Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Методы анализа поверхности 16
1.1. Спектроскопия характеристических потерь энергий электронов 16
1.2. Метод дифракции медленных электронов 31
ГЛАВА II Методика эксперимента 45
2.1. Установка для изучения поверхности методами ДМЭ, ЭОС,
СХПЭЭ и РФЭС 45
2.2. Дифрактометр ДМЭ 51
2.3. Приготовление образцов 54
2.4. Методика механического нагружения 57
ГЛАВА III. Определение параметров структуры и атомной динамики граней А1 111) И Ое(111) методом СХПЭЭ 61
3.1. Дисперсия плазменных колебаний в неоднородном поверхностном слое в длинноволновом приближении 61
3.2. Температурные и энергетические зависимости спектров ХПЭЭ от поверхности А1(111) 69
3.3. Определение параметров структуры и атомной динамики грани А1(111) методом СХПЭЭ 77
3.4. Энергетические зависимости в спектрах ХПЭЭ и структура грани Ое(111)-2х8 91
Выводы к главе I I I 101
ГЛАВА I V. Диффузионное залечивание радиационных дефектов на поверхности Се(111) при ионной бомбардировке 105
4.1. Введение 105
4.2. Результаты эксперимента 107
4.3. Обсуждение результатов эксперимента 116
Выводы к главе IV 121
ГЛАВА V. Упругая деформация и дефектообразование в поверхностных слоях грани ве(111) при . механическом нагружении 124
5.1. Влияние механической нагрузки на спектра ХПЭЭ от поверхности Ое(111) 124
5.2. Влияние механической нагрузки на картины ДМЭ от поверхности Ое(111) 132
5.3. Упругая деформация поверхности Ое(111) под действием растягивающего напряжения 145
5.4. Неупругие эффекты механического воздействия на поверхности Се(111) 159
выводы к главе V 166
ГЛАВА V I. Влияние механической нагрузки на топографию поверхностей Се(111) И 81(111) и аморфного сплава Ре70Сг15В15. метод сканирующей туннельной микроскопии 169
6.1. Теоретические основы метода сканирующей туннельной микроскопии 169
6.2. Прибор для исследования топографии поверхности методом СТМ 172
6.3. Методика изготовления острий 175
6.4. Влияние механической нагрузки на топографию граней 6е(111) и 31(111). Методика эксперимента 176
6.5. Рост шероховатости как начальная стадия разрушения деформированной поверхности аморфного сплава Ре70О15Я15...187
Выводы к главе v i 197
Глава VII. Диффузионный механизм формирования рельефа деформируемой поверхности 200
7.1. Обсуждение результатов эксперимента 200
7.2. Физические механизмы формирования рельефа деформируемой поверхности 202
7.3. Энергетический критерий формирования деформационной
шероховатости 211
7.4. Особенности деформации поверхности при ее изотропном латеральном растяжении 224
7.5. Диффузия как основной механизм формирования деформационного рельефа на поверхности Ое(111) 232
Выводы к главе 242
Заключение 246
Основные результаты работы 254
Литература 257
- Метод дифракции медленных электронов
- Методика механического нагружения
- Энергетические зависимости в спектрах ХПЭЭ и структура грани Ое(111)-2х8
- Влияние механической нагрузки на картины ДМЭ от поверхности Ое(111)
Метод дифракции медленных электронов
На соотношении (1.29) основано также удобное геометрическое представление условий дифракции в виде так называемого построения Эвальда. Оно заключается в следующем. В обратном пространстве (см. схематическое изображение на плоскости (рис. 1.5)) изобразим волновой вектор падающего пучка к0, поместив его конец в начало координат, и проведем сферу радиуса к0 с центром в начале вектора кв. Волновой вектор рассеянного пучка к при упругом отражении имеет ту же длину. Если его начало поместить в центр сферы Эвальда, то конец будет лежать на самой сфере. Согласно (1.29), дифракционное отражение возникает в том случае, когда вектор рассеяния 5, конец которого совпадает с концом вектора к , “упирается” в узел обратной решетки. Это имеет место как раз в тот момент, когда сфера Эвальда пересекается с данным узлом.
