneneinfang qualitative Schlußfolgerungen für die Bahn-Polarisation ziehen:

Die gemessene Spin-Polarisation des HeI33P-Zustandes an der Fe(100)- bzw. der Fe(110)-Oberfläche zeigt eine deutlich unterschiedliche Geschwindigkeitsabhängigkeit ( Abb. 5-13 ). Während die Spin-Polarisation am Fe(110) zu niedrigeren Geschwindigkeiten zunimmt, beobachtet man an der Fe(100)-Oberfläche eine Abnahme von PS.

Es ist leicht einzusehen, daß ein so unterschiedliches Geschwindigkeits-Verhalten der Spin-Polarisation nicht mehr mit einer idealisierten Bandstruktur des freien


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Elektronengases erklärt werden kann. Die Variation der dabei "freien Parameter", wie Fermi-Energie, Austrittsarbeit und Bandaufspaltung zwischen Minoritäts- und Majoritäts-Band ( ) beeinflussen die prinzipielle Geschwindigkeitsabhängigkeit nicht wesentlich. Ein zu höheren Energien verschobenes Minoritäts-Band hat in diesem Modell wegen der höheren Zustandsdichte der Majoritätsladungsträger in Resonanz mit dem atomaren Zustand stets eine Zunahme der Spin-Polarisation mit abnehmender Geschwindigkeit zur Folge. Demnach muß man in der Interpretation der Spin-Polarisation über das freie Elektronengas hinausgehen und realistische Bandstrukturen einbeziehen.

Abb. 5-13 Spin-Polarisation des HeI33P-Zustandes als Funktion der Parallelgeschwindigkeit von He+ an Fe(100) und Fe(110) [LEU94] unter streifendem Einfall

Da sich nun die Festkörper-Zustände nicht mehr durch ebene Wellenfunktionen beschreiben lassen, kann auch die Galilei-Transformation dieser Zustände in das Ruhesystem des Projektils nicht mehr mittels der Doppler-Fermi-Dirac-Verteilung durchgeführt werden. Für eine adäquate Beschreibung wird hier die geschwindigkeitsabhängige Entwicklung des atomaren Zustandes im Ruhesystem der Festkörper-Oberfläche betrachtet [LOZ97]. In der Abb. 5-14 ist die geschwindigkeitsabhängige Entwicklung des HeI33P-Zustandes veranschaulicht und der Oberflächen-Bandstruktur von Fe(100) [WF92] bzw. Fe(110) [OFC95] gegenübergestellt:

Entsprechend seiner Geschwindigkeit verschiebt sich der atomare Zustand zu höheren Energien: (durchgezogene Linie). Außerdem wird der Zustand um ±kav mit <A NAME=r5></A><B><SUP class=@fn@><A HREF=#i5><5></A></SUP></B> verbreitert (gestrichelte Linie für Majoritäts- und gepunktete Linie für Minoritätsladungsträger). Die unterschiedliche Aufspaltung des Zustandes bezüglich Majoritäts- und Minoritäts-Elektronen ergibt sich aus der Bandaufspaltung , die hier aus der Verschiebung ähnlicher Strukturen im Majoritäts- (durchgezogene Kurve) und Minoritäts-Band (gestrichelte Kurve) mit und abgeschätzt wurde. Unter Ver


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nachlässigung der Übergangsmatrixelemente Wkn kann jetzt aus dem Überlapp des atomaren Zustandes mit besetzten Festkörper-Zuständen die Spin-Polarisation für den Elektroneneinfang näherungsweise mittels

bestimmt werden.

Abb. 5-14 Modell zur Entwicklung des HeI33P-Zustandes (energetische Verschiebung und Aufspaltung) mit endlicher Parallelgeschwindigkeit im Abstand yS des Elektroneneinfangs vor einer Fe(110)- bzw. Fe(100)-Oberfläche (Spin: \|[boxh ]\| up, -- down)

Um auch den Elektronenverlust aus dem besetzten atomaren Zustand in freie Zustände der Festkörper-Oberfläche in gleicher Weise zu berücksichtigen, muß hier wieder unter Vernachlässigung der Übergangsmatrixelemente Wnk aufgrund des Überlapps des verbreiterten atomaren Zustandes mit der unbesetzten Zustandsdichte der Oberfläche (EF..EV) die "Polarisation dieser unbesetzten Zustände"

auf die besetzten atomaren Zustände angewendet werden. Der Elektronenverlust führt also aufgrund der unterschiedlichen verfügbaren unbesetzten Zustandsdichte


