Диссертация (1150502), страница 8
Текст из файла (страница 8)
Для пространственного разделенияполяризованных фотоэлектронов в методе фотоэлектронной спектроскопии с угловым разрешением обычно используется рассеяние Мотта [77], которое заключается в упругом рассеянии электрона на кулоновском потенциале атома тяжелого элемента [71, 78–80]. Рассеяниепроисходит под определенными углами и обусловлено спин-орбитальным взаимодействием,возникающим при взаимодействии спина электрона с магнитным полем, создаваемым придвижении электрона в электрическом поле ядра.Рассмотрим рассеяние Мотта более детально, см. схематичное представление процессана рисунке 2.6 (a).
Электрон ускоряется до энергий порядка 25-40 кэВ [80, 81] (в первыхтрадиционных детекторах Мотта использовались ускоряющие напряжение порядка нескольких сотен кэВ [77, 82, 83]). В качестве рассеивающего центра используется атом с большимзарядом ядра.
Наиболее часто мишени изготавливают из золотой или ториевой фольги [84].Спин-орбитальное взаимодействие электрона в потенциале атома мишени приводит к асимметрии рассеяния в “левый” и “правый” детекторы, в зависимости от проекции спина электрона (рисунок 2.6 (а)). Описание процесса спин-орбитального взаимодействия при упругом41кулоновском рассеянии на атоме с большим зарядом ядра описано в параграфе 3.5.2 книги [79].Рисунок 2.6: (а) - Рассеяние Мотта - упругое рассеяние электрона с магнитным моментом на атоме тяжелого элемента - Au (реализация рассеяния Мотта в спиновомдетекторе - справа), (б) - схема регистрации электронов с различным направлениемспина в методе фотоэлектронной спектроскопии с угловым и спиновым разрешением спомощью детектора Мотта, (в) - изображение детектора Мотта [85]На рисунке 2.6 (б) показана схема эксперимента с использованием детектора Мотта,позволяющая определить степень спиновой поляризации ⊥ пучка электронов:⊥ =↑ − ↓↑ + ↓(2.9)Здесь ↑ и ↓ - это число электронов в пучке с проекцией спин-вверх и спин-вниз, соответственно.
Пучок электронов ударяется о тонкую золотую фольгу и каждый электрон испытывают упругое рассеяние на отдельном атоме золота. Два детектора “левый” и “правый”расположены под одинаковым углом рассеяния = ±120∘ относительно нормали и регистрируют число рассеянных в них электронов, как показано на рисунке 2.6 (б). Оба детекторанаходятся в одной плоскости с падающим пучком электронов, назовем ее плоскость рассеяния. Если электроны в пучке имеют преимущественную проекцию по нормали к плоскостирассеяния, то один из рассматриваемых детекторов будет регистрировать большее количе-42ство электронов, чем другой. Тогда асимметрия счета двух детекторов будет определятьсяследующим выражением:= правый − левый, правый + левый(2.10)где А - асимметрия рассеяния, а правый и левый - это ток электронов, рассеянных в правый и левый детектор, соответственно.
Асимметрия пропорциональна степени спиновойполяризации ⊥ с коэффициентом пропорциональности (функция Шермана): = ⊥(2.11)Функция Шермана (, ) индивидуальна для каждого прибора и определяет способностьдетектора различать спин-вверх и спин-вниз [80]. зависит от многих параметров, такихкак материал мишени, угол рассеяния в детекторы, энергии электронного пучка. Для калибровки и определения функции Шермана необходимо иметь электронный пучок с заранееизвестной поляризацией.
Эта поляризация может быть мала, но она должна быть не нулеваяи быть известна с достаточной точностью. Обычно для этих целей используется фотоэмиссияиз магнитных материалов, где зоны состояний с противоположными направлениями спина(majority и minority spin bands) хорошо разделены. Подробнее процедура калибровки функции Шермана описана в главе 3 ссылки [86]. Для современных компактных детекторовМотта с ускоряющими напряжениями ∼ 20-25 кэВ и углом рассеяния = ±120∘ (при этомугле рассеяния функция Шермана достигает своих максимальных значений) функция Шермана составляет порядка 0.15-0.25 [83]. В ряде случаев в формуле 2.11 необходимо учитыватьтакже инструментальную асимметрию , возникающую в результате неэквивалентного счетадвух детекторов [83] и влияющую на конечный результат в процессе измерений.Определив по формуле 2.11 степень спиновой поляризации , мы можем рассчитать истинную интенсивность тока с проекцией спина “вверх” и “вниз” по формулам: ↑ = 1/2 · ( правый + левый ) · (1 + ),(2.12) ↓ = 1/2 · ( правый + левый ) · (1 − )(2.13)Эффективность современных компактных детекторов Мотта составляет порядка 10−4 [81,83, 87] и определяется по формуле: = 2 правый + левый0(2.14)где - функция Шермана, 0 - число электронов на входе в детектор, а правый + левый полный ток рассеянных электронов, зарегистрированный правым и левым детекторами.43В реальном детекторе Мотта, изображенном на рисунке 2.6 (в) имеется две взаимноперпендикулярные пары детекторов, рассмотренных ранее на рисунке 2.6 (а,б).
