ПОВЕРХНОСТЬ. РЕНТГЕНОВСКИЕ, СННХРОТРОННЫЕ И НЕЙТРОННЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ, 2004, < 9, с. 107-112
УДК 537.533.74;539.2
ТОНКАЯ СТРУКТУРА СПЕКТРОВ ВТОРИЧНОЙ ЭЛЕКТРОННОЙ ЭМИССИИ ПРИПОВЕРХНОСТНОЙ ОБЛАСТИ КРИСТАЛЛОВ
© 2004 г. О. Ф. Панченко, Л. К. Панченко
Физико-технический институт им. А.А. Галкина НАН Украины, Донецк, Украина
Поступила в редакцию 24.01.2002 г.
Дана теоретическая интерпретация тонкой структуры спектров вторичной электронной эмиссии по нормали к поверхности W(100). В расчетах учитывались энергетическая зависимость уширения зонных уровней энергии, электрон-электронный и электрон-плазмонный вклады в функцию заполнения состояний, изотропная компонента тока от электронов, рассеянных на поверхности. Проведено сравнение с существующими теоретическими и экспериментальными спектрами. Показано, что тонкая структура спектров обусловлена, главным образом, строением незаполненных высоколежа-щих электронных состояний (выше уровня вакуума £vac), в которые попадают электроны и из которых происходит их эмиссия.
ВВЕДЕНИЕ
Электронная зонная структура (ЗС) является фундаментальной характеристикой, определяющей большинство физических свойств твердых тел (например, явления переноса, оптические и фотоэмиссионные (ФЭ) свойства). Она также является одним из главных факторов, определяющих функционирование приборов твердотельной электроники. При этом важно не только распределение электронных состояний по энергии (определяющее, например, ширину запрещенной зоны), но и расположение этих состояний в к-прост-ранстве. Традиционными методами исследования незаполненных высоколежащих состояний являются: спектроскопия поглощения рентгеновских лучей [1], спектроскопия рентгеновских излуча-тельных переходов [2], обратная ФЭ-спектроско-пия [3], низкоэнергетическая спектроскопия полного тока [4], спектроскопия дифракции медленных (низкоэнергетических) электронов (ДМЭ) [5] и низкоэнергетическая спектроскопия вторичных электронов (ВЭ) [6]. Последняя использует возбуждение и последующую релаксацию электронов на более низколежащие незаполненные состояния с последующим выходом в вакуум и отличается высокой поверхностной чувствительностью и отсутствием разрушающего воздействия на исследуемый образец. Спектр ВЭ-эмиссии (СВЭЭ) формируется в результате совместного действия нескольких факторов: 1) плотности состояний р(Е), которая увеличивается на краях зон; 2) коэффициента прохождения к(Е) при выходе ВЭ в вакуум, который, наоборот, уменьшается на краях зон; 3) сложной многоэлектронной динамики электронной релаксации.
Кривая распределения по энергиям ВЭ, эмит-тированных металлической мишенью при облучении потоком низкоэнергетических электронов (<1 кэВ) по нормали к поверхности, имеет не-
сколько особенностей. Во-первых, большой бесструктурный каскадный максимум (КМ) (при энергии Е = Е2т), соответствующий медленным, истинно ВЭ, рассеянным на фононах, шероховатостях поверхности и т.п. Этот КМ является прямым следствием влияния потенциального барьера на границе кристалл-вакуум на выход из эмиттера потока внутренних ВЭ, подлетающих к поверхности раздела под различными углами. Покинуть эмиттер могут только те ВЭ, нормальные составляющие скорости которых достаточны для преодоления этого барьера. Положение КМ (Е2т ~ 1-3.5 эВ [7]) зависит от рода вещества мишени (Е2т уменьшается с уменьшением работы выхода еф [7]), степени упорядоченности поверхности (Е2т различны для моно- и поликристаллов), энергетического и углового распределения неравновесных электронов. Полуширина КМ, в отличие от его положения, изменяется в зависимости от энергии первичных электронов (ПЭ) Ер (уменьшается с увеличением Ер [7]), т.е. изменяется средняя энергия медленных ВЭ. Во-вторых, тонкая структура (ТС), которая накладывается на КМ и состоит из небольших дополнительных максимумов, свидетельствующих о том, что преимущественно эмиттируются электроны с определенными значениями энергии, не зависящими от Ер и характеризующими вещество мишени.
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ СВЭЭ
Эмиссия ВЭ из W была экспериментально исследована многими авторами и первоначально объяснялась как результат наличия процессов Оже. Коллат [8] на поликристаллическом образце получил плавные кривые с КМ вблизи 2 эВ без какой-либо ТС, что является результатом плохой очистки мишени и недостаточно совершенного вакуума. Харроуэр [9] получил СВЭЭ для поликристалла при Ер = 1-2000 эВ в условиях чистоты
J(E, W), произв. ед. a | b \
10
15
20 E, эВ
Рис. 1. СВЭЭ по нормали к поверхности 'Щ100) (сплошные кривые): 1, 2 - экспериментальные данные [15] для Ер = 800 эВ и [13] для Ер = 100 эВ соответственно; 3, 4 - теория на основе расчетов ЗС [12] и [30] соответственно. Штрих-пунктирными кривыми показаны КМ; энергия Е отсчитывается от £тас; кривые 1-4 разнесены по оси ординат произвольным образом; стрелки с буквенными индексами указывают основные особенности ТС-спектров, представленные в таблице.