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für Majoritäts- und Minoritätsladungsträger im Festkörper ebenfalls zu einer Polarisation der atomaren Zustände. In einer einfachen Abschätzung ergibt sich die Spin-Polarisation aus Elektroneneinfang und -verlust demnach zu

Obwohl diese Beschreibung die Besetzung der magnetischen Subzustände im Projektil entsprechend der Übergangswahrscheinlichkeiten mit der spin- und richtungsabhängigen Zustandsdichte nicht berücksichtigt, wird der jeweilige Trend der gemessenen Spin-Polarisation bei Variation der Projektil-Geschwindigkeit für die Fe(110)- und die Fe(100)-Oberfläche durch die Modellrechnung recht gut wiedergegeben ( Abb. 5-15 )<6>.

Die Berücksichtigung des Elektronenverlustes bewirkt hauptsächlich eine Änderung in der absoluten Größe der Spin-Polarisation, während der relative Verlauf vom Elektroneneinfang-Kanal geprägt ist. Der berechnete Verlauf der Spin-Polarisation in der Nähe der unteren Grenzgeschwindigkeit für den Elektroneneinfang (vollständige Polarisation bei T=0K) ergibt sich aus der unterschiedlich starken Aufspaltung des atomaren Zustands im angewendeten Modell. Tatsächlich sind die Grenzen für die Zustandsbreite nicht scharf definiert, was den ausschließlichen Einfang von Majoritäts-Elektronen einschränkt.

Abb. 5-15 Vergleich von experimentellen Ergebnissen mit der Modellrechnung (siehe Text) für die Geschwindigkeits-Abhängigkeit der Spin-Polarisation des HeI33P-Zustandes bei der streifenden Streuung von He+ an Fe(110) [LEU94] bzw. Fe(100)

Obgleich der prinzipielle Verlauf der Spin-Polarisation mit diesem einfachen Modell erstaunlich gut wiedergegeben wird, mangelt das Modell noch an der deutlichen Abweichung in den Absolutbeträgen. Auch die Rolle des im He+ bereits vorhandenen Elektrons wurde in den bisherigen Betrachtungen gänzlich vernachlässigt. Dennoch untermauert dieses Ergebnis die Notwendigkeit, realistische Bandstrukturen und Übergangswahrscheinlichkeiten in die Bewertung von Polarisationsmessungen


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mittels Elektroneneinfang in angeregte atomare Terme einzubeziehen.

Schließlich wird aus den vorangegangenen Betrachtungen ersichtlich, daß, sofern man überhaupt von einer Proportionalität zwischen dem magnetischen Moment der Oberfläche und der am HeI33P-Zustand gemessenen Spin-Polarisation sprechen kann, diese am wahrscheinlichsten bei Geschwindigkeiten ab etwa 0.5a.u. erreicht wird. Erst bei dieser Parallelgeschwindigkeit ist nahezu die gesamte besetzte Zustandsdichte der Oberfläche in Resonanz mit dem (verbreiterten) atomaren Zustand ( Abb. 5-14 ) und das Verhältnis von "besetztem und unbesetztem" Phasenraum erreicht hier sein Maximum (vgl. Abb. 5-12 ). <7>

Alle weiteren hier vorgestellten Messungen zum Einfang polarisierter Elektronen in den HeI33P-Zustand sind - sofern nicht extra darauf hingewiesen wird - bei einer Primärgeschwindigkeit von v0=0.50a.u. durchgeführt (Beschleunigung von He+ mit einer Primärenergie von 25keV).

Zur Kontrolle der Richtungsabhängigkeit von Spin-Polarisation und magnetischem Moment der Oberfläche wurde die Polarisation unter Variation des azimutalen Einfallswinkels bestimmt. In der Abb. 5-16 sind die Ergebnisse für zwei verschiedene Parallelgeschwindigkeiten dargestellt.