Это позволяет регистрировать проекции спина на две взаимно перпендикулярные оси. Так например,согласно рисунку 2.4, если мы измеряем фотоэмиссию в направлении ‖ , то детекторы ch2и ch4 (“ch” - от английского “channeltron”) измеряют проекцию спина электрона на ось,перпендикулярную волновому вектору и импульсу фотоэлектрона, т.е. на ось , а детекторыch1, ch3 измеряют проекцию спина на ось [21]. Подобная геометрия детектора Мотта осуществляется в экспериментальных установках RGBL-2 (BESSY II, Hemholtz-Zentrum Berlin)и Нанолаб (РЦ СПбГУ “ФМИП”), см. параграф 2.1.4. Обе эти проекции спина лежат вплоскости поверхности образца (при нормальной эмиссии), а для того, чтобы измерить третью проекцию спина на ось, перпендикулярную поверхности, необходимо установить второйдетектор Мотта, как будет описано в следующем параграфе 2.1.4.2.1.4Технические детали и экспериментальное оборудование ФЭСКлассический фотоэлектронный спектрометр представляет собой герметичную системус вакуумный объемом и набором компонент, необходимых для поддержания сверхвысокого вакуума, для трансфера и подготовки образцов, а также оборудования для анализа.
Вданном параграфе мы рассмотрим основное оборудование спектрометра, необходимое дляпроведения исследований методами фотоэлектронной спектроскопии (см. рисунок 2.4). Экспериментальные результаты, представленные в главах 3 - 7 данной работы, получены на различных экспериментальных установках: PHOENEXS, RGBL, RGBL2 (синхротрон BESSY II,Helmholtz-Zentrum Berlin, Российско-Германская лаборатория), Нанолаб (ресурсный центрНаучного парка СПбГУ “Физические методы исследования поверхности”), Spin-ARPES наканале i3 (синхротрон MAXLab, Швеция, Лунд). Все исследования проводились в условияхсверхвысокого вакуума при давлении остаточных газов порядка∼ 10−10 мбар.Для возбуждения электронов твердого тела в методе фотоэлектронной спектроскопиииспользуются различные источники фотонов, в зависимости от поставленной задачи.
На рисунке 2.7 представлены различные типы источников фотонов. Для исследования остовныхуровней атома необходимы энергии фотонов из рентгеновского диапазона, т.к. для максимального сечения фотоионизации необходимо выбрать энергию фотонов близкую и чутьбольшую, чем энергия связи остовного уровня [88].
Наиболее популярный лабораторный источник излучения в данном случае - это рентгеновская трубка с Mg или Al анодом. На рисунке 2.7 слева изображена современная рентгеновская трубка фирмы Prevac. В вакуумном44объеме рентгеновской трубки с катода испускаются электроны и ускоряются приложеннойразностью потенциалов, а затем ударяются об анод (материал анода обычно - Mg или Al), ив результате тормозного излучения происходит испускание фотонов с характерной энергией,зависящей от материала анода (Mg линия - 1253.6 эВ, Al линия - 1486.7 эВ).
Дляполучения монохроматического излучения используются рентгеновские трубки с монохроматором [89, 90]. Размер пятна рентгеновской трубки зависит от размеров катода, системыфокусировки электронов на анод, параметров монохроматора и составляет от 200 мкм донескольких мм, и может охватывать достаточно большую область на образце.Рисунок 2.7: Источники излучения в методах фотоэлектронной спектроскопии (слеванаправо): рентгеновская трубка (Prevac [91]), газоразрядная лампа (SPECS UltravioletSource UVS 300 [90]), синхротрон и лазер.Для исследования валентной зоны и измерения дисперсионных зависимостей электронных состояний необходимо использовать энергии из ультрафиолетового диапазона.
Для этогов качестве лабораторного источника принято использовать газоразрядную безртутную гелиевую лампу (на рисунке 2.7 представлена современная гелиевая лампа фирмы SPECS) сэнергией фотонов HeI (HeI = 21.22 эВ и HeI = 23.09 эВ) и HeII (40.81 эВ). HeI линия излучения соответствует 2 → 12 переходу и интенсивность этой линии ∼ 88% (HeI - 5%, HeII - 5%). Принцип работы лампы основан на физическом явлении электрическогоразряда в газах, в результате которого испускается характеристическое излучение соответствующее электронным переходам в атоме He. Размер пучка составляет порядка 1 мм. Длямонохроматизации линии и, в случае HeI, для выделения только HeI линии излучения,используется монохроматор [89, 90].Использование рентгеновских трубок в качестве лабораторного источника позволяетохватить большой спектр исследований, т.к.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
