Surfactant-Wirkung von Indium auf das Wachstum von Kobalt auf der Kupfer(111)-Oberfläche unter Berücksichtigung der Legierungsbildung von Indium auf Kupfer(111)

Surfactant-Wirkung von Indium auf das Wachstum von Kobalt auf der Kupfer(111)-Oberfläche

unter Berücksichtigung der Legierungsbildung von Indium auf Kupfer(111)

Dissertation vorgelegt von H ^ELMUT W ^IDER

Universität Konstanz

Mathematisch-Naturwissenschaftliche Sektion

Fachbereich Physik

Surfactant-Wirkung von Indium auf das Wachstum von Kobalt auf der Kupfer(111)-Oberfläche

unter Berücksichtigung der Legierungsbildung von Indium auf Kupfer(111)

Dissertation zur Erlangung des akademischen Grades des Doktors der Naturwissenschaften

(Dr. rer. nat.)

an der Universität Konstanz Fachbereich Physik AG Prof. Dr. G. Schatz

vorgelegt von

H ^ELMUT W ^IDER Konstanz, April 2002

Tag der mündlichen Prüfung: 17.06.2002 Referent: Prof. Dr. G. Schatz

Referent: Priv. Doz. Dr. Ch. Niedermayer

Da die Nadeln aus Cobaltum so schwer zu verfertigen sind, sollte ein leichter Zusatz von einem anderen Metall, der es geschmeidiger machte, dem Magnetismus schaden?

Georg Christoph Lichtenberg¹

Titelbild:

Phasendiagramm für das Wachstum von Kobalt auf der Kupfer(111)-Oberfläche, unter Verwendung von Indium als Zwischenschicht (Kap. 5.2).

1 Physikalische und philosophische Bemerkungen, Sudelbücher Heft L, 1796 - 1799

Inhaltsverzeichnis

1 Einleitung 1

1.1 Motivation, Zum Begriff des „Surfactants“ ... 1

1.2 Surfactants in metallischen Schichtsystemen... 4

2 Der Wachstumsprozess in der Molekularstrahlepitaxie 9 2.1 Thermodynamische Beschreibung des Schichtwachstums ... 9

2.2 Kinetik des Filmwachstums ... 11

2.2.1 Nukleationsprozess... 13

2.2.2 Ausbildung der Wachstumsfront... 14

2.2.3 Surfactant-unterstütztes Wachstum... 15

2.3 Legierungsbildung auf Oberflächen ... 18

3 Schichtherstellung und Charakterisierung 21 3.1 MBE-Anlage MEDUSA und Aufdampfprozess ... 21

3.2 Substrate ... 24

3.2.1 Cu(111)-Einkristallsubstrat ... 24

3.2.2 Cu(111)-Keimschichten auf Al₂O₃... 26

3.3 Elektronenbeugung an Oberflächen ... 26

3.3.1 Kinetische Beugungstheorie... 27

3.3.2 Elektronenbeugung an Oberflächen im streifenden Einfall ... 30

3.3.3 MEED-Oszillationen ... 31

3.3.4 MEED-Experiment... 34

3.3.5 LEED... 35

3.4 Augerelektronen-Spektroskopie... 36

3.4.1 Wachstumskurven ... 37

3.5 Rastertunnelmikroskopie... 39

3.5.1 Spitzenpräparation... 40

3.6 Gestörte γγ-Winkelkorrelationsspektroskopie... 40

3.6.1 Präparation des ¹¹¹In-Sondenmaterials... 44

4 Legierungsbildung von In auf der Cu(111)-Oberfläche 45 4.1 MEED und LEED-Untersuchungen... 45

4.2 PAC-Ergebnisse ... 55

4.3 AES-Wachstumsuntersuchungen ... 57

4.4 Oberflächenmorphologie... 59

4.5 Zusammenfassung ... 62

5 Einfluss von In auf das Wachstum von Co auf Cu(111) 65

5.1 Das System Cu(111)/Co...65

5.2 Das System Cu(111)/In/Co ...73

5.2.1 MEED-Untersuchungen...73

5.2.2 Relaxationsverhalten der in-plane-Gitterkonstanten...79

5.2.3 PAC-Ergebnisse und In-Segregation ...80

5.2.4 AES-Wachstumsuntersuchungen...83

5.2.5 In-Segregation und In-Einbaurate ...88

5.2.6 Oberflächenmorphologie und Nukleationsverhalten ...90

6 Zusammenfassung 97

7 Anhang 101

8 Literaturverzeichnis 102

1 Einleitung

1.1 Motivation, Zum Begriff des „Surfactants“

Ültradünne metallische Schichten und Schichtsysteme, wie sie heute mit der Molekularstrahlepitaxie (MBE²) und verwandten Methoden³ standardmäßig hergestellt werden können und zum Teil aus nur wenigen atomaren Lagen bestehen, sind sowohl für die physikalische Grundlagenforschung als auch im Hinblick auf potentielle Anwendungen von anhaltendem Interesse⁴. Besondere Aufmerksamkeit gilt dabei Schichtsystemen mit magnetischen Materialien, so hat die Verwendung von 3d-Übergangsmetallen in Multischichten zur Entdeckung neuer physikalischer Phänomene, wie der magnetischen Interlagenkopplung [Grü86, Par90, Par91] und dem Riesenmagnetowiderstand (GMR⁵) geführt [Bai88], die bereits in der Entwicklung neuartiger sensorischer Bauelemente mündete [IBM]. Schichtsysteme aus Kobalt/Kupfer zeigen dabei in Bezug auf die technologische Anwendung mit das größte Potential. So konnten an sputterdeponierten Multischichten, die präferenziell (111)-Orientierung aufweisen, GMR-Effekte von bis zu 65% bei Raum- temperatur erzielt werden [Par91, Mos91, Hal96].

Bei Systemen dieser räumlichen Ausdehnung, d.h. von der Größenordnung nur weniger nm in wenigstens einer Raumrichtung, wird zunehmend der Bereich der eingeschränkten Dimensionalität erreicht, indem Effekte der endlichen Systemgröße eine Rolle spielen und die physikalischen Eigenschaften durch die gebrochene Symmetrie an den Grenz- und Oberflächen oft drastisch modifiziert werden. Dies ist z.B. bei der erwähnten magnetischen Interlagenkopplung der Fall, wo die Reichweite der Wechselwirkung in der Größenordnung der Schichtdicken liegen. Werden solche Schichten zusätzlich lateral im gleichen Größenbereich strukturiert, oder nutzt man Selbsorganisationsphänomene beim Wachstum dieser Schichten aus, gelangt man in den Bereich der sog. Nanostrukturen, einem ebenfalls hochaktuellen Gebiet der physikalischen Forschung, welches Thema des Sonderforschungsbereich 513 an der Universität Konstanz ist, in dessen Rahmen diese Dissertation angefertigt wurde [SFB98].

Zusätzlich zu diesen finite-size-Effekten werden, aufgrund des größeren Verhältnisses von Grenzflächen zu Volumen, die Morphologie und die strukturellen Eigenschaften der Grenzflächen immer wichtiger. Diese wiederum werden maßgeblich durch die Wachstumsmechanismen und dem sich daraus ergebenden Wachstumsmodus der Schichten

2 MBE: Molecular Beam Epitaxy

3 Hier sind vor allem die Sputterdeposition und Laserablation, PLD (Pulsed Laser Deposition), zu nennen.

4 Die in der vorliegenden Arbeit verwendete Terminologie hält sich bei der Verwendung von Abkürzungen an die englischen Fachausdrücke, da diese in der Fachsprache gängig sind.

5 GMR: Giant MagnetoResistance

festgelegt. Diese können durch die von aussen kontrollierbaren Wachstumsparameter, wie Substrattemperatur und Depostionsrate, in Grenzen beeinflußt werden.

Um strukturell hochwertige Filme mit glatten Grenzflächen herzustellen, strebt man ein Schichtwachstum an, bei dem die atomaren Lagen möglichst nacheinander aufgefüllt werden und so zu einer glatten Wachstumsfront führen. Dieser Wachstumsmodus ist für eine gegebene Materialkombination von Substrat und Adsorbat aber oft nicht von selbst gegeben (Kap. 2) und kann auch durch Variation der kontrollierbaren Parameter oft nicht oder nur eingeschränkt erreicht werden. So steht einer erhöhten Aufdampftemperatur, die wie in Kapitel 2 erläutert wird Lagenwachstum begünstigt, oft massive Interdiffusion an der Grenzfläche entgegen.

An mittels MBE-Technik hergestellten Kobalt/Kupfer(111)-Schichtsystemen, die aufgrund des epitaktischen Wachstums über bessere strukturelle Güte verfügen sollten als die sputterdeponierten Systeme, wurde zu Beginn der 90er Jahre keine oder nur eine schwach ausgeprägte, für den GMR essentielle, antiferromagnetische Kopplung nachgewiesen.[Ege92, Par92, Joh92, Schr93]. Dies konnte in der Folge eindeutig auf die Bedingungen beim epitaktischen Wachstum zurückgeführt werden [Ton93, Fig93, Cam94](siehe Kap. 5.1).

