Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Формирование и самоорганизация одно- и двумерных наноструктур на поверхности: экспериментальные и теоретические исследования
1.1. Подходы к созданию наноструктур на поверхности 7
1.2. Физические принципы работы САМ 9
1.3. Формирование наноструктур с помощью СТМ 15
1.4. Рост наноструктур (нанопроводов, нанохластеров) в процессе атомной самоорганизации 23
Глава 2. Теоретические методы исследования роста, самоорганизации и термодинамических свойств наноструктур на поверхности 44
2.1 Методы расчета квантово-механических свойств наноструктур из первых принципов: теория функционала электронной плотности 44
2.1.1. Теорема Хоэнберга-Кона 45
2.1.2. Уравнения Еона-Шема 47
2.1.3. Приближение локальной спиновой плотности. 48
2.1.4. Пакет первопринщшных расчетов VASP 49
2.2. Метод молекулярной динамики и межатомные потенциалы 50
2.2.1 Межатомные потенциалы взаимодействия 52
2.2.2. Метод молекулярной динамики 56
2.3. Метод кинетического Манте Карло 57
Глава 3. Самоорганизация и рост атомных проводов на металлических поверхностяхщк (И) .. 64
3.1. Основные атомные события, определяющие рост нанопроводов на поверхностях ЩК(110) 65
3.2. Моделирование роста наноструктур в процессе напыления Со и Fe на Pd(l 10) методом кинетического Монте-Карло: зависимость морфологии поверхности от температуры и скорости напыления 73
3.3. Исследование устойчивости морфологии поверхностных наноструктур по отношению к вариациям входных параметров модели 85
Глава 4. Рост нанокластеров на поверхности металлов (110) в процессе атомной самоорганизации 88
4.1. Атомшдесобьггая, определяющие рост Со та поверхности Cu(l 10) 89
4.2. Моделирование эпитаксиального роста Со на Си(110) при комнатной температуре. Исследование влияния мезосколических релаксаций на морфологию поверхности 97
4.3. Сравнительный анализ роста Со на Cu(110) и Со на Pd(l 10) 108
Глава 5. Применение медода молекулярной динамики для расчета термодинамических свойств объемных кристаллов и нанокластеров на поверхности . 112
5.1. Расчет термодинамических свойств меди методом молекулярной динамики 112
5.2. Расчет температуры плакпеншЕнанакластерав Си на Си( 100) 116
Основные результаты н выводы... 123
Литература 125
Благодарности140
- Физические принципы работы САМ
- Метод молекулярной динамики и межатомные потенциалы
- Моделирование роста наноструктур в процессе напыления Со и Fe на Pd(l 10) методом кинетического Монте-Карло: зависимость морфологии поверхности от температуры и скорости напыления
- Моделирование эпитаксиального роста Со на Си(110) при комнатной температуре. Исследование влияния мезосколических релаксаций на морфологию поверхности
Введение к работе
Лавинообразное развитие микроэлектроники, магнетоэлектроники и спинтроники в последние 10 лет привело к формированию миниатюрных устройств и приборов с характерным размером 10 нм. Дальнейшее уменьшение размеров вызовет появление систем, полностью подчиняющихся законам квантовой механики. Несмотря на определенные успехи, многие теоретические и практические аспекты, связанные с формированием и физическими свойствами наноструктур, остаются до сих пор невыясненными даже для простейших атомных систем, таких как тонкие пленки, нанокластеры, нанопровода и индивидуальные атомы на поверхностях.
Целью создания и изучения поверхностных наноструктур является возможность контроля и манипулирования их электронными и магнитными свойствами путем подбора соответствующей атомной структуры и типа подложки. До сих пор, однако, не выработано общего подхода к решению данной проблемы по причине сильной зависимости свойств яанообъектов от их внутренней структуры. Образование низкоразмерных: систем на поверхности и их свойства определяются сложным характером межатомного взаимодействия. Действенную помощь для детального описания таких систем оказывают теоретические методы, сопряженные с компьютерным экспериментом.
