WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Журнал технической физики, 1999, том 69, вып. 6 05;11 Методы расчета зонной структуры и низкоэнергетическая вторично-электронная спектроскопия иридия © О.Ф. Панченко Донецкий физико-технический институт им. А.А. Галкина НАН Украины, 340114 Донецк, Украина (Поcтупило в Редакцию 29 января 1998 г.) Дана теоретическая интерпретация тонкой структуры (ТС) спектра вторично-электронной эмиссии (СВЭЭ) Ir по нормали к поверхности (111) и спектра полного тока (СПТ) поликристалла Ir. В расчетах учитывались энергетическая зависимость уширения зонных уровней энергии, электрон-электронный и электронплазмонный вклады в функцию распределения неравновесных электронов, изотропная компонента тока от электронов, рассеянных на поверхности. Показано, что ТС СВЭЭ и СПТ обусловлена главным образом электронным строением конечных состояний, в которые попадают электроны или из которых происходит их эмиссия, что позволяет непосредственно восстанавливать особенности расположения зон в энергетической зонной структуре из данных эксперимента. Развиваемый метод позволяет отделить объемные эффекты в СВЭЭ и СПТ от поверхностных. Подтверждена зависимость ТС СВЭЭ и СПТ от геометрической структуры и степени упорядоченности кристаллов. При этом ослабление интенсивности ТС служит мерой дефектности в приповерхностной области образца, что может успешно применяться для контроля состояния поверхности в процессе обработки.

Низкоэнергетическая вторично-электронная спектро- (E) — коэффициент прохождения барьера кристалл– скопия, основанная на изучении явлений, сопровожда- вакуум для ВЭ; второй сомножитель пропорционален ющих процесс взаимодействия потока медленных пер- числу ВЭ с энергией E или функции распределения вичных электронов (ПЭ) Ip (с энергией Ep 1keV) неравновесных ВЭ f (E). Параметры s и Ei в разных с поверхностью кристалла, включает в себя два мето- теориях различны. В работе [11], например, s 2, Ei — да [1,2]: дифференциальный и интегральный. Первый ме- разность энергий между уровнем вакуума Evac и дном тод дает кривую распределения по энергиям вторичных зоны проводимости. На практике Ei заменяется подгоэлектронов (ВЭ) вне кристалла или спектр вторично- ночным значением [6]. Наблюдаемая в экспериментах электронной эмиссии (СВЭЭ), второй — кривую инте- ТС СВЭЭ не может быть объяснена теориями в модели грального (или полного) тока ВЭ в образце или спектр свободных электронов без учета влияния зонной струкполного тока (СПТ). Оба метода наряду с традиционным туры (ЗС). Расчеты СВЭЭ, выполненные в [3], покаприменением для анализа элементарных возбуждений и зали связь ТС с объемной плотностью состояний (E);

приповерхностных состояний твердого тела в настоящее при этом в пренебрежении уширением энергетических время используются для контроля чистоты поверхности уровней проанализировано только положение линий в и технологии создания электродных материалов. спектре, а не их форма и интенсивность. В работе [10] Основные особенности тонкой структуры (ТС) СВЭЭ дана интерпретация ТС СВЭЭ на основе теории дифраки СПТ в основном связаны с объемной зонной струк- ции медленных электронов (ДМЭ). Результаты этой турой (ОЗС) кристалла [3,4]. Эмиссия ВЭ эксперимен- работы расходятся с результатами [3], хотя и удовлетально исследована многими авторами: объектом изу- творительно описывают ТС экспериментальных кривых.

чения в большинстве случаев являлись поликристаллы. В работах [15,16] показано, что ТС СВЭЭ определяется Существует сравнительно малое число работ, в которых энергетической дисперсией высоких электронных состоиспользовались монокристаллические мишени. ТС на яний (расположенных выше Evac) и отражает границы фоне каскадного максимума (КМ) СВЭЭ наблюдалась, зон в законе дисперсии электронов (ЗДЭ), движущихся например, в энергетическом распределении ВЭ монокри- в направлении регистрации.

сталлов Ir [5], Ag [6], Si [7], Pt [8], W [3,9] и Cu [10]. Сравнительно меньшее число работ (см., наприТеоретический анализ СВЭЭ оказался весьма затрудни- мер, [2,4,17,18]) посвящено исследованию СПТ — протельным в связи с необходимостью учета многообразия изводной по Ep от полного тока в цепи образца I = Ip-Is физических процессов, происходящих при взаимодей- (Is — ток уходящих из образца электронов) при условии ствии потока ПЭ с кристаллом. Теории ВЭЭ из металлов полного отбора ВЭ. Результаты этих работ указывают (см., например, [11–14]), в большинстве основанные на существенную связь ТС СПТ с фундаментальными на модели Зоммерфельда, отличаются главным образом свойствами рассматриваемого материала. Согласно [2], способом аппроксимации каскадных процессов для раз- в области энергий до 100 eV преобладает электронличных моделей поверхности. При этом для энергетиче- электронное (e-e) рассеяние с возбуждением межзонского распределения ВЭ (КМ) получены формулы, кото- ных переходов и основные структуры в СПТ отражают рые имеют следующий вид: J(E) (E) · (E + Ei)-s, где особенности (E). Связь ТС СПТ с ОЗС подтверждают Методы расчета зонной структуры и низкоэнергетическая вторично-электронная спектроскопия... энергетическая зависимость уширения зонных уровней энергии (E) - / (E), e-e- и электрон-плазмонный вклады в f (E), изотропная компонента тока от электронов, рассеянных на поверхности.