Длина волнового вектора к0 связана с энергией электронов соотношением [131]: Таким образом, меняя энергию электронов, мы меняем радиус сферы Эвальда и при этом максимум отражения возникает в том направлении и при той энергий, когда сфера Эвальда пересекает узел обратной решетки. На дифракционной картине наблюдается загорание и погасание рефлексов. Отметим, что на опыте в дифракции медленных электронов никогда не наблюдается полное погасание рефлексов, что соответствует скорее двумерной картине дифракции, которой отвечает обратная решетка, образованная не узлами, а стержнями. Действительно, при рассеянии на двумерной периодической структуре, для которой, в отсутствие одного из условий Лауэ, обратная решетка имеет вид непрерывных стержней, не должно наблюдаться погасания рефлексов, так как с изменением угла падения, или с увеличением энергии электронов, сфера Эвальда не будет «сходить» с узла обратной решетки, а будет лишь перемещаться точка пересечения ее со стержнем. Такое перемещение точки пересечения сферы Эвальда со стержнем обратной решетки приводит в изменению направления вектора т. е. к смещению дифракционного рефлекса на экране дифрактометра ( к центру экрана с увеличением энергии электронов).
Однако нельзя ситуацию целиком сводить к двумерному случаю - на опыте наблюдается сложная картина зависимости интенсивности дифракционного рефлекса от энергии первичных электронов (так называемые 1(Кр)- зависимости). Это связано с тем, что дифракционная картина формируется фактически при отражении не только от первого атомного слоя, но определенный вклад дает также отражение от нижележащих атомных плоскостей. Обычно считается, что следует учитывать две - три атомные плоскости [132-133]. Два из условий Вулфа- Брэгга выполняются при этом строго, а третье, вследствие малой глубины проникновения электронного пучка, не строго, и поэтому наблюдается заметный по интенсивности дифракционный пучок при длинах волн, несколько отличающихся от точного значения, вычисляемого по третьему условию Лауэ. Отметим здесь же, что если учитывать только упругое рассеяние, то теория предсказывает интенсивность дифракционных отражений на несколько порядков большую, чем та, которая обнаруживается на опыте. Для устранения такого несоответствия включают в рассмотрение неупругие столкновения электронов [134].
Для удовлетворительного объяснения I {Ер)- зависимостей необходимо пользоваться полной динамической теорией дифракции. Мы ее здесь рассматривать не будем, она хорошо изложена в ряде монографий и обзоров по дифракции [135-143]. Отметим, что хотя кинематическое приближение ограниченно применимо к описанию реального эксперимента в ДМЭ, почти все проблемы реальной поверхностной кристаллографии рассматриваются с использованием этого приближения по следующим причинам: 1. Теория достаточно проста. 2. Ее результаты корректны в отношение того, что касается угловых положений дифракционных пучков. 3. Теория может дать полезные результаты в случаях, когда необходимы лишь относительные интенсивности. 4. Можно попытаться извлечь кинематическую часть из данных по интенсивности, основываясь на идеях метода усреднения [144]. Кинематического приближения вполне достаточно для изучения дефектной структуры, поскольку дефекты на поверхности не могут создавать каких-либо дифракционных эффектов, кроме уменьшения интенсивностей дифракционных пучков и соответствующего возрастания фона.
Важным моментом в интерпретации 1(Ер)- кривых в кинематическом приближении является идентификация на них так называемых брэгговских пиков (или нормальных брэгговских пиков), энергетическое положение которых определяется условием Вульфа-Брэгга [7]. Для зеркального рефлекса при нормальном падении первичного пучка это условие записывается в виде [7,145]: где с1- расстояние между атомными плоскостями, параллельными поверхности, У0- внутренний потенциал кристалла, «- целое число. В то же время, угловое положение рефлексов на дифракционной картине не зависит от используемого приближения, а определяется только структурой решетки. При этом, в соответствии с двумерной кристаллографией, дифракционные рефлексы нумеруются двумя целыми числами, отвечающими двум условиям Лауз: 1Ш(Е„ ).
До сих пор мы имели в виду дифракцию на идеальных упорядоченных структурах и получили, в частности, условия дифракции в виде (1.27). Всякое нарушение кристаллической структуры приводит к искажению картины дифракции или полному ее исчезновению. Условно дефекты можно разделить по времени их релаксации на динамические и статические. К динамическим следует отнести «короткоживущие» дефекты со временем релаксации, меньшим времени формирования картины дифракции. Статические дефекты находятся в стационарном состоянии много дольше времени наблюдения. Из такого определения динамических и статических дефектов видно, что граница между ними является условной. Можно представить себе такой эксперимент, в котором время наблюдения столь мало, что получается мгновенная картина нарушений порядка, например вследствие тепловых смещений атомов, не подвергнутая усреднению по времени.