Eine relativ neuartige Methode den Parameterraum für das Wachstum zu erweitern, ist die Ausnutzung des sog. Surfactant-Effekts. Es hat sich gezeigt, dass bei der Verwendung einer zusätzlichen Spezies zwischen Adsorbat und Substrat, dem Surfactant, sich die strukturellen und damit physikalischen Eigenschaften der Schichten und ihren Grenzflächen modifizieren lassen. In einem einfachen Bild übernimmt hierbei der Surfactant die Rolle eines Wachstumskatalysators und verbessert dabei das Wachstum des abgeschiedenen Films in der Regel in dem Sinne, dass ein Übergang von einem rauhen, dreidimensionalen (3D) Inselwachstum zu einem atomar glatten, zweidimensionalen (2D) Lage-für-Lage-Wachstum zu beobachten ist (siehe Kap. 2). Die Surfactant-Spezies sollte dabei möglichst wenig in das atomare Gefüge des aufwachsenden Films eingebaut werden, sondern durch Platzwechselvorgänge ständig an die Oberfläche segregieren und dort für die die nächste zu wachsende atomare Lage als Wachstumskatalysator zur Verfügung stehen. Diese kritische Bedingung für einen Surfactant ist in den unterschiedlichen Schichtsystemen, in denen bisher ein Surfactant-Effekt nachgewiesen werden konnte, einmal mehr oder weniger erfüllt.

Insgesamt wurde der Frage nach dem Verbleib der Surfactant-Spezies, wieviel z.B. an der Grenzschicht verbleibt oder wieviel und auf welchen Gitterplätzen in die Adsorbatschicht eingebaut wird, eher geringe Aufmerksamkeit geschenkt.

Einen neuen Zugang zu diesem Problem kann hier die Methode der gestörten γγ-Winkel- korrelationspektroskopie (PAC⁶) eröffnen, wenn man ein PAC-geeignetes Isotop benutzt, das gleichzeitig in einem Dünnschichtsystem als Surfactant wirkt. Die PAC ist sensitiv auf Hyperfeinwechselwirkungen und damit eine lokale Methode auf atomarer Längenskala. Es können elektrische Feldgradienten und magnetische Hyperfeinfelder am Kernort der PAC- Sondenatome detektiert werden, die Auskunft über die direkte Sondenumgebung und damit über den besetzten Gitterplatz geben können. ¹¹¹In ist ein gut zu handhabendes PAC-Isotop, das ohne die Benutzung von Beschleunigern auf Oberflächen thermisch in sehr geringer Verdünnung von typischerweise 10^-4 Monolagen (ML) deponiert wird.

6 Perturbed Angular Correlation

Ziel der vorliegenden Arbeit war es, gestützt auf die in der Literatur gegebenen experimentellen Erfahrungen von anderen Systemen, eine mögliche Surfactant Wirkung von Indium beim Wachstum von Kobalt-Schichten auf der Kupfer(111)-Oberfläche nachzuweisen und die Wirkungsmechanismen zu untersuchen. Für die zweifelsfreie Identifikation der Wachstummodi wurde Beugung von mittelenergetischen Elektronen (MEED⁷) unter streifendem Einfall eingesetzt, die während des thermischen Aufdampfens durchgeführt werden kann. Mit dieser Untersuchungsmethode ist man darüber hinaus in der Lage Informationen über die Veränderung der in-plane⁸ Gitterkonstanten, d.h. zum Relaxationsverhalten der oberflächennahen atomaren Lagen, der Struktur und der Facettierung von Inseln auf Oberflächen zu gewinnen.

Das Kobalt-Schichtwachstum sollte Indium-Zwischenschichtabhängig untersucht, und speziell die Morphologie der Wachstumsfront und das Nukleationsverhalten untersucht werden. Dazu gehört auch die Charakterisierung der Substratoberfläche bei Belegung mit der Surfactant-Spezies, bei der sich in diesem Fall interessante Phänomene zeigten, wie die Bildung von in der Literatur bisher nicht beschriebenen, geordneten Kupfer-Indium Oberflächenlegierungen.

Der Aufdampfprozess fand in einer MBE-Anlage unter Ultrahochvakuum- (UHV) Bedingungen statt. Als Charakterisierungsmethoden standen während des Aufdampfens MEED und Augerelektronenspektroskopie (AES) zur Verfügung. Ohne Bruch des Vakuums konnten niederenergetische Elektronenbeugung (LEED⁹), Rastertunnelmikroskopie (STM¹⁰) und PAC-Untersuchungen durchgeführt werden.

Nach der in diesem Kapitel gegebenen Einleitung in die Problemstellung und dem gegenwärtigen Stand der Erforschung des Surfactant-Effekts in metallischen Schichtsystemen werden in Kapitel 2 die grundlegenden Aspekte des Wachstums ultradünner Schichten und dem Anfangsstadium dieses Wachstums, der Nukleationsphase, dargelegt. Desweiteren werden der Einfluss und die möglichen Wirkungsmechanismen eines Surfactants diskutiert.

Kapitel 3 widmet sich der Schichtherstellung und den angewandten Charakterisierungs- methoden unter besonderer Berücksichtigung von MEED, zu dem auch die grundlegenden theoretischen Konzepte erörtert werden.

Die Vorstellung und Diskussion der damit erzielten Ergebnisse in Hinblick auf die Legierungsbildung von In auf der Kupfer(111)-Oberfläche schließt sich im Kapitel 4 an.

In Kapitel 5 werden die Ergebnisse der Untersuchungen zum Surfactant-Effekt von Indium auf das Kobalt/Kupfer-System dargestellt und diskutiert.

7 Medium Energy Electron Diffraction

8 parallel zur Schichtebene

9 Low Energy Electron Diffraktion

10 Scanning Tunneling Microscopy

1.2 Surfactants in metallischen Schichtsystemen

In diesem Abschnitt soll der Stand der Forschung zum Einsatz von Surfactantspezies in metallischen Schichtsystemen anhand von Beispielen diskutiert, sowie ein Überblick über die bisherige Literatur gegeben werden.

Tabelle 1.1 zeigt eine Übersicht über bisher erschienene Publikationen zum Surfactant- Effekt in metallischen Schichtsystemen.

Tabelle 1.1: Übersicht über die Verwendung und Untersuchung von Surfactants in metallischen Schichtsystemen ([Ayr98], ergänzt).

System Surfactant Analysetechniken Literatur

Homoepitaxie:

Ag/Ag(111) O, Sb, In, Pt XRD¹¹, STM [Veg92], [Vri94], [Mey96], [Veg96]

Ag/Ag(100) Sb STM, XRD [Veg95], [Alv00]

Cu/Cu(100) O, N, CO, In XPS¹², XRD, RHEED [Ege89], [Veg95b], [Yat97]

Cu/Cu(111) In, Pb XRD, TEAS¹³, STM [Veg95c], [Cam98]

[Cam98b], [Fer00]

Ni/Ni(100) O, Pb STM, RHEED¹⁴ [Hwa92], [Iwa97]

Pt/Pt(111) O STM [Esch94]

Fe/Fe(100) O TEAS, XPS [Mor01]

Ru/Ru(0001) O RHEED [Alb99]

Heteroepitaxie:

Ni/Cu(100) O, N, CO XPS, RHEED [Ege89]

Fe/Cu(100) O, N, CO, F XPS, RHEED, LEED [Ege89], [Ste88], [Kir95], [Ege98]

Fe/Cu(111) Pb LEED I-V¹⁵, AES, STM [Pas00]

Fe/Au(100) Au (Selbst- Surfactant-Effect)

LEED, STM, STS¹⁶ [Blu99], [Her98]

Au/Ru(0001) O STM [Hwa92]

Cu/Ru(0001) O Messungen der Austrittsarbeit, STM

[Wol96], [Wol97], [Mei01]

11 X-Ray-Diffraktion (Röntgenbeugung)

12 X-Ray Photoelektron Spectroscopy (Röntgenphotoelektronenspektroskopie)

13 Thermal Energy Atom Scattering (Thermalenergetische Atomstreuung)

14 Reflexion High Energy Electron Diffraction (Hochenergetische Elektronenbeugung in streifenden Einfall)

15 Low Energy Electron Diffraktion Spectroscopy (Spektroskopie niederenergetisch gebeugter Elektronen)

16 Scanning Tunneling Spectroscopy (Rastertunnelspektroskopie)

Pt/TiO₂(110) CO XPS, LEIS¹⁷ [Ste95]

Ag/Al₂O₃ Sb, Ga Widerstandsmessungen, UPS¹⁸ [Lew96]

Ga/Al₂O₃ Sb Widerstandsmessungen, UPS [Lew97]

Ag/InP As XPS, [Scho96]

Ni/Si(111)(7×7) O LEED, RHEED, ESD¹⁹, AES [Mur96]

Ag/Si(111) Sb LEED, STM [Kan97]

In/GaAs(100) Sb SEM²⁰, XRD [Schi97]

(Co/Ni)_n Pb RHEED, XRD, GMR-Mess. [Iwa97]

Co/Cu (Spinvalves)

O, In, Pb, Ag, Au

magnetische Messungen, GMR-Mess., TEM²¹, XPS

[Ege96], [Ege97], [Yan01]

(Co/Cu)_n/Cu(111) Pb LEED I-V, TEAS, magn. Mess. [Cam94], [Cam96], [Kuc97], [Cam01]

Co/Cu(111) Pb LEED I-V, STM, AES, SRPS²² [Pri00], [Xu00]

[Mul01]

Cu/Co/Cu(111) Pb LEED I-V, STM [Pri00b]

Co/Cu(100) O LEED, XPS, magn. Mess. [Nat01]

Co/Cu(110) O TEAS, AES, LEED, SMOKE²³ [Tol98], [Lin01]

V/Cu₃Au(100) O STM [Mül01]

Au/Al₇₂Ni₁₂Co₁₀ In RHEED, XPS [Shi01]

Die erste Arbeit die das Thema „Surfactant“ in metallischen Dünnfilmsystemen behandelte, war die von Steigerwald, Jacob und Egelhoff aus dem Jahre 1988 [Ste88]. Dabei wurde der Effekt von adsorbiertem O auf das Wachstum von Fe auf Cu(100) mittels XPS untersucht. Es zeigte sich, dass eine adsorbierte ML (oder Submonolage) in der Lage war das Wachstum des Fe-Films von 3D-Inselwachstum zu 2D-Lagenwachstum zu verändern. Allerdings galt dies nicht für die anschließende Bedeckung mit Cu, und obwohl der größte Teil des O an die Oberfläche segregierte, gab es Probleme mit der Oxidation des Fe, d.h. ein nicht unerheblicher Teil des O wurde in den Fe-Film eingebaut.