Работа опирается на реальную зонную структуру Enk и (E) Ir; Enk входит в расчеты спектров через N(E, ) (рис. 1, a) — число энергетических зон вдоль направления, для которых выполняется равенство E = Enk.

Структура энергетических зон Ir (как и других 5dпереходных металлов), полученная различными авторами с применением различных методов, как правило, отличается друг от друга в области энергий выше уровня Ферми EF. ОЗС Ir вычислялась в [21] с применением релятивистского обобщения метода присоединенных плоских волн (ППВ); в [22] — релятивистского метода Корринга–Кона–Ростокера (ККР); в [23] — самосогласованного метода релятивистских линейных ”маффин– тин” орбиталей (РЛМТО). В последней работе энергетические зоны, полученные в широком интервале энергий, согласуются с экспериментальными значениями фотоэмиссионных спектров (ФЭС) с угловым разрешением [24].

На рис. 1, b представлены результаты расчета СВЭЭ по нормали к поверхности Ir (111) с привлечением ОЗС различных авторов. Фоновая компонента тока — бесструктурный КМ (пик A) учитывалась добавлением к N(E, ) константы C, когда энергетическая структура приповерхностной области описывается моделью почти свободного электронного газа. В расчетах J(E, ) были использованы следующие значения параметров: C = (дает близкую к эксперименту форму и ширину КМ);

Evac = EF + e, где EF = 10.8eV и e = 5.8eV.

Время жизни возбужденного состояния (E) определяРис. 1. a — число ветвей ЗДЭ Ir [23] (L6+, L6-, 6-, лось из [25]: / (E) = Epl · (E/EF - 1)2, где Epl — 7-, 8- — его точки симметрии), пересекающих уровень E, параметр экранирования; коэффициент (E) для одновдоль направления (111); b — СВЭЭ по нормали к поверхномерного движения — из [26]. Функция заполнения состости (111): 1 — эксперимент (из работы [5]) для Ep = 40 eV;

яний f (E), отвечающая многократному e-e-рассеянию, 2 — теория на основе расчетов ЗС [23] при Epl 0.96 eV;

получена при E-EF Ep путем решения транспортного 3–5 — теория на основе расчетов ЗС [23], [21] и [22] соотуравнения в приближении статистической модели e-eветственно при Epl 0.27 eV; энергия E отсчитывается от рассеяния [27]. Распад плазмонов, генерируемых ПЭ, а Evac; кривые разнесены по оси ординат произвольным образом.

также возбужденными электронами в твердом теле, дает Вертикальные штриховые линии A-D указывают основные свой вклад в f (E), который, если пренебречь дисперсией особенности экспериментального СВЭЭ.

плазмонов, получен из закона сохранения энергии.

Наилучшее согласие с ТС (пики B, C и D) экспериментального спектра (кривая 1) наблюдается у кривой 3, и расчеты, проделанные в [18] с привлечением динамикогда параметр уширения Epl, зависящий от концентраческой теории ДМЭ.

ции s- и d-электронов в электронной оболочке атома, Цель настоящей работы — исследование и интерпре- рассчитывался не из общей теории металлов (как для тация ТС СВЭЭ и СПТ Ir на основе ОЗС и развитие кривой 2), а являлся подгоночным. Это обусловлено методики обработки экспериментальных результатов для тем, что (E), ответственное за уширение пиков и исполучения максимума информации о ЗДЭ выше Evac. пользованное в расчетах, получено в [25] вблизи фермиКак и ранее (см., например, [7,9,19,20]), в расчетах поверхности, а не в области высоколежащих возбужденСВЭЭ и СПТ рассматривалось рассеяние электронов ных состояний. Положение и интенсивность максимумов с заданным импульсом на кристалле в приближении, ТС C и D на кривой 4 существенно различается с когда вероятность рассеяния пропорциональна числу аналогичными особенностями экспериментального спекконечных состояний на данном уровне E с заданным тра, что связано с приближенным характером зонных направлением квазиимпульса. При этом учитывались расчетов [21] в рамках метода ППВ для E 15 eV Журнал технической физики, 1999, том 69, вып. 96 О.Ф. Панченко Список литературы [1] Шульман А.Р., Фридрихов С.А. Вторично-эмиссионные методы исследования твердого тела. М.: Наука, 1977.

552 с.

[2] Комолов С.А. Интегральная вторично-электронная спектроскопия поверхности. Л.: Изд-во ЛГУ, 1986. 180 с.