Время взаимодействия электрона с атомом мало по сравнению с периодом тепловых колебаний, поэтому электроны рассеиваются на смещенных атомах, как находящихся в статических конфигурациях. Поскольку однако подавляющее большинство имеющихся в настоящее время методов регистрации картин дифракции, например на люминисцентном экране, не позволяют наблюдать кинетику с временами, меньшими КГ -102с, то нарушения, связанные с тепловыми колебаниями атомов (с характерным временем порядка 10“12) наверняка можно отнести к динамическим. В соответствии с этим, для получения наблюдаемых интенсивностей дифракционных максимумов, необходимо в расчетах по атмной динамике производить усреднение по времени, или, что эквивалентно, - по статистическому ансамблю. Влияние статических дефектов на картины дифракции мы рассмотрим ниже, а сейчас обратимся к динамическим нарушениям, связанным с СКС.
Методика механического нагружения
Нами обнаружены также зависимости ширины плазменных пиков от температуры образца и энергии первичных электронов. Однозначность определения ширины плазменных пиков в наибольшей степени зависит от способа их разделения, а также от нашего понимания физических механизмов, определяющих форму пика. Впрочем, если нас интересует не абсолютное значение полуширины, а ее изменив, то неоднозначности в определении этой величины в значительной степени нивелируются. В данном случае разделение пиков нами проводилось следующим образом. Сначала вычитался фон путем проведения общей базовой линии для двух пиков, затем полученный спектр обрабатывался на компьютере по специальным программам. Процедура сводилась к приписанию пикам исходной формы (рассматривались гауссовы, лоренцевы профили и различные их комбинации) с последующим синтезом и сравнением их с экспериментальными данными. Хорошее совпадение синтезированного и экспериментального спектров получено для гауссова собственного профиля пиков. Подчеркнем, что результаты определения, в частности, полуширин плазменных пиков, в предположении различного их собственного профиля, различаются на несколько десятых долей эВ.
На рис.3.7, приведены температурные зависимости полуширины (ширина на половине высоты) поверхностного плазменного пика для разных энергий первичных электронов, полученные в предположении гауссова собственного профиля пиков. Видно, что при каждом фиксированном значении энергии Ер величина полуширины Г растет с ростом температуры образца. В то же время, полуширина растет с уменьшением энергии первичных электронов, если фиксирована температура образца. Как видно из рис.3.7, суммарный эффект достигает величины порядка 1 эВ, что намного больше неоднозначностей, связанных с разделением пиков.
Рассмотрим результаты, полученные на чистой рекристаллизованной поверхности (111) алюминия. Начнем с обсуждения зависимостей энергий плазменных пиков от энергии первичных электронов Ер, представленных на рис.3.5.(б). Зависимость энергий объемного и поверхностного плазменных пиков от энергии первичных электронов мы связываем с дисперсией плазменных колебаний, т.е. с зависимостью между частотой и волновым вектором плазмона: а = о{к). Эта связь возникает из-за того, что составляющая волнового вектора вдоль поверхности к,, которая может быть передана плазмону первичным элеюроном с энергией Е., как вытекает из законов сохранения энергии и импульса, определяется следующим выражением: (3.12) где Ер- энергия плазмона, т- (эффективная) масса электрона. Для алюминия, имеющего простую зонную структуру, эффективная масса электрона равна его реальной массе. Оценка показывает, что в рассматриваемом интервале энергий первичных электронов Ер = 80- 2200 эВ для объемного плазмона с квадратичной по к дисперсией,
Однако имеется еще один фактор, который в принципе дает вклад в энергетическую зависимость. Он связан с тем, что наблюдаемая в опытах на отражение электронов от поверхности интенсивность потока вторичных электронов представляет собой интегральное (по углу входной аппертуры энергоанализатора) распределение. На эту проблему обращается внимание в работе [166], в которой показано, что дополнительный вклад в энергетическую зависимость объемного плазмона от поверхности Эп имеет тот же порядок величины. При этом авторы [166] пренебрегли величиной положив ее равной нулю, что, как показывает наша оценка, неправильно. В связи с этим мы полагаем, что в работе [166] переоценен вклад в энергетическую зависимость фактора, обусловленного угловым усреднением. Более того, если предположить наличие линейного по к члена в дисперсии, как это имеет место для поверхностного плазмона, пренебрежение составляющей к, будет иметь еще меньше оснований. Эти замечания позволяют предположить, что в случае поверхностного плазмона дополнительный вклад в энергетическую зависимость не является определяющим.