Die Untersuchungen wurden auf eine Reihe von Gasen (O, CO, N) und verschiedene andere Schichtsysteme ausgeweitet, zeigten aber nicht immer den gewünschten Effekt. In diesen Arbeiten wurde bei der Erklärung des Effektes noch auf thermodynamischer Basis, mit dem Vergleich von freien Oberflächenenergien und Bindungsstärken zwischen den beteiligten Materialien, argumentiert.

Für die Homoepitaxie von Ni zeigte sich, dass O nicht den Wachstumsmodus änderte, dafür aber das Nukleationsverhalten, aufgrund der auftretenden Rekonstruktion der Sauerstofflage.

17 Low Energy Ion Scattering (Niederenergetische Ionenbeugung)

18 Ultraviolet Photoelectron Spectroscopy (Ultraviolettphotoelektronenspektroskopie)

19 Electron Stimulated Desorption (Elektronenstimulierte Desorption)

20 Scanning Electron Microscopy (Rasterelektronenmikroskopie)

21 Transmission Electron Microscopy (Transmissionselektronenmikroskopie)

22 Synchroton Radiation Photoemission Spectroscopy (Synchrotonstrahlungsphtoelektronenspektroskopie)

23 Surface MagnetoOptical Kerr Effect (Oberflächenmagnetooptischer Kerr-Effekt)

Untersuchungen am System Pt/Pt(111) offenbarten für O einen drastischen Surfactant-Effekt, und hier wurde bei der Erklärung zum ersten Mal mit der Erniedrigung der Stufenkantenbarriere (Schwoebel-Barriere) argumentiert.

Inspiriert von den Erfolgen der metallischen Surfactant-Spezies – In, Sb, As, etc. – in der Halbleiterepitaxie, begannen verschiedene Gruppen Anfang der neunziger Jahre den Einfluss dieser Elemente auf das Wachstum von metallischen Dünnfilmsystemen zu untersuchen. Das erste dieser Systeme war Ag/Ag(111) mit Sb als Surfactant, das von van der Vegt et al. mit einer in-situ-Röntgenbeugungsmethode studiert wurde. Spätere STM-Untersuchungen dieses Systems zeigten ebenfalls ein modifiziertes Nukleationsverhalten, das von 3D-Inseln mit glatten Kanten ohne Sb, zu irregulär geformten, dendritischen aber flachen Inseln mit Sb- Unterstützung führte. Diese Resultate legten nahe, dass Sb die Mobilität der Ag-Adatome auf der Oberfläche, sowie die Diffusion entlang der Inselkanten herabsetzt. Weitere STM- Untersuchungen an diesem System zeigten, dass Sb bevorzugt substitutionelle Gitterplätze in der obersten Ag-Lage einnimmt und durch Platzwechselvorgänge mit Ag-Adatomen stets in der obersten Lage verbleibt, entweder im Innern der aufwachsenden Inseln oder an deren Kanten. An diesem System wurden erstmalig auch systematische Untersuchungen in einem Temperaturbereich von 145 – 300 K und Sb-Belegungen von 0.05 – 0.5 ML durchgeführt.

Auch beim Surfactant-Effekt von In beim Wachstum von Cu auf Cu(100) wurde die Besetzung substitutioneller Gitterplätze beobachtet, sowie ein prozentualer Einbau von 4%

des In in jede aufwachsende Cu-Monolage.

Untersuchungen an homoepitaktischen Systemen, die durch geeignete Manipulation der Oberflächen eine Erhöhung der Zahl von Nukleationskeimen für aufwachsende Inseln realisieren konnten, in Verbindung mit Erfahrungen bei der PLD, die mit sehr hohen Depositionsraten arbeitet und damit ebenfalls eine erhöhte Nukleationsdichte erreicht, wiesen nach, dass dies zur Ausbildung von 2D-Inseln führt und Lagenwachstum induzieren kann.

Neben den Untersuchungen an homoepitaktischen Systemen, die wegen ihrer geringeren Komplexität zur Entschlüsselung der Wirkungsmechanismen des Surfactant-Effekts eine besondere Rolle spielen, wurden von Anfang an Studien an Heterostrukturen durchgeführt, die zusätzlich von hohem technologischen Interesse sind. Von besonderer Bedeutung ist hier die Anwendung von Surfactants in der Herstellung und Untersuchung der physikalischen Eigenschaften von Schichtsystemen mit magnetischen Materialien wie z.B. in Spinventilen.

Im System Co/Cu(111) hat sich Pb als wirksamer Surfactant herausgestellt und wurde in der Folge in einer Reihe von Arbeiten untersucht, bei denen ein gut funktionierender Aufschwim- mechanismus gefunden wurde. Durch die Verwendung von Pb gelang es, den in diesem System auftretenden fcc-hcp-Stapelfehler zu unterdrücken und eine glatte Wachstumsfront zu erzielen (siehe Kap.5.1). In der Folge konnte bei Vielfachschichten eine komplett antiferromagnetische Kopplung gemessen und Spinventile mit verbesserten magnetischen Eigenschaften hergestellt werden. Auch Au und In wurden mit guten Ergebnissen als Surfactant bei der Herstellung von Spinventilen eingesetzt.

In den heteroepitaktischen Systemen konnten die selben diffusiven Mechanismen, wie sie in den homoepitaktischen Systemen zum Surfactant-Effekt beitragen, identifiziert werden, oftmals jedoch in einem stärker eingeschränkten Parameterbereich.

Arbeiten an Au auf Ru mit O als Surfactant wiesen die drastische Erhöhung der Nukleationsdichte durch Erniedrigung der Oberflächendiffusivität nach, was als Ursache für das anschliessend beobachtete Lagenwachstum erkannt wurde.

Eine Reihe von Arbeiten behandelt das Wachstum von Metallfilmen auf Isolator- oder Halbleiteroberflächen unter dem Einfluss einer Surfactant-Spezies und konnten zeigen, dass z.B. elektrische Leitfähigkeit bei deutlich geringeren Bedeckungen einsetzt, was auf flachere Inseln zurückgeführt werden kann, die früher zu einem geschlossenen Film zusammen- wachsen.

Interessante Anwendungen des Surfactant-Effekts sind die Herstellung 2D-V-Filme, um einen möglichen magnetischen Zustand nachzuweisen, oder die Stabilisierung eines 2D-Au- Films auf einer quasikristallinen Oberfläche. Hier ist es durch Tempern des Au-Films gelungen, eine AuAl-Oberflächenlegierung herzustellen, die ebenfalls quasikristalline Symmetrie aufweist, was ohne Surfactant-Unterstützung nicht gelingt.

Darüberhinaus gibt es eine Anzahl von Publikationen, die dieses Thema von theoretischer Seite behandeln und zusammen mit den experimentellen Daten zu einem befriedigenden Bild der Wirkungsmechanismen beim Surfactant-Effekt geführt haben (siehe Kap.2.2.4).

Abb. 1.1: Beispiele für Systeme, in denen der Surfactant-Effekt mit verschiedenen Analysemethoden nachgewiesen wurde: a) Homoepitaxie von Ru(0001) mit O als Surfactant-Spezies, mittels RHEED-Monolagenoszillationen. b) Co auf Cu(111) mit Pb als Surfactant, mittels STM- Untersuchungen [Alb99, Pri00].

Trotz dieser Erfolge gibt es offene Fragen zu diesem Problemkreis. Insbesondere reicht das theoretische Verständnis nicht aus, Vorhersagen darüber zu machen, bei welchem System welche Surfactant-Spezies zum Erfolg führt, und wie sich diese auf die strukturellen und physikalischen Eigenschaften der Filme auswirkt. Experimentell muß insbesondere jeweils ermittelt werden, wie gut oder schlecht der Aufschwimmechanismus in einem System

funktioniert und wo die Surfactant-Atome verbleiben, bzw. eingebaut werden. Ein interessanter Punkt ist hier die Rolle von Oberflächenrekonstruktionen, die bei einer Reihe von Surfactants auf dem Substrat beobachtet wurden. Teilweise hat sich gezeigt, dass die Surfactant-Atome in die oberste Lage eingebaut werden, d.h. man kann hier von einer Oberflächenlegierung sprechen. Da diese Konfiguration in diesen Systemen energetisch begünstigt ist, sollte dies einen Einfluss z.B. auf den oben erwähnten Verbleib des Surfactants haben.

Auch für den Aspekt der Herstellung selbstorganisierter Nanostrukturen auf Oberflächen kann das Studium der Nukleationsphase des Wachstums, unter Beteiligung einer zusätzlichen Spezies, Beiträge leisten. So wurden mittels Belegung von Cu-Oberflächen mit O selbstorganisierte Strukturen geschaffen, die beim anschließenden Aufwachsen von Ni zu Nanostrukturen führten [Rei00].

2 Der Wachstumsprozess in der Molekularstrahlepitaxie

In diesem Kapitel soll ein kurzer Überblick über die wichtigsten Aspekte von Kristallwachstumsprozessen an Oberflächen gegeben werden. Ausgangspunkt ist die thermodynamische Beschreibung, die mittels der freien Oberflächenenergien die auftretenden Wachstumsmodi zu erklären versucht. Da das epitaktische Wachstum in der MBE aber eher als kinetischer Nichtgleichgewichtsprozess zu beschreiben ist, wird die dazu geeignete Beschreibung der Nukleation und der Diffusionsprozesse auf einer Oberfläche vorgestellt. Im weiteren sollen die kinetischen Prozesse, die beim Surfactant-Effekt die entscheidende Rolle spielen, eingehend behandelt werden. Interdiffusion und Platzwechselvorgänge sind dabei für den Surfactant-Effekt essentiell und können unter bestimmten energetischen Bedingungen zur Legierungsbildung an Oberflächen führen. Diese werden in Kapitel 2.3 erläutert.