Самоорганизация атомов, эпкгаксиально напыленных на подложку, является основным способом формирования поверхностных наноструктур. Хотя физика этого явления исследуется на протяжении последних 15 лет, только сейчас стала понятной роль многих атомных процессов в формировании границы раздела (например, транспорта атомов с одного слоя растущей структуры в другой или процессов, связанных с атомным перемешиванием на поверхности). С другой стороны, в последнее время был совершен колоссальный прорыв в компьютерном эксперименте в физике твердого тела в связи с появлением мощных вычислительных комплексов. Эти комплексы позволяют перейти к сложным моделям в описании реального межатомного взаимодействия низкоразмерных систем, что допускает более глубокое исследование природы явлений, возникающих на границе раздела. По этим двум причинам ряд моделей, описывающих рост наноструктур на поверхностях, должен быть на данном этапе пересмотрен.
Одной из фундаментальных задач современной физики поверхностных явлений является изучение термодинамических свойств чистых поверхностей и сформированных на них ііанасгрукгур. Знание об их поведении с повышением температуры, является актуальной задачей для конструирования наноустройств и нанонриборов в будущем, так эсак определит границы применимости созданных структур. Вопрос о плавлении малых нанокластеров до сих пор остается открытым.
Перечисленные обстоятельства показывают актуальность теоретического исследования и развития методов компьютерного моделирования явлений, связанных с самоорганизацией наноструктур на поверхности, а также изучения их структурных, магнитных и термодинамических свойств.
Цель работы заключалась в теоретическом изучении атомных механизмов, ответственных за формирование одно- и двумерных наноструктур на кристаллографической поверхности (НО), и моделировании явления самоорганизации наноструктур в процессе зпитаксиального роста. Важной задачей являлось исследование структурных, магнитных и термодинамических свойств поверхностных низкоразмерных систем. Разработана также методика определения термодинамических свойств объемных кристаллов и наноструктур на поверхности.
Структура диссертации:
Глава 1 представляет собой литературный обзор, в котором проводится анализ современного состояния дет в области, связанной с формированием атомных структур на поверхности.
В главе 2 обсуждаются и развиваются теоретические методы, с помощью
которых оказывается возможным исследование процессов самоорганизации наноструктур на поверхности и их физических свойств. Представлены результаты исследования термодинамических свойств низкоразмерных систем.
В главе 3 исследуется рост нанопроводов на поверхности (ПО) в процессе эпитаксиального напыления.
В главе 4 проведено теоретическое изучение роста тонких пленок Со на поверхности Си( 110) при эпитаксиалыюм напылении при комнатной температуре.
Постановка задачи
Одно из направлений исследования в рамках данной работы связано с систематическим изучением особенностей формирования атомных структур на поверхности (ПО) в процессе гетероэпитаксиального роста. Проведенные ранее исследования носили фрагментарный и феноменологический характер. Квантово-механические расчеты из первых принципов не привлекались для исследования в этой области физики поверхности. В этой ситуации необходимо более глубокое изучение с привлечением квантово-механических расчетов, что позволит понять характер процесса формирования границы раздела в процессе напьшения и последующей самоорганизации магнитных атомов на поверхности.
Эксперименты показывают, что на поверхности (ПО) в некоторых системах происходит формирование одномерных и квазиодномерных структур, а в некоторых — рост нанокластеров. При этом при напылении магнитных атомов в ряде случаев наблюдается загадочное явление отсутствия магнитного сигнала от границы раздела. Данные два факта до сих пор не поняты в рамках современной физики поверхности твердого тела. Поэтому в данной работе должен быть сделан шаг в понимании явлений гетероэпитаксиального роста на поверхности (ПО), проведен систематический анализ возможных режимов роста и развиты методики компьютерных
расчетов для моделирования формирования границы раздела. Важным для современной физики поверхности является знание о термодинамических свойствах и устойчивости с температурой поверхностных наноструктур. При этом число исследований, проведенных в этой области невелико, а представленные в литературе феноменологические модели рассматривали довольно крупные наночастицы, состоящие из сотен и тысяч атомов. Знание о процессах плавления малых нанокластеров до сих пор отсутствует.