и хорошо обезгаженной мишени. Он показал, что слабо выраженные максимумы и возвышения (точки перегиба) ТС имеются при значениях E, равных 13 эВ (переход Оже 5d-6sp), 21.8 эВ (переход Оже 5p-6sp) и 37.8 эВ (переход Оже (5s-4f)-6sp). С уменьшением Ep максимумы делаются менее отчетливыми и при Ep < 100 эВ пропадают. Более поздние исследования монокристаллических поверхностей W [10-15] с использованием анализатора, регистрирующего электроны в малом телесном угле, показали наличие ярко выраженной ТС СВЭЭ (рис. 1, сплошные кривые 1,2 и рис. 2в, кривая 3). Выделение последней с целью наиболее полного анализа осуществлялось вычитанием полуэмпирической каскадной кривой [11, 12] или делением на нее исходного спектра [13], а также двойным дифференцированием [14].
Теоретический анализ полученных экспериментальных СВЭЭ оказался весьма затруднительным в связи с необходимостью учета многообразия физических процессов, происходящих при взаимодействии потока ПЭ с кристаллом. На форму, интенсивность и энергетическое положе-
ние особенностей экспериментальных СВЭЭ при малых Ер значительное влияние могут оказывать следующие факторы: сильная энергетическая зависимость вероятности заполнения состояний, уши-рение пиков из-за конечного времени жизни электронов, наличие фоновой составляющей спектра. Необходимо учитывать и чисто экспериментальные трудности [16]: а) получение достаточно моноэнергетического и хорошо сфокусированного пучка медленных ПЭ; б) использование специальных методов для контроля размеров пятна ПЭ на мишени и его положения при изменении Ер и разности потенциалов между мишенью и коллектором; в) компенсация контактных разностей потенциалов и магнитных полей; г) учет влияния паразитных токов в цепях измерительного устройства; д) контроль за структурой и химическим составом поверхности. Последнее является весьма важным. Очистка поверхности образца от примесей осуществляется прогревом в сверхвысоком вакууме непосредственно перед каждым измерением. Вместе с тем следует помнить, что интенсивная термическая обработка в целом может привести к нежелательным изменениям состояния мишени - ее состава, кристаллической структуры, к фазовым переходам, химическим реакциям и т.п. В настоящее время помимо термообработки применяется и бомбардировка поверхности ионами инертных газов (с применением метода ДМЭ). Последнее приводит к образованию радиационных дефектов в приповерхностной области кристалла. Иногда кластеры дефектов выстраиваются упорядоченным образом, образуя "сверхрешетку". Наряду с аморфизацией приповерхностного слоя возможно образование "сверхструктур" на поверхности и при получении монокристаллов.
ТЕОРЕТИЧЕСКАЯ ИНТЕРПРЕТАЦИЯ СВЭЭ
Первые теории ВЭ-эмиссии из металлов [1719], в большинстве основанные на модели Зоммер-фельда, отличаются, главным образом, способом аппроксимации каскадных процессов для различных моделей поверхности. При этом для энергетического распределения ВЭ (КМ) получены формулы, которые имеют следующий вид: ДЕ) ~ к(Е)(Е + + Е, )-5; второй сомножитель пропорционален числу ВЭ с энергией Е или функции распределения неравновесных ВЭ ДЕ). Параметры 5 и Е, в разных теориях различны. В работе [17], например, 5 ~ 2; Е, - разность энергий между £уас и дном зоны проводимости. На практике Е, заменяется подгоночным значением [19]. Так, в работе [13] при интерпретации СВЭЭ по нормали к поверхности "(100) использовалось выражение для фоновой каскадной кривой (рис. 1, штрих-пунктирная кривая 2) со следующими значениями параметров (согласно [19]): к(Е) = Е/(Е + Еп), где Еп = 2.7 эВ; 5 - 1.88; Е, = еф. Наблюдаемая в экспериментах ТС СВЭЭ не может быть объяснена теориями в модели сво-
0
5
ТОНКАЯ СТРУКТУРА СПЕКТРОВ ВТОРИЧНОЙ ЭЛЕКТРОННОЙ ЭМИССИИ
109
бодных электронов без учета влияния ЗС. Последующая интерпретация ТС СВЭЭ базировалась на двух различных физических подходах, аналогичных "статистическому" [11, 12, 14, 15] (электроны эмит-тируются из блоховских высоколежащих состояний, заполнение которых имеет статистический характер) и "термодинамическому" [13, 20] (рассматривается термодинамическое равновесие между электронной подсистемой эмиттирующе-го кристалла и газом свободных электронов над его поверхностью) подходам к выводу основного уравнения термоэлектронной эмиссии. Авторы первого подхода [11, 12] сравнивали экспериментальные спектры (кривая 3 на рис. 2в) с расчетной объемной плотностью состояний р(Е); при этом в пренебрежении уширением энергетических уровней проанализировано только положение линий в спектре, а не их форма и интенсивность; игнорировалось влияние скоростей электронов, переносящих ток; не продемонстрированы границы применимости предельного перехода к одномерной р(Е). Авторы второго подхода на основе принципа детального равновесия устанавливают связь между эмиссионными и отражающими свойствами поверхности, при этом, введя ряд упрощающих предположений, сводят проблему определения ТС СВЭЭ к расчету интенсивностей ДМЭ. Существует взаимосвязь, отражающая глубокую общность понятий о ДМЭ и ЗС, и различие между этими подходами. Так, на удивление, Федер [13, 20] относительно успешно интерпретировал как результаты [11, 12] (крив
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.