2.1 Thermodynamische Beschreibung des Schichtwachstums

Abb. 2.1: Wachstumsmodi in der Nukleations- und Wachstumsphase [Bau58].

In der thermodynamischen Beschreibung des epitaktischen Wachstums werden im wesentlichen drei Wachstumsmodi unterschieden (Abb 2.1):

a) Lage-für-Lage-Wachstum (Frank-van der Merve-Wachstum, FM). Bei dieser Art des Wachstums benetzt das Adsorbat das Substrat vollständig, was sich in der

Ausbildung 2D-Inseln und schliesslich in einer geschlossenen Adsorbatmonolage äussert. Nukleation in einer neuen Lage findet erst dann statt, wenn die darunterliegende (annähernd) geschlossen ist.

b) Lagen- mit anschliessendem 3D-Inselwachstum (Stranski-Krastanov-Wachstum, SK). Nach anfänglicher Bildung einer, manchmal auch mehrerer, kompletter Adsorbatmonolagen tritt 3D-Inselwachstum auf.

c) 3D-Inselwachstum (Volmer-Weber-Wachstum, VW). Das anfängliche Wachstum findet hier in der Ausbildung 3D-Inseln statt. Im weiteren Verlauf des Schichtwachstums tritt bereits Nukleation in einer jeweils neuen Lage auf, bevor die darunterliegenden geschlossen sind, was zu einer Poisson-verteilten Bevölkerung der Lagen führt.

Die Wachstumsmodi ergeben sich über die Betrachtung der entsprechenden freien Oberflächenenergien [Bau58, Bau86]:

(2.1) _{∆γn =γA,n +γI,n −γS}

Das Kriterium, welche Art des Wachstums auftritt, ist die Summe ∆γ aus den freien Oberflächenenergie γ_A des Adsorbats, der negativen freien Oberflächenenergie -γ_S des Substrats und γ_I, der Grenzflächenenergie, die stark von der chemischen Wechselwirkung zwischen Substrat und Adsorbat abhängt und experimentell schwer zugänglich ist. Für ideales Lagenwachstum muß für jede Lage n gelten: ∆γ_n ≤0. Dies ist in Strenge nur für die Homoepitaxie erfüllt, wenn γ_A = γ_B und γ_I = 0.

In der Heteroepitaxie muß für Lagenwachstum gelten:

i) γ_A<γ_S und

ii) γ_I sollte klein sein.

Durch eine Gitterfehlpassung zwischen Adsorbat und Substrat kann sich γ_A,n für jede aufwachsende Lage, aufgrund auftretender elastischer Verspannungen und Relaxations- prozesse, etwas von der freien Oberflächenenergie γ_A einer Volumenprobe unterscheiden.

Auch die Grenzflächenenergie enthält einen schichtdickenabhängigen Beitrag aufgrund der Gitterverspannung. Sie wird mit zunehmender Lagenzahl n immer größer, bis ab einer kritischen Lagenzahl n = n_c die FM-Bedingung nicht mehr erfüllt ist und 3D-Inselwachstum einsetzt (SK-Modus). Durch die Bildung 3D-Inseln ist es der Adsorbatschicht möglich, in den Volumengitterabstand zu relaxieren und die weitere Akkumulation von Verspannungsenergie zu verhindern.

Ist Glg. 2.1 zu Beginn des Wachstums (n = 1) nicht erfüllt, benetzt das Adsorbat das Substrat nicht und es setzt sofort 3D-Inselwachstum ein (VW-Modus). Bei Vielfachschichtwachstum, wenn die beteiligten Spezies abwechselnd aufeinander abgeschieden werden und Bedingung i) nicht in beiden Fällen erfüllt werden kann, steht dem Lagenwachstum somit eine thermodynamische Barriere entgegen [Cop89]. Für das Wachstum von Co auf der Cu(111)- Oberfläche, mit den freien Oberflächenenergien γ_Co = 2.790 Jm^-2 und γ_Cu = 1.934 Jm^-2, ist aus

den thermodynamischen Betrachtungen somit nicht mit Lagenwachstum zu rechnen, obwohl die Gitterfehlpassung mit 1.9% eher gering ist.

Tabelle 2.1: Freie Oberflächenenergien und Atomabstände a in der Cu(111) und Co(0001)- Oberfläche, sowie sich daraus ergebende Gitterfehlpassung [Bau86, Win99].

γ_Cu γ_Co a_Cu a_Co Gitterfehlpassung

1.934 Jm^-2 2.790 Jm^-2 2.556 Å 2.507 Å 1.9 %

2.2 Kinetik des Filmwachstums

Die Vielfalt der Wachstumsprozesse, wie sie in der MBE auftreten und in vielen experimentellen Beispielen belegt sind, können allein durch thermodynamische Aspekte, die eine Gleichgewichtskonfiguration beschreiben, nicht erklärt werden. Beim epitaktischen Wachstum spielen somit Nichtgleichgewichtsprozesse eine entscheidende Rolle, die auf der Grundlage eines atomistischen Oberflächenmodells beschrieben werden. Die daraus entwickelten Nukleationstheorien beschreiben anhand von Diffusionsmechanismen Inselbildung und Schichtwachstum in Abhängigkeit der Wachstumsparameter Aufdampfrate und Substrattemperatur.

Abb. 2.2: TSK-Modell der Oberfläche eines fcc-Kristallgitters in (111)-Orientierung, wie sie für einen Cu-Kristall erwartet wird. Dargestellt sind die wesentlichen Elemente (Eckplatz (Kink), Stufe, Defekt) der Substratoberfläche, sowie verschiedene Adsorbat- anlagerungen.

Als Basis zur Beschreibung der kinetischen Prozesse wird das sogenannte TSK-Modell²⁴ herangezogen [Bas75], [Bur58]. Abbildung 2.2 zeigt die wesentlichen, in diesem Modell vorkommenden und auf einer realen Oberfläche anzutreffenden Strukturelemente. Auf einer solchen Oberfläche finden zahlreiche verschiedene, im Normalfall thermisch aktivierte Diffusionsprozesse statt, die im Rahmen einer kinetischen Theorie durch Ratengleichungen quantitativ erfasst werden können. Einige der Prozesse sind in Abb. 2.3 schematisch dargestellt.

Abb. 2.3: Adsorption und anschließend diffusiv getriebene Prozesse von Adsorbatatomen auf einer Oberfläche.

Diffusionsprozesse auf der Oberfläche werden quantitativ durch den Einstein’schen Diffusionskoeffizient D beschrieben; dieser ist von der Diffusionskonstanten, die in das Fick’sche Gesetz eingeht, zu unterscheiden, da diese die kollektive Diffusion bei inhomogener Dichte beschreibt. D resultiert aus der Einstein-Beziehung 〈∆x²〉=2Dt=2Γa²t, die D mit der mittleren quadratischen Auslenkung 〈∆x²〉 entlang einer Koordinate, dem Diffusionsintervall t, der Länge a des Sprungs von einem Gitterplatz zum nächsten und die thermisch aktivierte Sprungrate Γ miteinander verknüpft. Das Diffusionsatom muß beim Sprung zum nächsten Gitterplatz eine Energiebarriere E_A überwinden, die ein Arrhenius- Verhalten der Sprungrate Γ=ν0^exp(−^EA^/kB^T) mit der Versuchsfrequenz ν0 zur Folge hat.

Damit ergibt sich folgendes Temperatur-Verhalten für den Diffusionskoeffizienten:

(2.2) ^kBAT

E

e D D= ₀ ⁻

Der Vorfaktor D₀ ist von der Größenordnung 10^-3 cm²/s [Kit96] bei entsprechender Sprungfrequenzen ν0 ≈ 10¹² - 10¹³ Hz. Gleichung (2.1) gilt für jede thermisch aktivierte Diffusion. Selbstverständlich muß die für den jeweiligen Prozeß korrekte Diffusionsbarriere E_A, mittlere Sprungweite a und Versuchsfrequenz ν0 (welche dadurch festgelegt ist, wie oft ein diffundierendes Adatom auf die jeweilige Barriere trifft) eingesetzt werden. Eine ausführliche Darstellung der Grundlagen der Oberflächendiffusion findet sich in [Bin81].

24 TSK: Terrace-Step-Kink, auch TLK-Modell (L: Ledge)

2.2.1 Nukleationsprozess

Die Abhängigkeit des Wachstumsprozesses von Parametern, wie der Aufdampfrate, Temperatur und Inseldichte, kann mit einem Ratengleichungsmodell von Venables [Ven84, Ven87, Ven94] erhalten werden. Voraussetzungen diese Modells sind

• eine perfekte Oberfläche ohne Defekte,

• eine zeitlich konstante und homogene Aufdampfrate,

• die Annahme, dass Atome nicht desorbieren, und

• die Existenz einer kritische Clustergröße i.

Die aufgedampften Atome diffundieren so lange auf der Oberfläche, bis sie zu einer stabilen, nicht mehr dissoziierenden Insel aggregiert sind. Der kleinste stabile Cluster besteht dann aus (i + 1) Atomen. Man erhält mit den gegebenen Voraussetzungen

(2.3)

∑

=

−

=

1

s s s

1 k N

N dt F

dN₁

als Ratengleichung der Anzahldichte N₁ der Monomere. N₁ erhöht sich um die Aufdampfrate F und wird dadurch erniedrigt, dass Monomere an schon vorhandenen Inseln der Größe s mit der "Haftstärke" k_s eingefangen werden. Die genaue schrittweise Ableitung der weiteren Größen wird in [Die00] diskutiert, an dieser Stelle werden nur die wichtigsten Ergebnisse angegeben. Nimmt man an, dass die kritische Clustergröße i = 1 ist, ergibt sich für die Rate aller Inselgrößen ^dN_dt =k₁N₁². Das bedeutet, daß sich die Anzahl der Inseln durch die Vereinigung von jeweils zwei Monomeren erhöht.