С учетом сказанного, сформулированы следующие основные задачи работы:
1. Выявить атомные механизмы, определяющие рост наноструктур при гетероэпитаксиальном напылении на металлическую поверхность (ПО).
2. Развить методику компьютерного моделирования процессов атомной самоорганизации на поверхности (НО) на основании базовых атомных механизмов, определяющих рост наноструктур.
3. Получить данные о структуре границы раздела, формирующейся при напылении атомов 3d элементов на поверхности Си(НО) и Pd(llO), в зависимости от внешних параметров (температуры, скорости напыления, уровня напыления). Установить причины различия режимов роста на этих двух типах поверхностей.
4. Установить влияние атомных релаксаций, возникающих на границе раздела, на атомные процессы и самоорганизацию наноструктур на поверхности (110).
5. Разработать методику теоретического исследования термодинамических свойств низкоразмерньтх систем на основе метода молекулярной динамики и многочастичных межатомных потенциалов. Провести детальное изучение процесса плавления чистых поверхностей и малых поверхностных наноструктур, а также установить зависимость температуры плавления от числа атомов в структуре.
Физические принципы работы САМ
В 1972-м году была выдвинута идея микроскопа, основывающегося на полевой электронной эмиссии [3]. Принципиально он имел много общего с СТМ, созданным десятью годами позже, но зонд микроскопа находился на больше удалении от поверхности, и предполагалось использовать эффект электронной эмиссии. Разрешение прибора было сопоставимым с разрешением оптического микроскопа. Рассматривалась возможность увеличения разрешения посредством создания более «острой» иглы; авторами даже обсуждалась перспективы применения эффекта вакуумного туннелирования в сканирующей спектроскопии [3]. Фактически, это была самая близкая предпосылка к созданию СТМ. Туннельный эффект или туннелирование (в широком смысле слова) представляет собой явление преодоления микрочастицей потенциального барьера в случае, когда её полная энергия меньше высоты барьера. Явление туннелирования лежит в основе многих важных процессов в атомной и молекулярной физике, в физике атомного ядра, твёрдого тела и т.д. Согласно классической механике, частица может находиться лишь в тех точках пространства, в которых ее потенциальная энергия: дгеньше полной. Это следует из того обстоятельства, что кинетическая энергия Е частицы (здесь р, ту Upy Е - импульс, масса, потенциальная и полная энергии частицы, соответственно) не может быть отрицательной, иба в таком случае импульс р оказывается мнимой величиной. Если две области пространства разделены потенциальным барьером таким, что Up Е просачивание частицы сквозь него в рамках классической теории невозможно. В квантовой механике мнимое значение р соответствует экспоненциальной зависимасти волновой функции от координаты.
