Диссертация (1150742), страница 5

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 5)

Число электронов, вышедшихв вакуум через слой без неупругого рассеяния, экспоненциально зависитот , глубины, с которой выходит фотоэлектрон в вакуум: = 0 − (кин ) ,(2.5)где — длина свободного пробега по отношению к неупругому рассеянию,которая определяется эмпирической формулой [53]:1 = 538кин −2 + 0.41кин 2 ,(2.6)где — толщина монослоя.Длина свободного пробега для энергетического диапазона (100–1500 эВ),характерного для РФЭС, составляет ≈1 − 3 нм, а для энергетического диа­пазона (10–100 эВ), характерного для УФЭС ≈ 3 − 5 Å. Таким образом,длина свободного пробега для УФЭС соответствует первым несколькимслоям поверхности монокристалла, тем самым являясь поверхностно-чув­ствительной методикой.Третьим этапом трехступенчатой модели является эмиссия электроновв вакуум через поверхностный потенциальный барьер.

В шкале кинетиче­ской энергии этот процесс определяется величиной работы выхода. Такимобразом, эмиссия электронов в вакуум через поверхностный потенциаль­ный барьер будет приводить к изменению направления движения электронас изменением угла. Рассмотрение этого процесса приобретает в фотоэлек­тронной спектроскопии с угловым разрешением ключевое значение, а так­же является необходимым при определении дисперсионной зависимостиначального состояния (⃗ ).332.1.2. Фотоэлектронная спектроскопия с угловым разрешениемФотоэлектронная спектроскопия с угловым разрешением (ФЭСУР) яв­ляется самым распространенным методом исследования дисперсий (⃗ )заполненных электронных состояний валентной зоны.

В твёрдом теле им­пульс фотона пренебрежимо мал по сравнению с размером зоны Бриллю­эна в ультрафиолетовом диапазоне. Это означает, что на первой стадиитрёхступенчатой модели происходит прямой (оптический) переход, при ко­тором практически сохраняется импульс электрона, а происходит толькоизменение его энергии (см. рис. 2.2а). Квазиволновой вектор электрона вкристалле можно представить в виде суммы параллельной и перпендику­лярной поверхности компоненты, как показано на рис. 2.2б:⃗ кр = ⃗ кр + ⃗ кр .⊥‖(2.7)При переходе границы кристалл-вакуум электрон претерпевает преломле­ние. При этом сохраняется только параллельная компонента квазиволно­вого вектора, с точностью до вектора обратной решётки ⃗ :⃗ вак = ⃗ кр + ⃗ .‖‖(2.8)В наших рассмотрениях ограничимся первой зоной Бриллюэна, поэто­крму ⃗‖вак = ⃗‖ .

За счет уменьшения перпендикулярной поверхности ком­поненты квазиволнового вектора при переходе границы кристалл-вакуум,происходит изменение угла направления движения электрона . В конеч­ном состоянии электрон рассматривается как свободный. Для свободногоэлектрона компонента квазиволнового вектора параллельной поверхностивыражается следующим образом:√︂√︀2кр·sin≈0.51кин (эВ) · sin .|⃗‖вак | = |⃗‖ | =кин~2(2.9)34Рис. 2.2.

(a) Энергетическая диаграмма процесса фотоэмиссии. (б) Схема изменения им­пульса электрона при переходе границы кристалл-вакуум.Данное выражением является основным в методике ФЭСУР для по­лучения дисперсии заполненных электронных состояний валентной зоны.Определение перпендикулярной поверхности компоненты квазиволновоговектора на практике является более сложной задачей по причине того, чтопри переходе через границу кристалл-вакуум её величина уменьшаетсяиз-за различия в уровнях энергии внутри кристалла и в вакууме.

Перпен­дикулярная поверхности компонента квазиволнового вектора определяетсяследующим образом:кр|⃗⊥ | =√︂20вак 2| +|⃗⊥,~2(2.10)где 0 — внутренний потенциал кристалла, определяющий разность энер­гий внутри кристалла и в вакууме.На рис. 2.3 показана схема проведения эксперимента ФЭСУР.

Экспе­риментальное оборудование для ФЭСУР включает:– монохроматический источник излучения;– электронный энергоанализатор;– 5- или 6- осевой манипулятор для перемещения образца;35Рис. 2.3. Схема проведения эксперимента с помощью метода ФЭС.– электроника для обработки данных.В результате измерения энергии электронных состояний для набора уг­лов вылета фотоэлектронов, можно получить трехмерную картину диспер­сии заполненных электронных состояний валентной зоны.

Для двумер­ных структур (например: металлические пленки атомной толщины, гра­фен) ⃗⊥ = 0, следовательно, для описания полной электронной структурыдостаточно определить только ⃗‖ .2.1.3. Фотоэлектронная спектроскопия с угловым и спиновымразрешениемФотоэлектронная спектроскопия с угловым и спиновым разрешением(ФЭСУР со спиновым разрешением) основывается на измерении спиновойполяризации фотоэлектронного пучка для некоторого угла вылета фото­электронов. Данная методика позволяет измерить дисперсию начального36Рис.