Läßt man i variabel, so kann man für große Zeiten t annehmen, dass es hauptsächlich eine typische Inselgröße 〈s(t)〉 gibt. Dann ist es möglich, die Inselgrößenverteilungsfunktion mit einem verallgemeinerten Skalen-Ansatz darzustellen [Ven94, Ama94]. Damit erhält man einen Zusammenhang zwischen makroskopischen, messbaren Größen wie der Inseldichte N, bzw. der Aufdampfrate F und mikroskopischen Größen wie dem Diffusionskoeffizienten D und der kritischen Clustergröße i

(2.4) ^{i 2}

i

F N D^{− +}



 



∝ ,

d.h. die induzierte Inseldichte auf einer Oberfläche steigt mit höherer Depositionsrate an, und über die Temperaturabhängigkeit der Diffusionskonstanten nimmt die Inseldichte mit höherer Substrattemperatur ab. Diese Gleichung hat jedoch nur Gültigkeit, wenn N fast unabhängig von t und damit von der Bedeckung ist. Dies ist im späten Nukleationsregime, dem sog. Aggregationsregime von ca. 0.05 bis ca. 0.33 ML der Fall. Davor ist die Monomerdichte N₁ größer als die Inseldichte, die aber aufgrund der Nukleation von neuen Inseln ansteigt. Das intermediäre Regime ist dadurch gekennzeichnet, dass N > N₁ ist, und die Monomerdichte weiter abnimmt, da die vorhandenden Inseln als Nukleationszentren für die Monomere wirken. Im Aggregationsregime ist N nahezu konstant und N₁ sinkt weiter, da jedes Adatom entweder auf oder in unmittelbarer Umgebung einer Insel landet und dann zur

Insel diffundieren kann. In diesem Bereich ergibt sich mit einer mittleren Inselgröße 〈s〉 eine ausgezeichnete Längenskala. Für Experimente ist im wesentlichen dieser Bereich zugänglich.

Danach erreicht man den Bereich, in dem die Inseln beginnen miteinander zu verschmelzen bzw. zusammenzuwachsen. Berücksichtigt man beim Ratenansatz den Einfluß von Defekten auf der Oberfläche, so ergeben sich zusätzliche Faktoren in den Ratengleichungen. Ein Modell, das die Änderungen der Inseldichte durch zufällig verteilte Punktdefekte auf dem Substrat beschreibt, wurde von Heim [Hei96] angegeben. Er fügt eine zusätzliche Einfangenergie E_trap mit ins Modell ein, so dass ein Atom diese Energiebarriere überwinden muß, um aus einer Defektfalle herauszukommen. Jensen [Jen98] untersucht ebenfalls den Einfluß von Defekten, die eine so hohe Einfangsenergie haben, dass ein Entkommen unmöglich ist, und betrachtet zusätzlich eine mögliche Desorption der Atome. Er findet für kleine Aufdampfraten eine von dieser Rate unabhängige Inseldichte, da auf allen Defekten, und nur dort, Inseln wachsen. Dann gibt es einen Zwischenbereich, in dem die Nukleation von Defekten und defektfreien Bereichen bestimmt wird, und für hohe Raten wird das System durch die homogene Nukleation ohne Nukleationskeime beschrieben.

2.2.2 Ausbildung der Wachstumsfront

Für die Rauhigkeit der Wachstumsfront ist letztlich der Massentransport zwischen den verschiedenen Lagen entscheidend [Ros93, Kun93]. Dieser wird limitiert durch eine Diffusionsbarriere, die dem Überschreiten einer Stufe durch ein Adatom entgegensteht und Ehrlich-Schwoebel-Barriere oder einfach nur Schwoebel-Barriere genannt wird [Ehr66, Schw66, Mey95]. Die Schwoebel-Barriere ist genauer definiert als die Differenz zwischen der Energiebarriere für das Herabschreiten von einer Stufe und der Diffusionsbarriere auf einer Terrasse (Abb. 2.4).

Abb. 2.4: Schematische Darstellung zur Definition der Schwoebel-Barriere. Ge- zeigt ist der Potentialverlauf für ein auf der Oberfläche über eine Stufe hinweg diffundierendes Adatom. E_A: Akti- vierungsenergie der Oberflächen- diffusion, E_S: Schwoebel-Barriere, E_K: Energieabsenkung an einem Stufenplatz.

Die Schwoebel-Barriere kann daher rühren, dass beim Diffusionsschritt von der Insel die Koordination des Atoms kurzzeitig reduziert wird ("Roll-over-Prozeß", siehe Abb. 2.5). Falls

das Verlassen der Inseloberfläche mit einem "Push-out-Prozeß" verbunden ist (Abb. 2.5), ist der zusätzliche energetische Aufwand für die Versetzung des Atoms in der ersten Lage der Grund für die Schwoebel-Barriere.

Abb. 2.5: Schematische Darstellung der zwei Möglichkeiten, wie ein Adatoms eine Insel- oberfläche an der Stufenkante verlassen kann.

Mit größer werdender Schwoebel-Barriere steigt die Wahrscheinlichkeit, ein auf der Insel

"gefangenes" Adatom anzutreffen, und damit wiederum steigt auch die Wahrscheinlichkeit der Nukleation eines Inselkeims auf einer Insel. Definiert man R_c als den kritischen Radius, ab dem eine solche Nukleation stattfindet, und R_co als den mittleren Inselradius, ab dem die Inseln anfangen zusammenzuwachsen, erhält man im Fall R_c< R_co eine rauhe Wachstumsfront, da dann in der zweiten Lage (auf den Inseln) bereits weitere Inseln zu keimen beginnen, während das Wachstum der ersten Lage noch nicht abgeschlossen ist. Für R_c> R_co ergibt sich das oft wünschenswertere Lage-für-Lage-Wachstum [Zha97]. Da z.B. die Stufendichte mit Monolagen-Periodizität oszilliert, ist dieser Wachstumsmodus durch Streuexperimente direkt nachweisbar (vgl. Kap. 3.3.2).

2.2.3 Surfactant-unterstütztes Wachstum

Wie bereits erwähnt, ist der Grund für die Ausbildung einer rauhen Wachstumsfront in der möglichen Nukleation in der zweiten Lage noch während des Wachstums der ersten Lage zu sehen (Kap. 2.1.3). Ein naheliegender Ansatz zur Verbesserung des Wachstums, im Sinne eines Übergangs zum Frank-van-der-Merwe-Modus, ist folglich die Reduzierung der Nukleationswahrscheinlichkeit in der zweiten Lage, indem dort die Population der Adatome verringert wird. Ein wirksames Surfactant muß also zu einer Erhöhung des Massentransports von der zweiten in die erste Lage beitragen. Ist dieser nicht wesentlich weniger effizient als der Transport innerhalb einer Lage, so wird sich zweidimensionales Wachstum einstellen.

Dieser Transport wird nach Gleichung 2.1, wie andere Formen der Diffusion auch, unter anderem limitiert durch die Diffusionsbarriere E_A (in diesem Fall die Schwoebelbarriere E_S) und die Versuchsfrequenz ν₀. An diesen beiden Parametern greifen die möglichen Surfactantwirkungen an.

Erhöhung der Versuchsfrequenz für das Verlassen der Inseloberfläche

Die Frequenz ν0, mit der ein auf der Insel diffundierendes Adatom versucht, diese zu verlassen, kann erhöht werden, indem dafür Sorge getragen wird, daß ein auf der Insel diffundierendes Adatom auf seinem Weg den Rand der Insel öfter trifft. Dies ist dann der Fall, wenn das Verhältnis

tot NP

Q= N der Zahl der Oberflächenplätze auf dem Inselrand N_p zur Gesamtzahl N_tot auf der Insel erhöht wird. Eine Erhöhung der Inseldichte macht dies möglich, da bei höherer Dichte die mittlere Inselgröße kleiner wird, wobei N_tot schneller sinkt als n_p, wodurch Q, wie gefordert, steigt.

Ein Surfactant kann die Inseldichte beispielsweise dadurch erhöhen, dass es die Mobilität der Adatome in der ersten Lage reduziert, wodurch die Wahrscheinlichkeit der Nukleation von Inseln erhöht wird. Die Mobilität in der zweiten Lage, also auf den Inseln, darf aber durch das Surfactant nicht in gleichem Maße gesenkt werden, das sonst auch in der zweiten Lage die Inseldichte steigt und somit nichts gewonnen ist (Konzept der zwei Mobilitäten [Ros95]).

Ein solches Verhalten wurde in Simulation von Oppo et al. [Opp93] (andeutungsweise auch bei Tersoff [Ter94]) für die Homoepitaxie auf Ag(111) mit Sb als Surfactant gefunden. Seinen Rechnungen zufolge bilden die Surfactantatome (Sb), bzw. die von ihnen gebildeten Cluster,

"abstoßende Nukleationszentren". Da die Ag-Atome die vom Sb besetzten Bereiche meiden, ist die ihnen zur Verfügung stehende Fläche und dadurch auch ihre Mobilität eingeschränkt.

Die Diffusion in der zweiten Lage bleibt davon unbeeinträchtigt, da die Sb-Atome erst dann in der zweiten Lage anzutreffen sind, wenn der Platz in der ersten Lage nicht mehr ausreicht.