Это следует из уравнения Шредингера с постоянным потенциалом (для простоты далее рассматриваем одномерный случай): где х - пространственная координата; — редуцированная постоянная Планка, у/— волновая фнукция частицы. Решением уравнения (1.2) является: Пусть имеется движущаяся частица, на пути которой встречается потенциальный барьер высотой Up и шириной а„ а потенциальная энергия до и после прохождения барьера равна нулю. Для областей 1 (до прохождения), 2 (во время прохождения) и 3 (после прохождения барьера) получаем следующие решения уравнения Шредингера (1.2) (считаем, что начало координат совпадает с началом барьера): где к = лІ2тЕ/Ті и % = J2m(Up-E)/h. Так как слагаемое В3 exp(-ik(x - а)) характеризует отраженную волну, идущую из бесконечности, которая в данном случае отсутствует, то Вз = 0. Для характеристики величины туннельного эффекта (просачивания налетающей частицы через потенциальный барьер) введем коэффициент прозрачности, равный модулю отношения плотности потока прошедших частиц Jj к плотности потока упавших J/. Для определения потока частиц воспользуемся формулой: где знак « » обозначает комплексное сопряжение. Подставляя в эту формулу волновые функции (1.4) — (1.6), получим: Учитывая граничные условия, выразим сначала Дг и В2 через А3 (с учетом того, что za 1): а затем Д/ через А3: Введем величину Do в соответствии с формулой: которая будет порядка единицы. Тогда: Для потенциального барьера произвольной формы делаем замену: її Тогда для коэффициента прохождения через барьер получается выражение: В 1981 году бьш проведен первый успешный эксперимент по туннелированию через управляемый вакуумный зазор [6], и несколько месяцев спустя та же группа ученых представила работу [7], в которой впервые описывалось устройство СТМ. Это одно из величайших открытий 20 века позволило получать визуальную информацию об отдельных атомах и молекулах [8], а также изучать их электронные и магнитные свойства [9-11]. В 1986-м году за изобретение СТМ его разработчикам Герду Бинингу и Генриху Рореру была присуждена Нобелевская премия по физике. Принцип работы СТМ состоит в следующем. Металлическая игла-зонд, укрепленная на пьезоэлементе, который изменяет свои размеры под воздействием управляющего напряжения К, движется вдоль поверхности в режиме постоянного туннельного тока, поддерживаемого системой обратной связи (рис. 1.2). Зависимость V(x, у) позволяет строить каргу рельефа исследуемой поверхности [7]. В целом, СТМ можно рассматривать как сочетание трех концепций: сканирования, туннелирования и локального зондирования. Величина тока через барьер высоты U и ширины s определяется соотношением (где А = (4я/ R )ол = 1.025 А_1эВ ) [7]: Высокое разрешение СТМ базируется на сильной (экспоненциальной) зависимости туннельного тока от расстояния между поверхностями туннельного контакта, т.е между зондом и исследуемой поверхностью.
При высоте барьера в несколько эВ, изменение ширины барьера на 2 — 5 А приводит к модификации величины туннельного тока на 3 порядка [7]. Максимальное разрешение в плоскости (ху) определяется точностью позиционирования иглы-зонда и геометрией острия. При сканировании атомноплоских поверх участка поверхности на уровне Ферми [8], На примере поверхности Аи(ПО) было показано, что эффективное разрешение (т.е. линейный размер минимальных объектов, которые могут быть исследованы) зависит от радиуса иглы R, расстояния до поверхности d и оказывается пропорциональным ((2 А)(# + d))m (рис 1.3). Дальнейшие исследования показали, что с помощью СТМ можно контролировать положение атомов и малых кластеров на поверхности. . Манипулирование отдельными атомами с помощью СТМ может привести к созданию наноструктур, что было установлено в начале 90х годов 20-го века. Следует отметить, что несмотря на свою простоту, конструирование и изготовление СТМ является очень трудной задачей. Даже в наши дни в мире существует немного лабораторий, располагающих СТМ, которые работали бы с истинно высоким (атомным) разрешением. Все СТМ можно разделить на две основные группы: работающие на воздухе (или в другой среде) и в условиях сверхвысокого вакуума. Выделяют также низкотемпературные СТМ, работающие в условиях криогенных температур. В дальнейшем будем говорить только о сверхвысоковакуумных СТМ, работающих при сверхнизкой (криогенной) температуре. Перечислим основные проблемы, стоящие перед разработчиками: I) изоляция от акустических и механических вибраций; 2) создание быстродействующей малошумящей электроники, работающей в широком динамическом диапазоне; 3) обеспечение надежных высоковакуумных условий, допускающих различные манипуляции с образцом; 4) изготовление тонких атомногладких зондов и их диагностика, 5) контроль и управление магнитным состоянием острия-зонда.