Abb. 5-16 Azimutale Abhängigkeit der Spin-Polarisation bei verschiedenen Parallelgeschwindigkeiten

Zunächst erkennt man, daß die Spin-Polarisation cosinusförmig dem Winkel zwischen Beobachtungsrichtung und Magnetisierungsrichtung vom Magnetjoch folgt (vgl. Abschn. 3.4 ). Voraussetzung dafür ist die korrekte Ausrichtung des Fe-Kristalls im Magnetjoch, so daß eine leichte Achse (hier <001>) mit der Richtung des äußeren Magnetfeldes zusammenfällt und die Komponente der Magnetisierung in der <010>-Richtung verschwindet. Die Einhaltung dieser Bedingung wurde durch Aufnahme des Targetstroms als Funktion des azimutalen Streuwinkels ominusin kontrolliert (vgl. Abb. 5-1 ). Damit kann man schlußfolgern, daß die gemessene Spin-Polarisation der Projektion des magnetischen Moments der Oberfläche auf die Beobachtungsrichtung folgt. Die gleichzeitig gemessene Bahn-Polarisation wird aufgrund der unveränderten polaren Streugeometrie von der azimutalen Streurichtung nicht beeinflußt.


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Der Fragestellung nach der Proportionalität von magnetischem Moment und Spin-Polarisation kann man in dieser Messung ebenfalls nachgehen. Im Falle einer starken kII(ominus)-Abhängigkeit der spinabhängigen Bandstruktur und damit auch des Elektroneneinfangs in den angeregten atomaren Zustand (s.o.) sollte dies als Abweichung der Spin-Polarisation vom cosinusartigen Verlauf über der Streurichtung sichtbar werden. Eine solche systematische Abweichung konnte im Rahmen der Meßgenauigkeit weder am Fe(110) [LEU94], noch an der Fe(100)-Oberfläche festgestellt werden.

Es ist anzumerken, daß die dargestellte azimutale Abhängigkeit der Spin-Polarisation ( Abb. 5-16 ) ohne Einsatz der oben erwähnten Abschattungsblende gemessen wurde. Folglich ist von einem nicht unerheblichen Anteil Fluoreszenzlicht auszugehen, das von solchen Projektilen herrührt, die von der Oberfläche nach "harten Stößen" reflektiert wurden. Experimentell konnte das durch schrittweises Verstellen der Abschattungsblende nachgewiesen werden. Unter Zulassung zunehmend größerer Austrittswinkel von gestreuten Projektilen in die Detektion ihres Fluoreszenzlichts steigt die Fluoreszenz-Intensität ab Streuwinkeln von mehreren Grad deutlich an. Werden dagegen alle außerhalb der spekularen Streuverteilung reflektierten Projektile abgeschattet, so beträgt die Fluoreszenz-Intensität nur noch einige Prozent gegenüber der Detektion aller gestreuten Projektile. Folglich ist die Besetzung des angeregten atomaren Zustandes bei harten Stößen deutlich effektiver. Damit tritt auch das Konzept des kinematisch induzierten Elektroneneinfangs in den Hintergrund. Die Unterdrückung des kinematischen Effekts wird am Vergleich der azimutalen Abhängigkeit der Spin-Polarisation bei verschiedenen Parallelgeschwindigkeiten deutlich: Während die Spin-Polarisation bei der Abschattung großer Streuwinkel zwischen vII=0.5a.u. und vII=0.3a.u. auf ca. 65% absinkt<8> (vgl. Abb. 5-13 ), ist sie hier für beide Parallelgeschwindigkeiten vergleichbar. Die nahezu unveränderte Größe der gemessenen Spin-Polarisation gegenüber dem Ausblenden großer Streuwinkel bei vII=0.5a.u. gestattet außerdem die Ausnutzung der gesamten Fluoreszenz-Intensität unter allen Streuwinkeln, wenn nur die Spin-Polarisation bestimmt werden soll und alle besetzten Festkörper-Zustände einzubeziehen sind.