Eine Erhöhung der Inseldichte kann auch unabhängig vom Einsatz eines Surfactants durch Veränderung der Substrattemperatur (geringere Temperatur zu Beginn einer Monolage, höhere Temperatur während deren Vervollständigung) oder Ionenbeschuß erzielt werden. In [Wul96] wird dies für die Homoepitaxie auf Cu(111) gezeigt, in [Ros93] für die Homoepitaxie auf Ag(111). Beide Veröffentlichungen sind deutliche Belege dafür, daß eine erhöhte Inseldichte, ungeachtet ihres Ursprungs, zweidimensionales Wachstum fördert.

Eine andere Möglichkeit zur Erhöhung von Q ist die Bildung fraktaler Inselformen. Bei diesen ist Q deutlich höher als bei kompakten Formen, was zur Folge hat, dass mehr Kollisionen eines Adatoms in der zweiten Lage mit dem Inselrand stattfinden. Hierzu muß das Surfactant die Barriere für das Umrunden der Inselkante erhöhen. Ein derartiger Effekt wurde experimentell in [Vri94] entdeckt, ebenfalls bei der Homoepitaxie auf Ag(111) mit Sb als Surfactant.

Senkung der Schwoebel-Barriere

Die Veränderung der Schoebel-Barriere ist nicht unbedingt unabhängig von den eben besprochenen Maßnahmen zur Erhöhung der Inseldichte. Da die Diffusionsbarriere in die Definition der Schwoebel-Barriere mit eingeht (Kap. 2.2.3), beeinflußt eine Veränderung der Diffusionsbarriere auch die Schwoebel-Barriere. Wird die Diffusionsbarriere erhöht, so steigt also nicht nur die Inseldichte, sondern die Schwoebel-Barriere verliert ebenfalls an Bedeutung, da ihre Höhe relativ zur Diffusionsbarriere sinkt [Mey95]. Deshalb sind die in der Literatur zu findenden Beispiele für eine Reduzierung der Schwoebel-Barriere (z. B. für Homoepitaxie auf Cu(111) mit Sb als Surfactant [Vri94, Veg92], für Homoepitaxie auf Cu(111) mit In als Surfactant [Veg95] und für Homoepitaxie auf Cu(100) mit In als Surfactant

[Vegb95]) nicht immer ganz eindeutig, was die Ursache der Surfactant-Wirkung betrifft.

Lediglich in [Esch94] wurde für die Homoepitaxie auf Pt(111) mit O als Surfactant gezeigt, dass das Surfactant ohne Veränderung der Inseldichte wirksam wurde, indem es die Schwoebel-Barriere reduzierte.

Die Reduzierung der Schwoebel-Barriere kann - je nachdem, wie das Heruntertreten von den Stufen stattfindet (entweder mit Roll-over-Schritten oder mit Push-out-Schritten) - auf zweierlei Arten geschehen. Zum einen kann durch das Einbauen des Surfactant in die Inselkante die Diffusion entlang der Kanten behindert werden, was zu einer Erhöhung der Zahl der Kink-Plätze führt. An diesen ist das Heruntertreten in die erste Lage einfacher, da am Kinkplatz die Koordination während des Roll-over-Prozesses nicht soweit gesenkt wird, wie an einem reinen Stufenplatz [Kun93]. Die andere Möglichkeit ist der Einbau von Surfactantatomen in die Stufenkanten. Sind die Surfactantatome in den Kantenplätzen nur schwach gebunden, so wird der Push-out-Prozeß begünstigt, und die Schwoebel-Barriere sinkt effektiv. Wie Modellrechnungen zeigen [Mar94, Mar96], werden in einem solchen Fall die Stufenkanten für Atome in der zweiten Lage (auf der Insel) effektiv anziehend, für Atome in der ersten Lage effektiv abstoßend (was wiederum als Nebeneffekt zur Erhöhung der Inseldichte beiträgt).

Aufschwimmen des Surfactant

Das für die Anwendbarkeit eines Surfactants unverzichtbare "Aufschwimmen" auf dem wachsenden Film kann anhand von Simulationen dann erklärt werden, wenn davon ausgegangen wird, dass die Bindungsenergie zwischen den Surfactantatomen (S) und den Substrat- und Adsorbatatomen (A) wesentlich geringer ist als zwischen den Substrat- bzw.

Adsorbatatomen (E_AA> E_AS>> E_SS). Ist dies der Fall, so kann ein auf der Insel diffundierendes Adatom ein in der obersten Lage eingebautes Surfactantatom aus seinem Platz herausdrängen und diesen selbst einnehmen [Zha94].

Eine andere Möglichkeit stellen die experimentell bei der Homoepitaxie auf Cu(111) mit Pb als Surfactant gefundenen und durch Simulation gestützten Ergebnisse dar [Cam98b]. Das Surfactant (Pb) bildet auch in diesem Fall eine komplette Monolage auf dem Substrat in einer 4 x 4 Überstruktur [Cam94], die auch während des Lage-für-Lage-Wachstums erhalten bleibt.

Ein auf dieser Surfactantmonolage landendes Kupferatom rutscht bereits nach kurzer Zeit (d.h. ohne viele Diffusionsschritte auszuführen) unter die Pb-Schicht. Die Bewegung der Cu- Atome findet danach unter der Pb-Schicht durch Platztausch mit anderen Cu-Atomen oder durch Versetzung der selben statt. Der Diffusionsschritt von den Inseln geschieht überwiegend in Form von Push-out-Schritten, ebenfalls unter der Pb-Schicht. Diese Form der diffusiven Bewegung auf der (begrabenen) Kupferoberfläche ist prinzipbedingt deutlich langsamer als die gewöhnliche Oberflächendiffusion auf Cu(111), was, wie oben ausgeführt, zu einer Erhöhung der Inseldichte führt. Dadurch ist dann auch die Barriere für den Massentransport zwischen den Lagen nur noch wenig höher als für Massentransport innerhalb einer Lage, und das Wachstum findet zweidimensional statt. Für das Wachstum von Co auf Cu(111) mit Pb als Surfactant wird aufgrund der Analogie der Beobachtungen der gleiche Mechanismus vermutet [Cam98b]. Dieser Aufschwimmechanismus ist so effizient, dass noch nach dem Wachstum von 50 ML Co das Pb an der Oberfläche zu finden ist [Ege96].

2.3 Legierungsbildung auf Oberflächen

Bei der Bildung von Legierungen müssen vorwiegend thermodynamische Aspekte betrachtet werden. Die Kinetik spielt nur insofern eine Rolle, als sie die Geschwindigkeit eines ablaufenden Prozesses festlegt. Die thermodynamische Beschreibung entspricht somit der einer chemischen Reaktion, und die Triebfeder der Reaktion ist in der Minimierung der freien Enthalpie zu suchen. Der Zustand eines Zweistoffsystems mit den Komponeneten A und B ist durch den Druck p, die Temperatur T und den Stoffmengengehalt x einer der Komponenten bestimmt und kann aus dem Zustandsphasendiagramm entnommen werden, das in der Regel für Volumen-Proben bei Normaldruck experimentell ermittelt wird.

Der Verlauf der freien Enthalpie einer Phase eines binären Systems mit den Komponenten A und B wird wesentlich von der Energie beeinflußt, die aufgewendet werden muß, um ein Atom des Elementgitters A, mit Koordinationszahl z_A, und ein Atom B des Elementgitters B (Koordinationszahl z_B) in Leerstellen des Legierungsgitter mit der Koordinationszahl z einzubauen [Kop93]. Sind E_AA, E_BB und E_AB die Dissoziationsenergien eines jeweiligen Paares, so beträgt die Energie E_S, die bei der Bildung eines einzelnen AB-Paares umgesetzt wird

(2.5) E_S = 1/z (z_AE_AA + z_BE_BB – (z_A + z_B)E_AB).

Ist der Energieparameter E_S> 0, so muß Energie zur Bildung eines AB-Paares aufgewandt werden, und die Löslichkeit des einen Elements im anderen ist unter Umständen beschränkt.

Ist E_S = 0, so wird man eine vollständige Mischbarkeit der beiden Komponenten erwarten. Ist E_S< 0, so wird bei einer Mischung der beiden Komponenten Energie frei, es können sich intermetallische Verbindungen ausbilden, bei denen die Komponenten in einem mehr oder weniger angenäherten stöchiometrischen Verhältnis zueinander stehen, d.h. der Homogenitätsbereich kann endlich sein oder im Phasendiagramm auch zu einem Strich entarten.

Der Energieparameter E_S geht in die Konfigurationsenergie U_Kf einer Legierung ein. Die weiteren Terme, welche die freie Enthalpie einer Legierung bestimmen, sind die Konfigurationsentropie S_Kf sowie die thermische Energie U_Kf und die thermische Entropie S_Th. Die molare freie Enthalpie läßt sich damit schreiben als

(2.6) G = U_Kf + U_Th + pV –T(S_Kf + S_Th).

Bei der Legierungsbildung auf Oberflächen müssen zusätzliche Beiträge wie die Oberflächenenergien der Komponenten, die Grenzflächenenergie zum Substrat, sowie von elastischen Gitterspannungen aufgrund der Gitterfehlpassung zum Substrat berücksichtigt werden. Dadurch wird das Zustandsphasendiagramm modifiziert, und es können neue Phasen auftreten, die im Volumen nicht beobachtet werden.