Метод молекулярной динамики и межатомные потенциалы
Вследствие ограниченной мощности даже самые лучше образцы современных вычислительных устройств не позволяют выполнять первопри-нципные квантово-механические расчеты для систем, состоящих из более, чем 200 - 300 атомов. Зачастую, однако, требуется информация о строении структур, состоящих из большего числа атомов. В этом случае на практике применяется стратегия, которая описывается в этом параграфе. Постулируется, что межатомный потенциал взаимодействия в некой системе, состоящей из атомов определенного сорта, может быть описан какой-либо аналитической формулой с неизвестными заранее значениями параметров. С одной стороны, данная формула должна быть достаточно проста. С другой стороны, она должна передавать основные закономерности, связанные с физическими свойствами объемных кристаллов (постоянную решетки, модули упругости), а также правильную релаксацию ряда простейших атомных структур на поверхности. Последнего добиваются путем подбора значений параметров, входящих в формулу для потенциала. После чего предполагается, что найденный межатомный потенциал может описывать поведение любых, сколь угодно сложных систем, состоящих из атомов данного сорта. Отметим, что все физические величины, под которые подгоняются параметры потенциала, обычно находятся на основании первопринципньгх квантово-механических расчетов.
В связи с этим, речь идет о многочастичных межатомных потенциалах, базирующихся на квантово-механических расчетах. Поясним сказанное на примере. В главе 4 данной диссертационной работы методом кинетического Монте Карло изучается эволюция системы, состоящей из атомов Со на поверхности Си(ПО). Возникает потребность в расчете релаксации больших атомных структур (состоящих из более 1000 атомов) и определении диффузионных барьеров ряда атомных событий. Для проведения молекуляр но-статических и молекулярно-динамических вычислений задействован метод молекулярной динамики (МД) (пар. 2.2.2). В качестве параметров межатомного взаимодействия в исследуемой системе, будут использованы многочастичные межатомные потенциалы, воспроизводящие найденные в рамках первопринципньгх квантово-механических расчетов свойства 1) объемных кристаллов Со и Си, 2) малых кластеров Со внутри объемного кристалла Си и 3) малых кластеров Со на различных типах поверхностей Си. Основной целью данного параграфа является описание того, как могут быть получены корректные межатомные потенциалы в системе, состоящей из атомов определенного сорта. В качестве примера, рассмотрим систему атомов Со и Си. Межатомные связи в переходных металлах определяются плотностью состояний электронов d-зошл [92]. В модели Фриделя используется прямоугольная аппроксимация функции плотности состояний. Энергия связи пропорциональна ширине прямоугольника /12цг , где и р(є) соответствует проекции на некоторый узел кристаллической решетки плотности состояний й?-электронов с данным направлением спина. В приближении сильной связи ц2 молено выразить через интегралы перекрытия атомных й?-орбиталей [92]. В рамках метода модифицированного потенциала Росато-Жиллопа-Легранда (RGL) [93] полагается, что в случае двухкомпонентной системы потенциал притяжения для атома / имеет вид: Потенциал (2.21) является многочастичным, ибо не может быть представлен в виде суммы парных компонент. Отталкивающее взаимодействие между атомами описывается модифицированным потенциалом Борна-Майера [93]:
В формулах (2.21) и (2.22) a, J3 — индексы компонент, соответствующие сортам атомов, а А"р, А0а/3, С , Ра 4 гоаР — параметры модели. Полная энергия связи кристалла Ее определяется суммой по всем ионам /: Параметры в (2.21) и (2.22) оптимизируются с учетом экспериментальных значений энергии связи, постоянной решетки и упругих констант для чистых компонент. Учитываются также энергетические характеристики гетерогенных структур, полученные в рамках первопринципных расчетов [118]. Так, при оптимизации параметров потенциалов в работе [96] использовались значения энергии одиночной примеси Со в объеме Си и энергии связи кластеров Со на поверхности Си(ЮО). Результирущие значения параметров приведены в таблице 2.1 [96]. Табл. 2.2. Данные, использовавшиеся для подгонки параметров потенциалов в системе Co-Си (табл. 2.1) вместе с соответствующими значениями, рассчитанными с помощью оптимизированных потенциалов [91]. Величины постоянных решеток, когезионных энергий, модулей упругости и эластичности взяты из работ [92, 93], энергии связи кластеров найдены на основе первопринципных расчетов [91].