Noch deutlicher wird die Unabhängigkeit der Spin-Polarisation vom Streuwinkel unter Einbeziehung harter Stöße, indem man auch den Einfallswinkel vergrößert. Die Ergebnisse dieser Messungen sind in der Abb. 5-17 dargestellt. Man beobachtet im gesamten Bereich - vom streifenden bis zum nahezu senkrechten Einfall - innerhalb der experimentellen Unsicherheit eine konstante Spin-Polarisation, unabhängig davon, daß mit zunehmendem Einfallswinkel die Projektile immer tiefer in den Festkörper eindringen können und die Zahl der zurückgestreuten Projektile drastisch reduziert wird [OR76]. Da bei harten Stößen mit großen Streuwinkeln die Wechselwirkungszeit in die Größenordnung einer atomaren Einheit kommt, kann man auch hier von einer Verbreiterung des atomaren Zustandes im Bereich mehrerer eV und der Erfüllung der Resonanzbedingung für den Elektroneneinfang aus den besetzten Zuständen der Oberfläche ausgehen [THO83]. Demzufolge ist die Spin-Polarisation offensichtlich von der spezifischen Wechselwirkung unabhängig, solange die


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gesamte besetzte Zustandsdichte in den Elektroneneinfang-Prozeß involviert ist.

Die experimentell beobachtete Abnahme der Bahn-Polarisation mit zunehmendem Einfallswinkel ist auf die Symmetrie des Streuprozesses zurückzuführen, und steht in Analogie zu Experimenten, in denen die Anregung atomarer Terme nach Transmission schneller Ionen durch dünne Folien unter Variation des polaren Einfallswinkels studiert wurde [BCE74, WIN83]. Während die Bahn-Polarisation für den senkrechten Einfall (phi-grin=90°) infolge der achsialen Streusymmetrie verschwindet, steigt sie mit abnehmendem Einfallswinkel zur Oberfläche durch die zunehmende Asymmetrie des Streuprozesses an [ELL73].

Konsequenterweise beobachtet man im Regime der streifenden Streuung (phi-grinap1..2°, vII=0.5a.u.) beim Ausblenden großer Streuwinkel mittels der Abschattungsblende eine Zunahme der Bahn-Polarisation bei unveränderter Spin-Polarisation.

Abb. 5-17 Spin-Polarisation und Bahn-Polarisation des HeI33P-Zustandes als Funktion des Einfallswinkels bei der Streuung an Fe(100) (E0=25keV)

Die bisherige Betrachtung über den Zusammenhang der gemessenen Spin-Polarisation mit der elektronischen Bandstruktur bezog sich stets auf die Zustandsdichte der Festkörper-Oberfläche, d.h. auf die oberste Atomlage. Ungeachtet der Bedingung für das Überleben des angeregten atomaren Zustandes, daß sich dieser erst auf der auslaufenden Trajektorie in einem Abstand seiner mittleren Ausdehnung <rnl> von der Grenzfläche bilden kann [GJ78], bleibt die Frage bestehen, aus welchem Bereich der Oberfläche die eingefangenen Elektronen kommen. Gleichbedeutend damit besteht die Frage nach einer Zuordnung, ob die angewendete Methode auf die magnetischen Eigenschaften eines oberflächennahen Bereichs, der Oberflächenlage selbst oder gar auf den Bereich vor der obersten Atomlage sensitiv ist.

Zur Abschätzung der Informationstiefe wurde die Temperaturabhängigkeit der Spin-Polarisation studiert, da der Temperaturverlauf des magnetischen Moments von der Dimension der magnetischen Probe abhängt [KGD84, RE86]. Für die Beschreibung des magnetischen Signals in Abhängigkeit von der Informationstiefe genügt zunächst die lagenweise Betrachtung lokalisierter Spinmomente m=gµBS, deren mittleres Moment am Gitterplatz i in einer ausgezeichneten Richtung statistisch durch die


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Brillouinfunktion wiedergegeben wird [AHA96]:

Ohne äußeres Magnetfeld und unter Anwendung der Mean-Field-Näherung reduziert sich das Weiss'sche Molekularfeld Hi auf die Austauschintegrale Jij:

Wählt man nun bei der Summation über die Gitterplätze j entsprechend dem Heisenberg-Modell ein konstantes Austauschintegral J für die Wechselwirkung nächster Nachbarn und J=0 für größere interatomare Abstände, so können für eine spezifische Kristallstruktur die lagenweisen magnetischen Momente selbstkonsistent berechnet werden. Die Summation über die Austrittstiefe lambda(ML) liefert unter Berücksichtigung einer exponentiellen Abschwächung das Gesamtsignal

wobei für das Signal aus der Oberflächen-Lage (lambda=0) nur zu berücksichtigen ist. Der entsprechende Temperaturverlauf für verschiedene Informationstiefen lambda an der Fe(100)-Oberfläche (mit S=1 [CHI97] für Fe) ist in der Abb. 5-18 zusammen mit den normierten Meßergebnissen der Spin-Polarisation und des transversalen magneto-optischen Kerr-Effekts (MOKE) gezeigt. Während man für das MOKE-Signal aufgrund der großen Signaltiefe von ca. 100ML das typische Verhalten der Volumen-Magnetisierung wiederfindet [CHI97], zeigt die Spin-Polarisation den Signalverlauf einer Empfindlichkeit auf die oberste Atomlage. Dieser über einen relativ weiten Temperaturbereich nahezu lineare Verlauf der Spin-Polarisation ist mit der Methode des Einfangs polarisierter Elektronen bei der streifenden Streuung auch an anderen ferromagnetischen Oberflächen bereits gefunden worden [RE86, LEU94].

Abb. 5-18 Temperaturabhängigkeit von Kerr-Signal und Spin-Polarisation mit Modellrechnung für verschiedene Austrittstiefen lambda (von unten nach oben lambda=0, 1, 2, 3, 5, 10 bzw. infin Monolagen; Rechnungen von R. Pfandzelter)

Eine weitere Bestätigung für die extreme Oberflächenempfindlichkeit liefert die Messung der Spin-Polarisation an der mit einer Monolage Mn bedeckten Fe(100)-


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Oberfläche unter verschiedenen Einfallswinkeln (vgl. Kap. 7.4 ). Hier handelt es sich um ein System, bei dem man von einem verschwindenden magnetischen Gesamtmoment in der obersten Atomlage (Mn) und einem dem Volumenwert des Fe vergleichbaren Moment im Substrat unter dem Mn-Film ausgehen kann [WF95, VBD96]. Die während des Wachstums der Monolage Mn deutlich gegenüber der sauberen Fe-Oberfläche reduzierte Spin-Polarisation (ca. 24.5% (Fe) rarr ca. 2.5% (1ML Mn/Fe)) bleibt auch beim steilen Einfall der Projektile unverändert ( Abb. 5-19 ). Folglich kann man auch aus diesem Ergebnis darauf schließen, daß die resonante Besetzung des angeregten atomaren Zustands aus den elektronischen Zuständen der obersten Atomlage erfolgt.

Diese ausgeprägte Empfindlichkeit des Elektroneneinfangs auf die Grenzfläche des Festkörpers zum Vakuum unterstreicht die Bedeutung dieser Methode für die Untersuchung des Oberflächenmagnetismus. Insbesondere bietet sich diese Methode wegen ihrer extremen Oberflächenempfindlichkeit für die Charakterisierung des Magnetismus dünner Filme im Submonolagen- und Monolagenbereich an. Erste Ergebnisse aus der Anwendung auf dünne epitaktische Übergangsmetallfilme auf Fe(100) werden im Kap. 7 vorgestellt.

Abb. 5-19 Spin-Polarisation am System Mn/Fe(100) während des Wachstums einer Monolage mit phi-grin=1.7° und anschließender Erhöhung des Einfallswinkels.


Fußnoten:

<5>

Hier ergibt sich für Majoritäts- bzw. Minoritätsladungsträger aus dem Abstand zum Boden des entsprechenden Bandes der Festkörper-Zustände.

<6>

Im Modell ist bereits eine Korrektur auf die Temperatur bei der Messung (T=300K) einbezogen, die weiter unten in diesem Abschnitt behandelt wird.

<7>

Für nähere Ausführungen zur Proportionalität von gemessener Spin-Polarisation und magnetischem Moment siehe Abschnitt 7.3.1 .

<8>

In der Messung zur Geschwindigkeitsabhängigkeit der Spin-Polarisation in der Abb. 5-13 wurde die Abschattungsblende eingesetzt um das Fluoreszenzlicht von Projektilen nach Großwinkelstreuung auszublenden.


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