2.4. Схема проведения эксперимента с помощью метода ФЭСУР со спиновым разре­шением.состояния с разрешением по спину, то есть со „спином-вверх“ и „спином­вниз“(проекция спина на выделенную ось ±~/2). Для измерения спиновойполяризации пучка фотоэлектронов на выходе полусферического энерго­анализатора монтируется детектор Мотта. Принцип работы детектора Мот­та основан на использовании спин-орбитального взаимодействия при упру­гом рассеянии фотоэлектронов на кулоновском потенциале атомов элемен­та с высоким атомным номером (например: золота, торий).

Такое рассеяниеназывается „рассеянием Мотта“ [54, 55]. На рис. 2.4 показана схема дляисследований с помощью ФЭСУР со спиновым разрешением. Вероятностьрассеяния на ядрах металла с высоким атомным номером выше у высо­коэнергичных фотоэлектронов. Поэтому между входной щелью детектораМотта и мишенью из элемента с высоким атомным номером создаетсяразность потенциалов несколько десятков кВ. В современных детекторахМотта фотоэлектроны ускоряются до 25–40 кВ [56, 57]. В результате, наатомах мишени происходит рассеяние, зависящее от направления спина.37Фотоэлектрон с одним направлением спина отклоняется в одну сторону, ас противоположным направлением спина - в другую сторону, вне зависи­мости от стороны с какой произошло рассеяние на атоме. Регистрациярассеянных фотоэлектронов с противоположными направлениями спинаосуществляется с помощью четырёх электронных умножителей, располо­женных вокруг мишени под углом 90∘ друг относительно друга и под углом60∘ к направлению нормали к поверхности мишени.Ключевым параметром для определения спиновой поляризации являет­ся асимметрия рассеяния ().

Асимметрия рассеяния рассчитывается сле­дующим образом:(Θ) =лев − пр,лев + пр(2.11)где пр и лев - счёт правого и левого детекторов, соответственно [58].Асимметрия пропорциональна поляризации электронного пучка согласно:(Θ) = · (Θ, ) + ,(2.12)где — аппаратурная (инструментальная) асимметрия, появляющаяся врезультате неравноценного счёта детекторов (неэквивалентность детекто­ров) [56, 59], (Θ, ) — функция Шермана, зависящая от угла рассеянияи энергии электронного пучка, а также от диапазона углов рассеяния, ко­торые покрываются двумя детекторами.

Функция Шермана описывает двеважные характеристики: асимметрию в рассеянии поляризованного пучкаэлектронов и величину поляризации, возникающую при рассеянии поля­ризованного пучка. Параметры в 2.12 сохраняются постоянными для опре­делённой экспериментальной станции, при этом функция Шермана можетрассматриваться как скалярная величина. Значение функции Шермана раз­лично для разных типов детекторов и имеет значение от 0.08 до 0.25 дляускоряющих напряжений 25–40 кВ [56, 60–62].

Интенсивность тока со38„спином-вверх“ и „со спином-вниз“ определяются следующим образом:вверх =общее (1 + ),2(2.13)вниз =общее (1 − ),2(2.14)где общее = пр + лев — общая измеренная интен-сивность в левом иправом электронном умножителе.Для определения проекции спиновой поляризации на другую перпенди­кулярную ось, в детекторе Мотта устанавливается ещё пару электронныхумножителей, перпенди-кулярной плоскости первых двух и электронногопучка. Измеряется проекция спиновой поляризации на две взаимноперпен­дикулярные оси (см. рис.

2.4). По расположению электронных умножите­лей „д3“ и „д4“ определяется проекция спиновой поляризации на ось, па­раллельную поверхности образца и перпендикулярной импульсу фотоэлек­кртрона (и соответствующей компоненте ⃗‖вак = ⃗‖ ).

Для измерения третьейкомпоненты спиновой поляриза-ции требуется установка второго детектораМотта, расположенного перпендикулярно первому детектору Мотта.2.1.4. Дифракция медленных электроновДифракция медленных электронов (ДМЭ) широко используется дляизучения строения поверхности кристаллических твёрдых тел. Метод осно­ван на явлении дифракции электронной волны, падающей на поверхностьс упорядоченной периодической атомной структурой (см. рис.

2.5а). Описа­ние условия для конструктивной интерференции при падении электроннойволны перпендикулярно к поверхности, которая может рассматриваться какволна де-Бройля, с периодической атомной структурой, определяется урав­нением Брегга: · sin Θ = · ,(2.15)39Рис. 2.5. (a) Схема дифракции медленных электронов от атомной структуры.

(б) Принципработы четырехсеточной установки ДМЭ. (в) Пример картины дифракции для системыMG/Ni(111).где — расстояние между центрами рассеяния на поверхности, Θ — уголрассеяния, — порядок дифракции (целое число), — длина волны де­Бройля для электронов. Длина волны де-Бройля для электрона определя­ется следующим выражением:ℎ = √︀,2 (2.16)где — энергия первичного пучка электронов, а — масса электро­на.

Характеристики

Список файлов диссертации