Моделирование роста наноструктур в процессе напыления Со и Fe на Pd(l 10) методом кинетического Монте-Карло: зависимость морфологии поверхности от температуры и скорости напыления
В данном параграфе обсуждаются результаты моделирования методом КМК начальной стадии роста наноструктур на поверхности Pd(l 10) в процессе термонапыления атомов Со и Fe. Данные моделирования представлены в диапазонах Т от 200 до 350 К и F от 10"5 до 1 монослоя/сек. Результаты вычислений сравниваются с данными эксперимента. Везде далее в этой главе рассматривается случай гетероэпитаксиального роста Fe на Pd(110). Однако похожие результаты получаются и для Со на Pd(l 10), что объясняется близостью значений диффузионных барьеров основных атомных событий в этих двух системах (что было показано в предыдущем параграфе). Рис 3.3.1-3.3.3 иллюстрируют результаты моделирования методом КМК морфологии поверхности Pd(l 10). Серым (светло-серым) цветом показаны атомы Pd подложки (на поверхности), синим цветом отмечены атомы Fe. Размер области, показанной на рис. а) составляет 50 х 50 нм , на рис. б) показывается атомное разрешение областей, отмеченных красным квадратом на рис. а). Размер области, показаной на рис. б) составляет 5x5 тл. На рис. 3.3.2 представлен первый результат данной главы - морфология поверхности Pd(110) после напыления Q = 0.12 монослоя Fe при Т = 290 К и F = 0.005 монослоя/сек. Обращают на себя внимание следующие особенности структуры поверхности: 1) рост случайно расположенных одноатомных проводов и 2) погружение атомов Fe в поверхность и, как следствие, формирование проводов из Pd. Средняя длина провода составляет -30 атомов. Последний результат находится в согласии с данными эксперимента [46]. Отметим, что при проведении экспериментальных исследований [46] было предположено, что образуются нанопровода, состоящие из напыленных атомов. Моделирование, однако, демонстрирует, что это предположение не верно. Убедиться в правильности теоретических предсказаний можно путем проведения серии СТС-экспериментов по измерению спектров электронной плотности над нанопроводами. Поясним их суть.
Первопринципные расчеты на основе теории функционала электронной плотности показывают, что есть существенное отличие вблизи уровня Ферми EF в спектрах электронной плотности d-состояний у атомных проводов, состоящих из атомов Fe (Со) и атомов Pd на Pd(i 10) (рис. 3.4а, б). Например, 1.0 Рис. 3.4. Спектр электронной плотности d-состояний (красным цветом -состояния со спином «вверх», синим — со спином «вниз»), посчитанный над одним из центральных атомов цепочки a) Fe, б) Со на поверхности Pd(110). Серым цветом показана электронная плотность d-состояний над цепочкой PdHaPd(llO). Результаты получены на основе ТФЭП [117, 118], для цепочки Со характерен пик на энергии (Ер + 0.15 эВ). В то же время, у линейной структуры Pd пик электронной плотности наблюдается вблизи уровня Ферми Ер. То есть, СТС-измерения над сформировавшимися в процессе самоорганизации проводами (рис. 3.3.2) могут дать ответ об их структуре (Со или Pd) по положению пика. Подобным образом, можно выбрать между цепочками Fe и Pd, отличие между которыми еще более явное. Для атомного провода, состоящего из Fe, характерен пик на энергии (Ер + 0.5 эВ), т.е. на 0.5 эВ выше, чем для Pd. Подобная схема определения «состава» атомных структур с успехом применялась в ряде работ [119] Результаты моделирования методом КМК, представленные на рис.3.3.2, подтверждаются данными СТС-экспериментов, проведенных в 2009 году в группе под руководством проф. Ю. Кирпшера (Макс-Планк-Институт г. Халле, ФРГ). Напыление атомов Fe на поверхность Pd(110) проводилось в условиях высокого вакуума ( 10" мБар) и при комнатной температуре. По окончании напыления образец охлаждался до температуры 5 К, что делало возможным проведение СТМ и СТС-измерений.