[3] Christensen N.E., Willis R.F. // J. Phys. C. 1979. Vol. 12. N 1.

P. 167–207.

[4] Schfer I., Schlter M., Skibowski M. // Phys. Rev. B. 1987.

Vol. 35. N 14. P. 7663–7670.

[5] Mack J.U., Bertel E., Netzer F.P., Lloyd D.R. // Z. Phys. B.

1986. Vol. 63. N 1. P. 97–108.

[6] Seah M.P. // Surf. Sci. 1969. Vol. 17. N 1. P. 132–160.

[7] Артамонов О.М., Виноградов А.Г., Панченко О.Ф. идр. // ФТТ. 1989. Т. 31. Вып. 1. С. 57–61.

[8] Lang B. // Surf. Sci. 1977. Vol. 66. N 2. P. 527–541.

[9] Кораблев В.В., Кудинов Ю.А., Панченко О.Ф. и др. // ФТТ. 1994. Т. 36. Вып. 8. С. 2373–2380.

[10] Kleinherbers K.K., Goldmann A., Tamura E., Feder R. // Sol. St. Commun. 1984. Vol. 49. N 7. P. 735–738.

[11] Wolff P.A. // Phys. Rev. 1954. Vol. 95. N 1. P. 56–66.

[12] Amelio G.F. // J. Vac. Sci. Techn. 1970. Vol. 7. N 6. P. 593–604.

[13] Chung M.S., Everhart T.E. // Phys. Rev. B. 1977. Vol. 15.

N 10. P. 4699–4715.

[14] Rsler M., Brauer W. // Phys. St. Sol. (b). 1981. Vol. 104.

N 1. P. 161–175. N 2. P. 575–587.

[15] Артамонов О.М., Терехов А.Н. // ФТТ. 1986. Т. 28. Вып. 3.

С. 862–866.

[16] Кораблев В.В., Кудинов Ю.А., Сысоев С.Н. // ФТТ. 1987.

Т. 29. Вып. 3. С. 702–705.

[17] Комолов С.А. // Изв. АН СССР. Сер. физ. 1982. Т. 46. № 7.

С. 1377–1382.

[18] Tamura E., Feder R., Krewer J. et al. // Sol. St. Commun.

1985. Vol. 55. N 6. P. 543–547.

[19] Комолов С.А, Панченко О.Ф., Панченко Л.К. // ФТТ. 1996.

Рис. 2. СПТ Ir: 1 — эксперимент для поликристалла (из Т. 38. Вып. 10. С. 3172–3179.

работы [17]); 2–4 — теория для граней (111), (110) и (100) [20] Панченко О.Ф., Шаталов В.М. // ЖТФ. 1993. Т. 63.

соответственно при Epl 0.96 eV. Энергия E отсчитывается Вып. 10. С. 144–150.

от Evac. Кривые разнесены по оси ординат произвольным образом. Стрелки a-g указывают основные особенности экс- [21] Немошкаленко В.В., Антонов Вл.Н., Антонов В.Н. // Металлофизика. 1981. Т. 3. № 4. С. 39–58.

периментального СПТ.

[22] Ray P.N., Chowdhuri J., Chatterjee S. // J. Phys. F. 1983.

Vol. 13. N 12. P. 2569–2580.

[23] Noffke J., Fritsche L. // J. Phys. F. 1982. Vol. 12. N 5. P. 921– 933.

выше EF. А основываясь на расчетах ЗС [22] в рамках [24] Van der Veen J.F., Himpsel F.J., Eastman D.E. // Phys. Rev.

метода ККР, вообще не удалось (кривая 5) отождествить B. 1980. Vol. 22. N 9. P. 4223–4226.

ТС экспериментального спектра.

[25] Пайнс Д., Нозьер Ф. Теория квантовых жидкостей. М.:

Исходя из этого расчеты СПТ проводились на основе Мир, 1967. 384 с.

ОЗС [23]; при этом параметр уширения Epl рассчиты[26] Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Квантовая механика. Нерелявался из общей теории металлов, что не влияло на тивистская теория. М.: Наука, 1974. 752 с.

характер особенностей ТС производной от полного тока.

[27] Panchenko O.F., Panchenko L.K. // J. Electr. Spectr. 1997.

Результаты расчета dI(E, )/dE (рис. 2, кривые 2–4) деVol. 83. N 1. P. 21–30.

монстрируют (аналогично [28] для Pt) вклады различных [28] Комолов С.А., Панченко О.Ф., Шаталов В.М. // ФТТ.

кристаллографических плоскостей в СПТ поликристал- 1992. Т. 34. Вып. 11. С. 3489–3492.

лического образца (кривая 1).

Таким образом, вышеуказанные методы могут служить способом экспериментального определения границ энергетических зон N(E, ) в области энергий значительно выше Evac, дополняя данные ФЭС.

Работа выполнена при поддержке ГФФИ Украины.

Журнал технической физики, 1999, том 69, вып.




© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.