Теоретическое исследование процессов формирования и физических свойств наноструктур на поверхности металлов (1104971), страница 2
Текст из файла (страница 2)
Недостаткомописываемой методики является то, что вследствие ограниченной мощностидаже лучшие образцы современных вычислительных устройств не позволяютвыполнять первопринципные квантово-механические расчеты для систем,состоящих из более чем 200 – 300 атомов.Рис. 1. Структурная схема методики расчетов.Часто, однако, требуется информация о строении систем, состоящих избольшего числа атомов. Тогда для проведения структурной релаксации и7расчета энергетических барьеров атомных процессов применяется методмолекулярнойдинамики(МД)смногочастичнымимежатомнымипотенциалами, основанными на квантово-механических первопринципныхрасчетах.Метод МД не всегда подходит для решения эволюционной задачимногих тел в связи с тем, временной шаг разностной схемы по порядкувеличины обычно меньше 10-14 сек.
При этом целый ряд практических задачставит вопрос об эволюции системы на временах порядка нескольких часов идней. Альтернативой служит метод кинетического Монте Карло (КМК),впервые примененный в работе [2] и обоснованный теоретически в [3].Степень релаксации поверхности, величины диффузионных барьероватомных событий определяются методом МД и из первых принципов. Впоследствии, полученные величины барьеров используются в качествесобытий при моделировании эволюции системы методом кинетическогоМонте Карло (см. рис 1).Глава 3 посвящена результатам моделирования рост нанопроводов наповерхности (110) в процессе гетероэпитаксии.Гранецентрированная (гцк) поверхность (110) – идеальный шаблон дляформированияодномерныхплотноупакованныхатомныхнанопроводов.рядов,Онасостоиториентированныхизвдолькристаллографического направления [1-10] и разделенных широкимиканалами.Рядэкспериментовдействительнодемонстрируетростнанопроводов в процессе напыления атомов на поверхность данного типа [4,5].
Однако детальное понимание процессов роста атомных структур в случаегетероэпитаксии в научной литературе до сих пор отсутствует. В качествепримера автором рассматривается напыление магнитных атомов 3d ряда (Coи Fe) на поверхность Pd(110). На начальном этапе КМК моделированиярассматриваются элементарные атомные события, определяющие сценарий8эволюции системы. Под элементарным событием понимается переход отнекоторой первичной локальной атомной конфигурации к конечной.Рис. 2. Диффузия атомов Fe(Co) и Pd на поверхности. Основные атомныесобытия с указанием величин диффузионных барьеров и разностей энергийлокальных конфигураций (эВ).
Оттенками синего показаны напыляемыеатомы, белым цветом – атомы Pd.На рис. 2 показаны основные атомные события, определяющие ростнаноструктур на ранних стадиях напыления атомов Fe и Co на поверхностьPd(110). Прыжок вдоль кристаллографического направления [1-10] требуетпреодоления барьера E1=0.30 эВ для Fe и E2=0.29 эВ для Co. Оценка поформуле t D ~ v0−1 exp( ED / k BT ) показывает, что среднее время такогопрыжка при комнатной температуре составляет 0.1 мкс; таким образом,атомы Fe и Co диффундируют вдоль направления [1-10].
Барьеры дляпрыжка Fe и Сo в перпендикулярном направлении значительно превышают 1эВ, среднее время прыжка в этом случае ~ 106 лет. Таким образом, в рамкахмодели, диффузия вдоль направления [001] не происходит. Расчетпоказывает, что возможно также погружение атома Fe(Co) в верхний слойподложки: барьер для этого события равен E2=0.32(0.33) эВ, то есть сравнимс барьером для диффузии вдоль кристаллографического направления [1-10].Вследствие близости барьеров величин диффузионных барьеров E2 и E29погружение напыленных атомов Fe(Co)падения на поверхность.
Погружениепроисходит недалеко от местаприэтом оказывается не толькокинетически доступным, но и энергетически выгодным: после совершенияэтого события энергия системы уменьшается. Таким образом, на раннихстадиях напыления Fe(Co) оказывается в поверхностном слое, а вытесненныеатомы Pd – на поверхности Pd(110).Энергия связи пары «погруженный Fe(Co) – адатом Pd» составляетлишь 0.05(0.10) эВ (рис. 2). Эта энергия мала, чтобы образовать устойчивуюпри комнатной температуре пару атомов; в результате чего атомы Pdмигрируют по поверхности. Барьер для диффузии Pd вдоль направления [110] составляет 0.45 эВ (рис. 2).
Диффузиявдольнаправления [001]происходит через погружение (E=0.54 эВ) адатом Pd внедряется в подложкуи вытесняет из нее один из атомов Pd. Когда концентрация мигрирующихатомов достаточно велика, вероятность их встречи становится отличной отнуля. Атомы оказываются в положении первых соседей, образуя центрыроста наноструктур; на начальных стадиях роста, чаще всего, это димер илилинейный тример, ориентированные вдоль направления [1-10]. В модель также включен целый ряд событий, происходящих с атомами Pd вблизисформированных центров роста - прикрепление атома Pd к цепочке, отрыв отцепочки, образование димера вдоль боковой стороны линейной структуры изатомов Pd, и.т.д.Перейдем к обсуждению результатов моделирования методом КМКначальной стадии роста наноструктур на поверхности Pd(110) в процессетермонапыления атомов Co и Fe.