Моделирование эпитаксиального роста Со на Си(110) при комнатной температуре. Исследование влияния мезосколических релаксаций на морфологию поверхности
В данном параграфе обсуждаются результаты моделирования методом КМК роста атомных структур на поверхности Си(ПО) в процессе напыления атомов Со при комнатной температуре. Результаты моделирования сравниваются с экспериментальными данными. Также теоретически исследуется влияние мезоскопических релаксаций на формирование поверхностных наноструктур в процессе напыления Со/Си(110). Применяемая для моделирования модель КМК описывает эпитаксиальный рост в терминах вероятностей элементарных стохастических процессов (напыление, диффузия атома по поверхности и вдоль краев кластеров, обмен атомов, перенос атома из слоя в слой). Алгоритмическая часть модели описана в пар. 2.4. Скорость вероятности происхождения того или иного атомного события рассчитывается на основе закона Аррениуса (2.20); при этом значение частотного префактора v0 выбиралось равным 10 Гц для всех событий без ограничений. Моделирование проводилось на решетке гцк(ПО) состоящей из 166 х 234 атомов (60 х 60 нм2). Параметры системы были выбраны следующими: F = 0.01 монослоя/сек (как наиболее характерное для экспериментов значение скорости напыления [123, 124]), Т = 290 К, конечный уровень напыления — 0.4 монослоя.
Центральный результат моделирования представлен на серии рисунков 4.6. Рис. 4.6а демонстрирует поверхность Си(ПО) после напыления 0.01 монослоя Со (соответствующая картинка справа показывает атомное разрешение области, отмеченной красным квадратом). Данная картина соответствует 1 сек после начала напыления. Видно, что все напыленные атомы Со погружаются в поверхностный слой; при этом структуры на поверхности формируются только из атомов Си. Эти атомы образуют двух-, трех- и четырех-атомные агломераты на поверхности над погруженными атомами Со. Наблюдается много мономеров. В соответствии с данными рис. 4.2, если размер агломерата не превышает три атома, то он имеет линейную структуру. Если же агломерат состоит из четырех атомов, тогда он представляет собой малый кластер размером «два-на-два», ориентированный вдоль кристаллографического направления [1-10]. Рис. 4.66 демонстрирует поверхность Си(ПО) после напыления 0.02 монослоя Со (рисунок справа показывает атомное разрешение области, отмеченной красным квадратом). Данная картина наблюдается через 2 сек после начале напыления. Видно, что происходит формирование новых центров роста, а уже сформированные кластеры увеличиваются в размерах. Погруженные атомы Со не имеют тенденции к агломерации, и образуют массив случайно расположенных одиночных атомов. Данный процесс имеет кинетическую природу: хотя погруженным атомам Со энергетически выгодно образовывать компактные структуры, длина свободного пробега напыленного Со до погружения очень мала, и обмен Со с атомом подложки происходит в окрестности места напыления (пар. 4.1). На рис. 4.6в, г изображена морфология поверхности после напыления 0.03 и 0.10 монослоев Со соответственно (3 и 10 сек после начала напыления). Появления новых центров роста более не происходит; начинает образовываться второй слой наверху уже существующих кластеров Си. Причина этого в том, что площадь сформировавшейся поверхностной структуры достаточно велика, и существует ненулевая вероятность того, что очередной напыленный атом Со падает не на подложку, а на один из кластеров. В результате процесса обмена упавший атом Со погружается в кластер, в то время как вытесненный атом Си участвует в формировании второго слоя. На рис. 4.6д представлена морфология поверхности Си(ПО) после напыления 0.20 монослоя Со (20 сек после начала напыления).