В рамках предположения, что полученные в наших экспериментах энергетические зависимости (рис.3.5.(б)) определяются в основном составляющей вектора к,. Поэтому, пользуясь формулой (3,12), получим дисперсионные зависимости для объемного и поверхностного плазмонов, которые представлены на рис.3.5.(в). Пренебрежение дополнительным вкладом в энергетическую зависимость, упомянутым выше, повлияет на величины численных оценок, которые получены из рассмотрения энергетических зависимостей. Однако, как показывает анализ, качественные выводы, касающиеся, в частности, характера наклонов, полученных на их основе, дисперсионных зависимостей, останутся неизменными.
Заметим, что характер дисперсионной зависимости поверхностного плазмона не соответствует классическому поведению, предсказанному в работе [167] для простой ступенчатой модели поверхности. Такое аномальное поведение дисперсии наблюдали в опытах по прохождению быстрых электронов через тонкие фольги А1 [168] и Мд [169]. Теоретическое рассмотрение показывает, что это может быть связано с наличием поверхностного слоя с измененной электронной плотностью [110].
Рассмотрим более подробно дисперсионную зависимость для поверхностного плазмона, изображенную на рис.3.4.(в), привлекая для ее анализа результаты изложенной выше теоретической модели. Заметим, что в области малых значений волнового вектора она приблизительно линейна, причем знак ее наклона соответствует случаю, когда электронная плотность в поверхностном слое некоторой толщины ниже, чем в объеме (а 0). Более того, по величине тангенса угла наклона линейного участка можно сделать оценку величины параметра а, из которой следует, что средняя электронная плотность в поверхностном слое примерно на 5% меньше, чем в объеме. Наконец, размер измененного слоя также может быть оценен по положению участка немонотонности на дисперсионной зависимости. По нашей оценке его величина составляет 1-2 нм, т.е. несколько межплоскостных расстояний (приведенная оценка является скорее нижней границей толщины измененного слоя).
Энергетические зависимости в спектрах ХПЭЭ и структура грани Ое(111)-2х8
В данной работе изучались сдвиги энергетического положения плазменных пиков в зависимости от приложенной нагрузки. Эти зависимости приведены на рис.5.2. При нагрузках меньших 3 10 Па наблюдается линейное, практически обратимое уменьшение энергий объемного и поверхностного плазмонов с ростом нагрузки, причем для поверхностного плазмона эффект более значителен. При дальнейшем повышении нагрузки характер зависимостей усложняется, начинает наблюдаться гистерезис, более заметный для поверхностного плазмона. При нагрузках выше 6 108 Па наблюдается усиление гистерезиса. Наконец, при т = 9 108 Па энергия объемного плазмона резко уменьшается на величину порядка 2 эВ, в этом случае эффект полностью необратим. Энергетическое положение плазменных пиков восстанавливается стандартным способом - проведением нескольких циклов ИБО.
Кроме нагружения образцов методом «кольцо - в кольцо» (мембранный случай), образцы также нагружались при помощи шарика для создания наибольшего напряженного состояния в центре образца. Обработка многочисленных спектров ХПЭЭ для этих опытов показала, что ход зависимостей Д (сг) в центре образца приблизительно такой же, что и в предыдущем случае. Участки поверхности, дальше отстоящие от центра образца, менее подвержены влиянию механического поля. При нагружении шариком в большинстве случаев образцы раскалывались такими сегментами, которые охватывают центральные участки образца, участки в середине и на краю шайбы. Это дает возможность исследовать разные участки поверхности одного и того же образца, подвергавшиеся различному воздействию растягивающего напряжения, другими методами, например, методом дифракции быстрых электронов и электронной микроскопии.
Чтобы учесть возможное влияние примесей, которые могут диффундировать на поверхность при нагружении, на наблюдаемые эффекты, эти опыты проводились как с образцами германия р- типа, так и с образцами п - типа. Характер зависимостей tsEbs{p) во всех случаях оказался приблизительно одинаковым, что позволяет исключить примесный фактор из рассмотрения.