Die bisher betrachteten Substitutionslegierungen können auch im Falle einer festgelegten Stöchiometrie eine völlig ungeordnete Verteilung der Atome auf den geordneten Gitter-

plätzen besitzen. Werden von den einzelnen Komponeneten bestimmte Gitterplätze bevorzugt besetzt, liegt also eine chemische Fernordnung vor, spricht man von Überstrukturen oder geordneten Legierungen. Der Grad der Ordnung lässt sich über den Ordnungsparameter P ausdrücken

(2.7) 1

L R

P=2 − , 0 ≤ P ≤ 1,

wobei R die Anzahl der Atome auf „richtigen“ Gitterplätzen und L die Gesamtzahl der Gitterplätze angibt. Durch den Ordnungsparameter wird eine kritische Temperatur definiert, oberhalb derer die Fernordnung verschwindet. Diese ist bestimmt zu

(2.8)

B C S

k 2

) E (

T = z − .

Der Ordnungsgrad einer Legierung läßt sich experimentell durch Beugungsmethoden bestimmen. Eine chemisch völlig ungeordnete Struktur liefert die gleichen Beugungsreflexe wie ein identisches Gitter mit nur einer Atomsorte, da über die atomaren Streufaktoren gemittelt wird. Bei einer zusätzlich chemisch geordneten Struktur müssen die unterschiedlichen atomaren Streufaktoren berücksichtigt werden, und es treten zusätzliche Überstrukturreflexe auf.

Welche Gitterstruktur sich bei intermetallischen Phasen mit einem bestimmten Mischungsverhältnis ausbildet, hängt nach der Regel von Hume-Rothery von dem Verhältnis Q der Zahl der Valenzelektronen N_VE zur Zahl der Atome N_A ab [Kop93]. Damit kann die Phasenfolge von intermetallischen Verbindungen im Volumen-Zustandsphasendiagramm von Legierungen erklärt werden. Danach sind die jeweiligen Strukturen bis zu der Elektronenkonzentration stabil, bis zu der die Fermikugel die 1. Brillouin-Zone (BZ) berührt.

Diese Grenze ist für kubische Strukturen ein Q-Wert von 1.69 (Q_fcc = 1.36, Q_bcc = 1.48). Von diesem Q-Wert an werden hcp-Strukturen favorisiert. Bei jeweils höheren Werten für Q wird danach eine neue Struktur ausgebildet, bei der die Fermikugel noch nicht die Wände der 1. BZ berührt. Auf diese Weise wird eine Minimierung der Bandenergie erreicht.

Die β-Phase (Cu₃In) des Cu-In-Volumen-Phasendiagramms, (siehe Anhang), ordnet sich mit der bcc-Sruktur in dieses Schema ein (Q = 6/4 =1.5).

3 Schichtherstellung und Charakterisierung

In diesem Kapitel soll in knapper Form der Schichtherstellungsprozess und die dazu verwendete UHV-Apparatur beschrieben werden. Ausserdem sollen die Charakterisierungsmethoden und deren theoretische Grundlagen dargelegt werden, soweit sie zum Verständnis der experimentellen Resultate nötig sind.

3.1 MBE-Anlage MEDUSA und Aufdampfprozess

Seit die erste MBE²⁵-Apparatur in den späten 60er Jahren erfolgreich zur Herstellung und Untersuchung von Halbleiterschichten (GaAs) benutzt wurde, hat sich die Technologie der UHV-Epitaxie rasant weiterentwickelt und auch in der Metallepitaxie verbreitet, so dass mit diesem Begriff inzwischen konkrete Anforderungen verknüpft sind [Ick83]:

i) Ultrahochvakuum p_Basis≤ 10^-8 Pa

ii) (Thermische) Erzeugung eines Molekularstrahls iii) In-situ Präparationsmöglichkeiten

iv) Integration verschiedener Messmethoden (Restgaszusammensetzung, chemischer, physikalischer und kristallographischer Status der Probenoberfläche

Punkt i) gilt dabei als wichtigste Voraussetzung für alle anderen genannten Punkte. Diese werden von der verwendeten Anlage vollständig erfüllt. Abbildung 3.1 zeigt eine schematische Aufsicht. Die Anlage besteht im wesentlichen aus drei Rezipienten, die mit Schiebeventilen voneinander abtrennbar sind. Diese werden in Kombination von Turbomolekularpumpe mit Vorpumpe, Ionenzerstäuber- und Titansublimationspumpen gepumpt. Dabei wird nach mehrtägigem Ausheizen der Anlage bei 130°C ein Druck von 10^-

5 Pa in der Schleuse (nur durch Turbomolekularpumpe gepumpt) und kleiner als 10^-8 Pa in der Hauptkammer und in der STM-Kammer (mit eigener Ionenzerstaäberpumpe gepumpt) erreicht. Die Restgaszusammensetzung wird mit Hilfe eines Quadropolmassenspektrometers analysiert. Die Temperaturmessung geschieht am Schleusen- und Hauptkammermanipulator, sowie am STM und dem Zwischenlager über NiCr/Ni-Thermoelemente, die über PID-Regler und Computerprogramm die Stromversorgungen der Heizungen ansteuern und damit vorzugebende Temperaturrampen durchlaufen können. Der Transfer der Proben zwischen den einzelnen Kammern und die problemlose Anwendung aller Präparations- und

25 auch ABE (Atom Beam Epitaxy, Atomstrahlepitaxie)

Analysemethoden wird durch ein untereinander kompatibles Probenhaltersystem gewährleistet. Grundelement dieses Systems sind Probenteller, auf denen die Proben und Substrate mittels Klemmdrähten aus Wolfram oder Leitsilber befestigt werden und die von allen Probenhaltern an den Manipulatoren und dem STM-Probenhalter aufgenommen werden können. Die Umsetzung zwischen den Manipulatoren geschieht mittels dafür konzipierten Greifern. Mit dem für die Umsetzung der Probe vom Hauptmanipulator zum Magnetschieber in die STM-Kammer vorgesehenen Greifer ist ausserdem ein Zusammensetzen des STM- Probenhalters möglich, der aus Grundelement, Probenteller samt Probe, sowie des aufzusetzenden Oberteils, das die Rampe für die grobe Spitzenannäherung enthält, besteht.

Dieses System, welches das STM-Probenhaltersystem mit dem in der Kammer bestehenden Probentransfersystem kompatibel macht, wurde im Rahmen dieser Arbeit zusammen mit der Firma RHK konzipiert und von der hauseigenen Werkstätte gefertigt.

Mit der Schleusenkammer können Proben und Substrate ohne Bruch des UHV im Hauptrezipienten, eingeschleust werden, ebenso die radioaktiven ¹¹¹In Sonden für die PAC- Untersuchungen. Die Schleusenkammer besitzt einen Magnetschieber für den Transfer in die Hauptkammer, dessen Probenhalter über eine Filamentheizung auf 750K geheizt werden kann. Über die Schleuse können Haupt- und STM-Kammer unabhängig voneinander belüftet werden.

Abb. 3.1: Schematische Aufsicht der verwendeten UHV-Apparatur mit Schleusen-, Haupt- und STM- Kammer und den verschiedenen Positionen für die Charakterisierungsmethoden.

In der Hauptkammer sind außer dem Tunnelmikroskop alle in MEDUSA verfügbaren Analyse- und Präparationstechniken installiert. Die in Abbildung 3.1 angegebenen Positionen können durch einen xyzϕ-Manipulator erreicht werden, der drei translatorische Freiheitsgrade besitzt und um seine Längsachse gedreht werden kann. Damit ist es möglich, die Proben reproduzierbar auf 0.1 mm und 0.2° für die Experimente zu positionieren. Dieser Manipulator ist mit einem Bohr-Nitrit Heizelement und einer Flüssig-Stickstoff Kühlung ausgerüstet, so dass Probentemperaturen zwischen 100 K und 900 K einstellbar sind. Als großer Nachteil für die MEED-Experimente hat sich erwiesen, dass dem Hauptmanipulator ein zusätzlicher Freiheitsgrad fehlt, um die Probe auch azimutal, d.h. senkrecht zur Längsachse, zu drehen.

Damit konnten azimutale Symmetrierichtungen von Probenkristallen oder Substraten nur bedingt eingestellt und nicht verändert werden, was die strukturelle Charakterisierung der Proben deutlich erschwert hat.

• Position 1 dient für PAC-Messungen (Kap. 3.7) und besteht aus einer Quarzglasglocke, die von vier, kreuzweise im Winkel von 90° angeordneten, γ-Quanten-Detektoren umgeben ist.

• In Position 2 findet der Probentransfer aus der Schleuse, sowie das Aufsetzen der radio- radioaktiven Sonden vom hier untergebrachten Zwischenlager auf die Probe statt.

• In Position 3 können Metalle aus je zwei Elektronenstrahlverdampfern (ESV) (für Co und Cu) und widerstandsbeheizten Schiffchenverdampfern (SV) aus Molybdän (für In) auf die Probe aufgedampft werden. Die Reinheit der verwendeten Verdampfungsmaterialien beträgt für Co: 25 ppm, für Cu: 10 ppm und für In: 100 ppm.

Die Kontrolle der Aufdampfraten geschieht im Falle der ESV über interne Ionenflussmonitore und im Falle der SV mittels einer Quarzmikrowaage. Damit können Aufdampfraten zwischen 0 –2 Monolagen (ML)/min eingestellt und kontrolliert werden (Kap. 3.2). Beginn und Ende eines Aufdampfzyklus können mittels manueller Shutter gesteuert werden, wobei der Shutter oberhalb der SV durch genaue Positionierung eine Thermalisierung des Quarzmikrowaage zulässt, wodurch eine Fehlbestimmung der Schichtdicken besonders bei kleinen Schichtdicken verhindert wird. Im Falle von Co wurde für alle Experimente eine einheitliche Aufdampfrate von 0.62 ML/min gewählt.