Присутствие второго слоя показывает, что в данном случае имеет место трехмерный режим роста поверхностных структур, т.е. перенос атомов Си со второго слоя на первый не происходит («заморожен»). Погруженные в поверхность атомы Со представляют собой одиночные примеси или образуют малые кластеры нерегулярной формы. На рис. 4.6е показана морфология поверхности Си(ПО) после напьшения 0.4 монослоя Со (40 сек после начала напьшения). Второй слой кластеров полностью состоит из атомов Си; фракция Со в первом слое меньше 5 %. Почти весь напыленный Со расположен в поверхностном слое и образует там малые кластеры нерегулярной формы, окруженные атомами Си. Также видно, что практически достигнут предел перколяции. Результаты моделирования по напылению 0.4 монослоя Со на Си(ПО) (рис. 4.6е) находятся в согласии с данными эксперимента. Так в работе [123] при схожих внешних условиях наблюдалось формирование случайно расположенных одно- и двуслойных кластеров, ориентированных вдоль направления [1-10]. Средний размер кластера составлял 6x2 нм, что очень близко к значениям, полученным нами. В работе [124] (при уровне напьшения в два раза большем, 0.8 монослоя) СТМ-измерения показали образование двуслойных кластеров, ориентированных вдоль направления [1 10]. При этом на основе анализа магнитных измерений авторами [124] было 101 предположено, что образовавшиеся на поверхности структуры состоят, в основном, из атомов Си. Эта догадка подтверждается результатами наших вычислений. Открытие того, что структуры на поверхности содержат, в основном, атомы Си, проливает свет на загадочное парамагнитное поведение тонких пленок, наблюдаемое на ранних стадиях термонапыления Со на Си(110) [123, 124]. Два фактора могут подавлять магнитный сигнал от Со на поверхности Си(ПО): 1) атомы Со погружены в немагнитную подложку, и часть из них накрыта сверху атомами Си (рис. 4.6е) и 2) погруженные атомы Со не образуют больших кластеров, а формируют малые агломераты размером в несколько атомов, которые имеют парамагнитное поведение по причине их малого размера [120]. Рассмотрим тепреь вопрос о том, какое влияние на формирование интерфейса Со/Си(110) имеют атомные мезоскопические релаксации (MP), возникающие в подложке и формирующихся структурах.
Предыдущие теоретические и экспериментальные исследования показали, что концепция MP, представленная в работах [133, 134], чрезвычайно важна для детального понимания процессов атомной кинетики и образования наноструктур на ранних стадиях эпитаксиального роста. Особенно сильно влияние MP сказывается вблизи ступеней и краев кластеров. Например, МД-расчеты продемонстрировали, что атомные релаксации влияют на форму поверхности и кластеров в процессе гомо- [135] и гетероэпитаксии [134], что изменяет детали атомной диффузии как в окрестности кластеров, так и на них [94]. MP существенно снижают величины активационных барьеров для атомного транспорта между слоями кластеров [137] и для перемешивания между адатомами и атомами подложки [138]. В результате теоретических и экспериментальных исследований было установлено, что наличие атомных релаксаций приводит к значительному увеличению поверхностной плотности кластеров, формирующихся на ранних стадиях эпитаксильного роста [122, 139]. MP также могут приводить к «быстрой» диффузию малых кластров на