Эффекты, наблюдаемые при больших нагрузках, связанные, очевидно, с сильным повреждением поверхности, мы здесь рассматривать не будем. Рассмотрим область малых и средних нагрузок, где значителен вклад обратимой составляющей энергетического сдвига. В этом случае энергетические сдвиги в основном связаны, очевидно, с упругой деформацией кристаллической решетки (малые отклонения от обратимости также ниже будут интерпретированы). Действительно, в ленгмюровском приближении энергия объемного плазмона связана с объемной плотностью (в данном случае валентных) электронов пь, участвующих в плазменном колебании, соотношением:
В германии, согласно работе [178], рассматриваемый плазменный пик Еь =16,4эВ связан с коллективными колебаниями электронов валентной зоны. Если не учитывать изменение заселенности валентной зоны за счет термо-, или механо- активированного возбуждения электронов в зону проводимости и на примесные уровни (константа равновесия этого процесса может изменяться с изменением ширины запрещенной зоны при приложении нагрузки), то разуплотнение кристаллической решетки (будем применять далее этот термин, имея в виду возможный вклад дефектов) вызовет уменьшение электронной плотности: Ап _ A V п V где V, АУ- объем и изменение объема кристалла при нагружении, соответственно. В свою очередь, отсюда получаем уменьшение энергии плазмона: АЕ _ 1 Д V Е 2 V причем эта формула справедлива как для объемного, так и поверхностного плазмонов. Очевидно, это уменьшение и наблюдается в области малых и средних нагрузок. Следует указать еще один фактор, который может давать вклад в энергетический сдвиг плазмона, - вариация эффективной массы т электрона с деформацией. Однако, согласно работе [186], эта вариация имеет второй порядок малости по а и здесь мы ею пренебрегаем.
Зависимость энергии поверхностного плазмона от электронной плотности (с точностью до постоянного множителя) такая же, как у объемного, однако, в отличие от объмного, поверхностный плазмой локализован в узкой поверхностной области толщиной порядка 1 нм. Поэтому наблюдаемое изменение электронной плотности должно быть отнесено к этой области. Соотношение (5.3), как указывалось, остается справедливым и для поверхностного плазмона, отличие лишь в том, что теперь вариация объема также относится к поверхностной области (области локализации поверхностного плазмона). Это, например, вариация объема элементарной ячейки на поверхности. Пользуясь соотношениями (5.2) и (5.3), найдем разуплотнения в объеме и на поверхности кристалла в зависимости от приложенной нагрузки, которые представлены на рис.5.3.
Наличие необратимой составляющей в разуплотнении, увеличивающейся с ростом нагрузки, заставляет нас уточнить вклад упругой деформации путем явного разделения обратимой и необратимой составляющих. Разделение разуплотнений на обратимую и необратимую составляющие производилось путем записи положений плазменных пиков для исходного образца, образца под нагрузкой и после разгрузки. Результаты приведены на рис.5.4.(а), где обратимые разуплотнения слоев 1 и 3 нм, соответственно, и рис.5.4.(б), где е!г, - необратимые разуплотнения слоев 1 и 3 нм, соответственно.
Влияние механической нагрузки на картины ДМЭ от поверхности Ое(111)
К этой области подводится острие 4 для создания туннельного контакта. Увеличение нагрузки осуществляется путем добавления груза. Контрольные опыты со стандартным образцом (дифракционная решетка) показали, что при таких манипуляциях сдвиг области сканирования практически отсутствует.
Результаты, полученные в одной экспериментальной серии для Се(111) приведены на рис.6.4.(а-в). Запись топографических изображений типичных площадок размером 3x3 мкм2 проводилась непосредственно на двухкоординатный самописец типа Н307. Топограмма рис.6.4.(а) соответствует исходной ненагруженной поверхности образца, прижатого весом плунжера (а 0,05 ГПа). Наблюдение исходной поверхности велось в течение часа и, как было сказано, практически никаких ее изменений не наблюдалось. Это, в частности, свидетельствует о том, что воздействие большого электрического поля в туннельном промежутке и текущие окислительные процессы в данном опыте не влияют на топографию поверхности (а также форму острия). Характерный масштаб неоднородностей на рис.6.4.(а): вертикальный - несколько десятков нм, горизонтальный - несколько сотен нм. При постепенном повышении нагрузки никаких заметных нарушений топографии поверхности не наблюдалось. Однако, начиная с нагрузки т -0,06 ГПа возникла мелкомасштабная мода шероховатости с характерными масштабами: горизонтальный -10-50 нм, вертикальный - 1-5 нм (см. рис.6.4.(б)), а более крупные особенности рельефа наоборот имели тенденцию к сглаживанию. При достижении нагрузки порядка 0,1 ГПа (эта нагрузка оказалась критической для поверхности Ое(111)) на поверхности возникает крупномасштабная структура, имеющая форму уединенной «волны», или валика (см. рис.6.4.(б). Возникает она сразу после очередного увеличения груза до критического значения. Вся эта операция занимает время порядка 10 мин, так что это время можно считать характерным временем зарождения указанной уединенной крупномасштабной структуры. Пространственные размеры валика таковы: вертикальный - 50 нм, горизонтальный (ширина) - 250 нм. Анализ кристаллографической ориентации образца по азимутам в латеральной плоскости показал, что ориентация этого образования согласована с кристаллографией поверхности, а именно: волна ориентирована вдоль направления легкого скольжения кристалла Эе - вдоль плоскости типа (110). Уже на данном этапе обсуждения можно предположить, что основным механизмом возникновения уединенной структуры как раз и является скольжение. В дальнейшем образование подобных уединенных крупномасштабных структур в переходных режимах нагружения наблюдались неоднократно. Далее, при фиксированной нагрузке (на уровне 0,1 ГПа), с течением времени наблюдается постепенное нарастание амплитуды шероховатости поверхности по всей сканируемой площадке до уровня порядка 25 нм по вертикали, при этом уединенная волна нивелируется на общем шероховатом фоне. Эта шероховатая фаза нагруженной поверхности оказалась устойчивой: при дальнейшем ее наблюдении в течение часа картина не менялась.
