SQUID-Magnetometrie

Das Herzstück des Magnetic Property Measurement System (MPMS), Typ MPMS XL5, der Firma Quantum Design (San Diego, USA) ist ein SQUID Sensor, der mit Hilfe des Josephson-Effektes den magnetischen Fluss einer Probe de-tektieren kann. Durch makroskopische Quanteninterferenz zweier parallel ge-schalteter Josephson-Kontakten ist der Josephson-Strom durch den Ring bereits durch kleine Magnetfelder beeinussbar [Kit02]. Eine ausführlichere Beschrei-bung ndet sich in [Stä05]. Mit dieser Anordnung können magnetische Kenn-größen in homogenen Magnetfeldern von -70000 Oe bis +70000 Oe und in ei-nem Temperaturbereich von 1.7 bis 370 K gemessen werden. Das MPMS enthält einen Helium(4)-Kryostaten mit einer Helium(4)-Gasstromkühlung, die es er-laubt, die Temperatur der Probe über einen geregelten Gasstrom einzustellen.

Des Weiteren enthält das SQUID supraleitende Magnet- und Detektionsspulen.

Zur Messung wird die Probe durch die Detektionsspulen bewegt. Hierbei indu-ziert die Probe durch ihr magnetisches Dipolmoment einen Storm in den De-tektionsspulen. Diese sind mit dem eigentlichen SQUID-Sensor gekoppelt, der als Strom-Spannungs-Wandler aufgefasst werden kann. Die Änderungen des in den Detektorspulen induzierten Stromes erzeugt eine Änderung der SQUID-Ausgangsspannung, die proportional zur Magnetisierung der Probe ist.

In Abb. 2.7 ist eine schematische Darstellung des Detektionssystems gezeigt.

Es besteht aus den SQUID-Sensorschleifen, einem supraleitenden tor, einem SQUID-Sensor und Steuerelektronik. Der supraleitende Transforma-tor enthält eine Heizungswicklung, die den SQUID-Input-Stromkreis in normal-leitenden Zustand bringen kann, um persistente Ströme in den Detektionsspu-len zu eliminieren. Die SQUID-DetektionsspuDetektionsspu-len sind als exakt ausgeglichene Zweite-Ordnung-Gradiometer mit einer Länge von 3 cm konstruiert. Durch die spezielle Anordnung der Wicklungen werden gleichförmige Felder des

supra-Experimentelle Methoden 40

Abbildung 2.7: Darstellung des SQUID-Detektionssystems [Des01].

leitenden Magneten nicht gemessen. Die vom Gradiometer gemessenen Signale werden in den SQUID-Sensor durch den Transformator induktiv eingekoppelt und von der Messelektronik weiterverarbeitet. Beim hier verwendeten RSO-Modus (Reciprocating Sample Option) wird die Probe periodisch mit bis zu 4 Hz bei kleiner Amplitude im Gradiometer bewegt. Diese Bewegung führt zu ei-nem oszillierenden AC-Signal, das vom SQUID-Sensor detektiert wird. Durch Analyse des Signals mit Lock-In-Technik wird tieffrequentes Rauschen unter-drückt. Die RSO-Technik wurde von Diederichs et al. [DOM⁺00] für Quantum Design entwickelt und führte zu einer Verbesserung der Standardabweichung auf 5×10⁻⁸emu (DC Messung), auf eine Sensitivität kleiner 2×10⁻⁹emu für Ma-gnetfelder bis 1 T. Außerdem wurde eine Sensitivität von 5×10⁻⁸emu für exter-ne Felder bis zu 5 T erreicht, die beim bisherigen Messprinzip ein magexter-netindu- magnetindu-ziertes Rauschen, induziert durch den supraleitenden Solenoiden, im Bereich von bis zu 1×10⁻⁶emu verursachten [Stä05].

2.5 Photoemissionsspektroskopie

Das Prinzip der Photoemissionsspektroskopie ist in Abb. 2.8 illustriert. Ein Pho-ton trifft auf die Probe, wo durch dessen Anregungsenergie ein Elektron aus dem besetzten Zustand in einen leeren Zustand oberhalb des Vakuumniveaus angeregt wird. Bei überschüssiger kinetischer Energie (E_K) kann das Elektron aus dem Festkörper austreten. Die Messung der Anzahl Elektronen in Abhän-gigkeit von der kinetischen Energie ergibt ein Abbild der Verteilung der

be-Experimentelle Methoden 41

Abbildung 2.8: Experimentelle Anordnung zur Photoemissionsspektroskopie [FM86].

setzten Zustände im Festkörper. Die Energie des einfallenden Photons kann im ultravioletten Bereich (5 bis 100 eV, UPS), im Bereich der weichen Röntgen-strahlung (100 bis 1000 eV, SXPS) oder im Bereich der harten RöntgenRöntgen-strahlung (> 1000 eV, XPS) liegen. Die gemessene Verteilung wird von Sekundärelektronen überlagert, welche durch Streuprozesse im Kristallgitter entstehen. Die scharfen Peaks im Spektrum entsprechen der kinetischen Energie der extern detektierten Elektronen:

E_K =h·ν−E_B−E_A (2.6)

E_B stellt hierbei die Bindungsenergie und E_A die Austrittsarbeit aus dem Festkörper dar. Alle gemessenen Energien beziehen sich auf das Fermi-Niveau der gemessen Probe, das bei jeder Anregungsenergieh·ν mit Hilfe einer Gold-probe kalibriert wird [Lüt01].