Везде далее рассматривается случайгетероэпитаксиального роста Fe на Pd(110). Однако похожие результатыполучаются и для Co на Pd(110), что объясняется близостью значенийдиффузионных барьеров основных атомных событий в этих двух системах.10Рис 3. Результаты КМК моделирования гетероэпитаксиального роста всистеме Fe-Pd. (Q=0.12 Ml, T=290K (a), T=350K (б), F = 0.005 монослоя/сек).На рис. 3 представлен один из результатов данной главы – морфологияповерхности Pd(110) после напыления Q = 0.12 монослоя Fe при T = 290 К,Т=350 K и F = 0.005 монослоя/сек. Обращают на себя внимание следующиеособенности структуры поверхности: 1) рост случайно расположенныходноатомных проводов и 2) погружение атомов Fe в поверхность и, какследствие, формирование проводов из Pd. Средняя длина провода составляет~30 атомов.
Последний результат находится в согласии с даннымиэксперимента [4]. Отметим, что при проведении экспериментальныхисследований [4] было предположено, что образуются нанопровода,состоящие из напыленных атомов, что, в частности, ставило необъяснимымфакт отсутствия магнитного сигнала от атомов нанопровода предполагаемогоFe(Co).
Моделирование, однако, демонстрирует, что это предположение неверно. Убедиться в правильности теоретических предсказаний можно путем11проведения серии СТС-экспериментов по измерению спектров электроннойплотности над нанопроводами. [6]Систематические исследования показывают, что самоорганизацияодноатомных проводов происходит только в определенном температурноминтервале.
Так, понижение температуры поверхности до ~200 К ведет кнедостаточноймобильностиатомовPd,вытесненныхизподложкинапыленным Fe. Как следствие, вместо одноатомных цепей имеет место ростмалых агломератов, преимущественно ориентированных вдоль направления[1-10]. Повышение температуры T до 350 К приводит к росту двумерных,ориентированныхвдоль[1-10],компактныхкластеров(рис3-b).Теоретическое объяснение перехода от роста одноатомных проводов ксамоорганизации двумерных кластеров с повышением T следующее.
Когда Tдостаточна для разрыва связи Pd-Pd вдоль направления [1-10] (0.73 эВ), росткинетически стабилизированных одноатомных проводов более невозможен,и происходит формирование энергетически более выгодных двумерныхкластеров шириной в несколько атомов [7, 8].Следует отметить, что результаты моделирования позволяют объяснитьотсутствие магнитного момента в экспериментах по напылению Co наповерхность Pd(110) [4]. Известно, что 1) сформировавшиеся при уровненапыления D ~ 0.1 монослоя провода обладают парамагнитным поведением и2) пока D не превышает ~0.4 монослоя, система Co/Pd(110) по-прежнемунаходится в парамагнитном режиме [4]. Авторами [4] не было найденообъяснения этому явлению. Однако, новое понимание структуры интерфейсаCo/Pd(110), сделанное на основании наших расчетов, показывает, чтопричиной отсутствия магнитного момента у проводов является то, чтоструктура на поверхности состоит из немагнитных атомов Pd.
Магнитныйсигнал при уровнях покрытия <0.4 монослоя подавлен, так как: во-первых,атомы Co погружены в немагнитную подложку и, во-вторых, погруженныйCo не формирует компактных образований (цепочек, кластеров), а12самоорганизуется в разреженный массив одиночных примесей, имеющихпарамагнитное поведение из-за их малого размера магнитных единиц.Глава 4 посвящена результатам моделирования роста нанокластеров и тонкихпленок на поверхности (110) в процессе гетероэпитаксии.Методика, используемая в этой главе для теоретического описанияроста Сo на поверхности Сu(110) в процессе термонапыления, аналогичнаиспользованной в главе 3 и представляет собой комбинацию двух методов –молекулярной динамики (МД) и кинетического Монте-Карло (КМК).Рис. 4. Диффузия атомов Сo и Cu на поверхности Cu(110). Основныеатомные события с указанием величин диффузионных барьеров и разностейэнергий локальных концигураций (эВ).
Оттенками синего показанынапыляемые атомы Co, белым цветом – атомы Сu.Диффузионный барьер для атома Co на поверхности Cu(110) вдолькристаллографического направления [1-10] по результатам МД-расчетовравняется E1 = 0.29 eV. При комнатной температуре атомы Co легкопреодолевают этот энергетический барьер, так как среднее время одногопрыжка, составляет 0.1 мкс. МД-расчеты показывают, что атому Coэнергетически выгодно погружаться в верхний слой поверхности Cu(110) . Впроцессе погружения должен быть преодолен барьер E2 = 0.30 эВ; при этомэнергия системы уменьшается на 0.21 эВ(см. Рис. 4). Вследствие близости13величин барьеров E1 и E2, заключаем, что напыленный атом Co испытываетпогружение рядом с местом падения на поверхность.Когда в ходе гетероэпитаксии концентрация диффундирующихадатомов Cu становится достаточно велика, вероятность их встречи отличнаот нуля.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