В ряде случаев наблюдалось возникновение квазиупорядоченных структур с характерными размерами: по вертикали - 50-100 нм, по горизонтали - 200-500 нм (рис.6.4.(в)), они, однако, не являются стабильными и за время порядка десятка минут хаотизируются.
Дальнейшее наблюдение топографии велось в режиме разгружения. Первые экспериментальные серии в этом отношении не были детальными из-за необходимости контролировать состояние иглы, и наличие возможных внешних возмущений. Для этого исследуемый образец снимался и ставился тестовый образец - дифракционная решетка. Как уже говорилось, никаких существенных погрешностей в работе прибора (шумы электроники, механические вибрации) не обнаружилось. После полного разгружения образца наблюдение его топографии возобновилось через десять часов, и при этом была зафиксирована достаточно гладкая поверхность практически с исходным уровнем шероховатости. Таким образом, можно говорить о квазиобратимости описанного выше эффекта роста шероховатости под нагрузкой. В данном случае была получена верхняя оценка времени релаксации шероховатости - порядка десяти часов.
В следующей экспериментальной серии была прослежена более детально динамика шероховатости в режиме разгружения. Нагрузка снималась ступенчатым образом и в ряде случаев при общем снижении уровня шероховатости, достигнутого под нагрузкой, наблюдалось также возникновение уединенных особенностей рельефа, типа описанных выше. Общее время существенной релаксации шероховатости оказалось порядка полутора - двух часов.
Отметим существенные особенности обнаруженных эффектов на поверхности Ое(111): - при относительно малой нагрузке порядка 0,05 ГПа - разглаживание крупномасштабных исходных особенностей рельефа и образование мелкомасштабной шероховатости. - наличие критической нагрузки - существенные изменения топографии поверхности наблюдаются лишь при достижении критической нагрузки порядка 0,1 ГПа. - при этом наблюдается возникновение крупномасштабных уединенных особенностей рельефа типа «хребтов» или «холмов». - после достижения критической нагрузки начинается рост шероховатости во времени по всей нагруженной поверхности, которая за время порядка часа выходит на стабильный уровень: порядка 25 нм - по вертикали, порядка 200 нм - по горизонтали. В общем случае эта шероховатая фаза носит гомогенный характер. - эффект квазиобратим: при снятии нагрузки за время порядка двух часов шероховатость практически полностью исчезает. Аналогичные эксперименты проводились также на образцах 31(111). В случае, когда поверхность предварительно подвергалась полному циклу подготовки на воздухе, включая механическую и химическую полировку (последнее для стравливания механически наклепанного слоя), характер динамики рельефа существенно отличался от того, что наблюдается на поверхности Ое(111) - шероховатость как таковая не образуется. Отчасти это может быть связано с тем, что окисная пленка на поверхности кремния, которая образуется в результате химического травления, является механически прочной и подавляет трансформацию рельефа кристаллической поверхности 81(111) в поле механических сил. Поэтому также в случае кремния было довольно трудно установить туннельный контакт между острием и поверхностью, необходимый для стабильной работы прибора. Вместо образования шероховатости на химически полированной поверхности 81(111) наблюдается процесс зарождения крупномасштабных дефектов микронных размеров, типа ямок (рис.6.5).