2.6 Röntgenabsorptionsspektroskopie

Bei der Röntgenabsorptionsspektroskopie (XAS) wird im Gegensatz zur Photo-emissionsspektroskopie die Energie der einfallenden Strahlung kontinuierlich variiert und die aus der Probe austretenden Elektronen registriert. Die Detekti-on kann zum einen über die Messung des Stromes, der auf die Probe ießt, er-folgen. Hierbei steht die Probe im leitenden Kontakt mit dem Probenhalter. Die andere Möglichkeit besteht darin, die austretenden Elektronen mit einem Zähler zu messen. Hier ndet in der Regel ein Channeltron Anwendung, das Anzahl und kinetische Energie der austretenden Elektronen aus der Probe misst. Somit ist die Messung der absorbierten Strahlung möglich. Diese nimmt monoton mit

Experimentelle Methoden 42

Abbildung 2.9: Darstellung des Röntgenabsorptionsprozesses [Stö91].

der Photonenenergie ab, ausgenommen an den Absorptionskanten, an denen die Photonenenergie die Ionisationsenergie der Atomschalen erreicht. Die Ab-sorptionskanten stellen den interessanten Bereich bei den XAS-Messungen dar, da sie elementspezisch sind und in ihrer Feinstruktur Rückschlüsse auf die chemische Umgebung der Elemente zulassen. Ursächlich für diese Feinstruk-tur sind Interferenzeffekte der Wellenfunktion der Photoelektronen mit Nachba-ratomen. Zur Durchführung der Experimente muss Synchrotronstrahlung ver-wendet werden. Nur sie verfügt über die nötige Intensität und über ein konti-nuierliches Spektrum, um elementspezisch bis zur Ionisationsenergie anregen zu können.

Abb. 2.9 zeigt den Röntgenabsorptionsprozess. Die einfallende Strahlunghν regt Elektronen aus dem der Anregungsenergie entsprechenden Niveau an. Ein Photoelektron entsteht, wobei das entstehende Loch aus dem nächst höheren Energieniveau aufgefüllt wird. Die Energiedifferenz zwischen dem ausgeschla-genen Photoelektron und dem auffüllenden Fluoreszenzphoton wird durch die Freisetzung eines Augerelektrons ausgeglichen, das den Festkörper verlässt und gemäß Anzahl und Energie detektiert werden kann. Somit wird die Absorpti-onswahrscheinlichkeit von Röntgenstrahlen in Abhängigkeit der variablen An-regungsenergie gemessen [Stö91].

Aufgrund eines einfallenden Photons der Energiehνwird ein Photoelektron aus der K-Schale des Atoms i ausgeschlagen und verlässt mit der kinetischen

Experimentelle Methoden 43

Abbildung 2.10: Schematische Darstellung des XAS-Prozesses. Ein emittiertes Elektron wird vom Nachbaratom im AbstandRjgestreut [FM86].

Energiehν−E_Bden Festkörper [Abb. 2.10]. Dieses ausgeschlagene Photoelek-tron kann als eine kugelsymmetrische Welle der Wellenzahlk= ^2π_λ mit

k= p

~ =

p2m(~ω−E_B)

~ (2.7)

und der mit einer Wellenfunktion der Form ψ= ψ₀exp^ik·r

r (2.8)

dargestellt werden. Die von Atomiabstrahlende Welle erreicht das Atom j im AbstandR_j. Sie wird gestreut, so dass die Wellenfunktion von Atomjmit

ψ_j = ψ₀fexp^ik·Rj+φi

R_j (2.9)

beschreiben werden kann, wobeif der Atomstreufaktor undφ_i die Phasen-verschiebung darstellt. Wenn die gestreute Welle zu Atomizurückläuft, besitzt sie die Wellenfunktionψ_ij

ψ_ij =ψ₀fexp^ik·Rj+φi

R_j ·exp^ik·Rj+φj

R_j . (2.10)

Dies entspricht der Wellenfunktion des abgestrahlten Photoelektrons des Atoms i, welches vom Nachbaratomj mit der Amplitudef rückgestreut wur-de und dabei eine einfallenwur-de Elektronenwelle produziert. Die Interferenz zwi-schen ab- und einstrahlender Welle bedingt die Feinstruktur der Röntgenab-sorptionsmessungen [FM86].

Experimentelle Methoden 44

Abbildung 2.11: Strahlgang am BESSY.

Die XAS-Messungen wurden am Berliner Elektronenspeicherring für Syn-chrotronstrahlung (BESSY) durchgeführt. Dazu besteht eine Kooperation mit der Deutsch-Russischen Beamline (RGBL-PGM) mit Herrn Dr. Yu. S. Dedkov von der Universität Dresden. Abb. 2.11 zeigt den Verlauf des Röntgenstrahles am BESSY.