Für die Cu-Keimschichten betrugen die Aufdampfraten 1 -2 ML/min und für In zwischen 0.05 ML/min und 0.5 ML/min. Die Kalibrierung geschah im Falle von Co mittels MEED-Monolagenoszillationen, im Falle von Cu konnte auf bereits bestehende Daten für den verwendeten ESV zurückgegriffen werden [Fil98]. Die Kalibrierung der Quarzmikrowaage geschah unter der Annahme, dass das In in seiner tetragonalen Struktur in der (110)-Orientierung senkrecht zur Oberfläche aufwächst, so dass der Monolagenabstand 2.71 Å beträgt. An dieser Position befindet sich auch die LEED- (Kap. 3.4) und AES-Einheit (Kap. 3.5). Kombiniert man die Elektronenkanone der AES- Einheit mit dem Floureszensschirm der LEED-Optik, ist Elektronenbeugung in streifendem Einfall (MEED) möglich (Kap. 3.3). Da hierbei Aufdampfstrahl und Elektronenstrahl senkrecht aufeinander stehen, ist MEED während des Wachstumsvorgangs (in-situ) möglich. Das gleiche gilt für AES-Untersuchungen, dabei

muß die Probe allerdings gekippt werden, um auf die Probenoberfläche Zugang mit dem zylindrischen Spiegelanalysator (CMA) zu haben. Als Verkippungswinkel für Wachstumsuntersuchungen mit dem AES wurde 60° gegen die Atomstrahlrichtung (Senkrechte) gewählt, da sich hierbei die Aufdampfrate genau um cos(60°) = 0.5 halbiert. Diese Verkippung muß auch bei der Ermittlung der mittleren freien Weglänge der Augerelektronen berücksichtigt werden.

• In Position 4 ist eine Sattelfeld-Ionen-Quelle als Sputterkanone zum Ionenätzen der Probenoberfläche mit Argon installiert, ausserdem befindet sich hier eine Elektronestossheizung zur Probenpräparation. Desweiteren besteht die Möglichkeit zum Einlass verschiedener hochreiner Gase. Der Probentransfer in die STM-Kammer findet über einen Magnetschieber statt.

Die STM-Kammer enthält ein temperaturvariables Tunnelmikroskop im „Beetle“-Design (Kap. 3.6), samt Lager für zusätzliche Tunnelspitzen in speziellen Spitzenhaltern, sowie ein Greifer zum Umsetzen der Proben und für den Spitzenwechsel im UHV. Mittels Flüssig- Stickstoff Reservoir und Filamentheizung können Probentemperaturen von 100 K bis 500 K erreicht werden.

3.2 Substrate

3.2.1 Cu(111)-Einkristallsubstrat

Das in dieser Arbeit für die MEED-, PAC- und STM-Untersuchungen im wesentlichen eingesetzte Einkristallsubstrat ist ein aus einem zonengeschmolzenen Cu-Stab orientiert herausgesägtes und anschließend präpariertes 4 mm dickes und ca. 1 cm² großes Stück. Es bietet den Vorteil, nach Absputtern der aufgebrachten Schichten und wiederholter Präparation, sehr oft wiederbenutzbar zu sein. Die Orientierung der (111)-Richtung wurde mittels Laue- Kamera geprüft, und der Orientierungsfehler kann mit auf ± 2° genau abgeschätzt werden [Gim99]. Die Oberfläche wurde zunächst mechanisch mit Diamantpasten bis zu einer minimalen Körnung von 0.5 µm poliert. Danach schließen sich elektrochemische Ätzprozesse in verdünnter Salpetersäure an, bis unter dem Lichtmikroskop die vom Polieren noch vorhandenen Spuren nicht mehr zu erkennen sind. Dabei wird der Cu-Kristall, der dabei als Anode fungiert, parallel gegenüber einer als Kathode dienenden Metallplatte platziert und eine Stromdichte von 10 mA/mm² gewählt.

Die weiteren Präparationsschritte finden im UHV statt und bestehen im wesentlichen aus Argon-Ionenätz- (Sputter-) und Ausheizzyklen. Dadurch wird es möglich, die noch im Volumen vorkommenden Verunreinigungen wie S, Cl, C, N und O an der Oberfläche zu segregieren und dort zu entfernen [Mus82]. Ausserdem wird durch Ausheilprozesse eine in der Struktur möglichst perfekte, durch atomar flache Terrassen gekennzeichnete, Oberfläche erreicht. Konkret wird nach einem in [Koh96] beschriebenen Rezept vorgegangen. Tabelle 3.1 listet die einzelnen Präparationsschritte auf.

Tabelle 3.1: UHV-Präparationsschritte für einen Cu(111)-Einkristall.

Vorzyklische Präparation:

Sputtern Heizen

T = 50°C, E_Ar = 760eV, I_Ar≈ 1.4mA, ca. 1h T = 600°C, 1h

Zyklische Präparation:

Sputtern Heizen

ca. 10 mal, mit kürzer werdenden Zyklen

T = 400°C, E_Ar = 760eV, I_Ar≈ 1.4mA, 30 bis 5 min T = 600°C, 30 bis 5 min

Endpräparation:

Sputtern Heizen

ca. 5 mal

T = 400°C, E_Ar = 250eV, I_Ar≈ 1.0mA, 5 bis 1 min T = 600°C, 5 bis 1 min

Die letzten beiden Zyklen werden gegebenenfalls weiter fortgesetzt oder wiederholt, falls das Ergebnis noch nicht befriedigend ist. Zwischen den einzelnen Schritten wird der Kristall auf 450°C gehalten. Das Heizen erfolgt druckabhängig mit einer Rate von bis zu 25 K/min, das Abkühlen mit einer Rate von 5 K/min. Hat der Kristall einmal seine erforderliche Oberflächengüte erreicht, reicht in der Regel nach Absputtern der aufgedampften Filme die Durchführung der Endpräparationsschritte aus.

Abb. 3.2: STM-Aufnahme einer präparierten Cu(111)-Oberfläche (links) mit im Mittel einigen hundert Ångström breiten Terrassen, getrennt durch ein- oder mehratomige Stufen. Rechts:

LEED- und MEED-Beugungsmuster einer solchen Oberfläche.

Die chemische Reinheit wird dabei mittels AES überprüft. Die Kontrolle der erreichten Oberflächengüte erfolgt in Kombination von STM und den Methoden der Elektronenbeugung, indem eine im STM charakterisierte Oberfläche, die an verschiedensten Stellen die geforderte Qualität mit ausreichend großen Terrassen aufweist, als qualitative Referenz in den Beugungsmustern herangezogen wird (Abb. 3.2). Die Defektdichte auf den Cu-Substraten durch Gitterfehler oder Verunreinigungen aus dem Restgas im Ultrahochvakuum konnte

durch die angewandten Präparationsschritte in einem Bereich gehalten werden, wo sie nicht mehr nachweisbar waren. Die maximale chemische Verunreinigung kann damit kleiner 1 Atomprozent angegeben werden, und in STM-Aufnahmen konnte selten und nur sehr lokal inhomogene Nukleation an Defekten nachgewiesen werden. Die LEED-Beugungsmuster zeigen für diese Oberflächen scharfe Reflexe mit geringem Untergrund und die MEED- Beugungsbilder die dafür charakteristischen Streifen (Streaks) und ausgeprägte Kickuchi- Linien.

3.2.2 Cu(111)-Keimschichten auf Al

O

Neben den Untersuchungen auf dem Cu(111)-Einkristallsubstrat wurden Wachstums- experimente auf Cu(111)-Keimschichten durchgeführt und diese auch als Grundlage für Co- Einzelschichten und Multischichten zu ersten SQUID-Magnetisierungsmessungen und GMR- Messungen verwendet. Dafür wurde Cu bei 350°C auf in (0001)-Richtung orientierte Al₂O₃- Substrate abgeschieden [Deh95, Kno94, Mol91]. Die Charakterisierung erfolgte qualitativ über die LEED- und MEED-Beugungsbilder und zeigte, dass die so hergestellten Keimschichten strukturell dem Einkristallsubstrat gleichkommen und die Topographie sich durch eher noch größere Terrassenbreiten auszeichnet. Dies hängt damit zusammen, dass sich beim Einkristallsubstrat durch das wiederholte Sputtern eine Wellenstruktur im µm-Bereich auf der Oberfläche ausbildet, die zu einer kleineren Terrassenweite führt, was auch durch Sputtern aus azimutal 90° gedrehten Richtungen nicht ganz zu verhindern ist. Insgesamt konnte im Wachstumsverhalten auf den verschieden hergestellten Cu(111)-Oberflächen bei den Wachstumsuntersuchungen kein Unterschied festgestellt werden.

3.3 Elektronenbeugung an Oberflächen

In diesem Abschnitt soll die experimentelle und die zum Verständnis der erhaltenen Resultate notwendige theoretische Seite der Elektronenbeugung an Oberflächen dargestellt werden.

Elektronenbeugungsverfahren zur Strukturuntersuchung sind weit verbreitet. Wegen der starken Wechselwirkung der Elektronen mit Materie (Festkörperelektronen) bieten sie besondere Vorteile in der Oberflächenanalyse. Man klassifiziert die Beugungsverfahren mit Elektronen im allgemeinen nach ihrer Energie in Beugung mit langsamen Elektronen unter senkrechtem Einfall in Rückstreugeometrie (LEED) und Beugung schneller Elektronen (HEED²⁶). Durch den Einsatz unterschiedlicher experimenteller Techniken entwickelten sich beide Verfahren unabhängig voneinander, auch existieren in der theoretischen Behandlung jeweils unterschiedliche Ansätze [Hen94, Lar88]. Die starke Vorwärtsstreuung schneller Elektronen führt bei HEED zusätzlich zur Unterscheidung zwischen Durchstrahlungsbeugung (TED²⁷) und Reflexionselektronenbeugung mit streifendem Einfall (RED²⁸), RHEED

26 High Energy Electro Diffraktion

27 Transmission Electron Diffraction

28 Reflection Electron Diffraction