Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Адсорбция металла на металлической подложке 9
1.1.Представление о чистой поверхности 9
1.1.1. Модель "желе" 9
1.1.2. Метод псевдопотенциала 13
1.1.3. Метод функционала плотности 16
1.1.4. Зависимость работы выхода от кристаллографических направлений... 19
1.2. Адсорбированные слои 22
1.2.1. Взаимодействие адсорбированного атома с адсорбентом 23
1.2.2. Взаимодействие между адатомами 28
1.2.3. Работа выхода покрытой поверхности 31
1.3. Экспериментальные исследования адсорбции атомов Си и Gd на гранях монокристалла W 34
1.3.1. Адсорбция атомов Си на гранях монокристалла W 34
1.3.2. Адсорбция атомов Gd на гранях вольфрама 40
ГЛАВА II. Методика эксперимента 44
2.1. Устройство автоэлектроппого микроскопа (АЭМ) 44
2.2. Источники адсорбатов 47
2.3. Вакуумные условия 47
2.4. Измерительная схема 48
2.5. Выбор рабочего режима 49
2.6. Определение работы выхода адсорбированных систем 51
ГЛАВА III. Адсорбция атомов меди и гадолиния на отдельных гранях монокристалла вольфрама 54
3.1. Адсорбция атомов меди на отдельных гранях монокристалла W 54
3.1.1. Адсорбция атомов меди на гранях, расположенных по зонной линии (011)->(001) монокристалла вольфрама 56
3.1.1.1. Адсорбция атомов Си на грани (Oll)W 56
3.1.1.2. Адсорбция атомов Си на ступенчатых гранях монокристалла W: (023), (012) и (013) 62
3.1.2. Адсорбция атомов меди на гранях, расположенных по зонной линии (112)-(001) монокристалла вольфрама: грани (112) и (113) 80
3.2. Адсорбция атомов Gd на гранях (112), (113) и (023) W 92
ГЛАВА IV. Влияние величины предадсорбированного покрытия си на эмиссионно-адсорбционные свойства сверхтопких пленок gd на гранях (112), (113) и (023) монкристалла вольфрама 96
4.1. Влияние предадсорбции атомов Си на гранях (112), (113) и (023)
монокристалла W на формирование работы выхода субмонослойных и монослойных пленок Gd при температуре подложки 77 К 98
4.2. Влияние предадсорбировапиых покрытий Си изменяемой толщины на грани (023)W на формирование работы выхода субмонослойных и монослойных пленок Gd при комнатной температуре подложки 112
Выводы 116
Список литературы
- Метод функционала плотности
- Экспериментальные исследования адсорбции атомов Си и Gd на гранях монокристалла W
- Вакуумные условия
- Адсорбция атомов Си на ступенчатых гранях монокристалла W: (023), (012) и (013)
Введение к работе
Десятки лет активного изучения процессов на поверхности твердых тел явились периодом плодотворного накопления знаний как о поверхности твердого тела, так и об адсорбированных на ней пленках. Полученный обширный экспериментальный материал показал, что физико-химические свойства тонкопленочных структур зачастую неожиданны, а порою экзотичны. Поэтому нет сомнения в том, что тонконленочные твердые тела представляют собой новое состояние вещества, и их объединение в особый класс материалов закономерно. Неизменная востребованность пленочных систем в таких областях науки и техники, как микро- и наноэлектроника, гетерогенный катализ, физическая электроника, материаловедение и др. стимулирует поиск новых объектов. В целях расширения спектра тонкопленочных структур исследователи обратились к более сложным адсорбционным системам, образующимся, например, при совместной адсорбции атомов разной химической природы. При этом один из коадсорбатов может использоваться в качестве добавки для изменения свойств поверхности. Влияние такой добавки может приводить как к повышению химической активности поверхности, так и к её ослаблению, а иногда и к полной пассивации подложки, изменяя тем самым свойства тонкопленочной системы. Таким образом, чем больше будет исследовано сложных адсистем, тем эффективнее можно будет управлять поверхностными свойствами подложки с помощью специально внесенных добавок.
В настоящей работе была поставлена задача исследовать влияние постепенного изменения физической и химической природы подложки (грани W) путем предадсорбции контролируемых количеств атомов Си на формирование работы выхода субмонослойных и монослойных покрытий Gd,
одного из представителей редкоземельных металлов (РЗМ), и на изменение величины начального дипольного момента адатома Gd, отражающего меру его взаимодействия с подложкой. Основными подложками служили разные как по потенциальному рельефу, так и по электронной структуре грани (112), (113) и (023) монокристалла вольфрама. В качестве добавок для изменения свойств подложки были выбраны атомы одного из благородных металлов - Си, имеющие относительно простую электронную структуру внешних электронных оболочек - Зсі1^1 - по сравнению с таковой у атомов базовой подложки W - 5d46s2. Предполагалось, что осаждение постепенно возрастающих количеств атомов меди приведет к плавному уменьшению химической активности подложки. Подробно исследованные ранее на большинстве граней монокристалла W свойства сверхтонких пленок Gd, в ряду которых была обнаружена и высокая эмиссионная активность, позволяла надеяться на их ощутимый отклик на модификацию подложки. Это и предопределило выбор атомов Gd, в качестве второго коадсорбата. Таким образом, объектом исследования являлись системы: (112)W-Cu-Gd, (113)W-Cu-Gd и (023)W-Cu-Gd.
Диссертация состоит из четырех глав.
Первая глава содержит краткий обзор теоретических работ, посвященных физической природе работы выхода чистых металлов и адсорбции металлических атомов на поверхности металлов. Рассмотрены основные современные представления о взаимодействии адсорбированных атомов с металлической подложкой и между собой и о влиянии адсорбированных пленок на свойства металлической поверхности. Также приводятся и анализируются имеющиеся в литературе экспериментальные данные но адсорбции атомов Си и Gd и по их совместной адсорбции с другими адсорбатами
на отдельных гранях W.
Во второй главе описаны конструкция экспериментального прибора и схема измерительного стенда, изложены метод получения сверхвысокого вакуума, определения работы выхода, дано описание источников адсорбата.
Третья глава содержит результаты исследования динамики формирования работы выхода (р сверхтонких пленок меди на гранях (011), (023), (012), (013), (112) и (113) монокристалла W при трех температурах подложки Тп - температуре жидкого азота (77 К), комнатной температуре (300 К) и температуре термического равновесия адатомов меди (650 К). Следует отметить, что из шести граней использованных в качестве подложки, четыре: ((023), (012), (013) и (113)) являются ступенчатыми, что представляет особый интерес в силу специфики их атомной структуры и чрезвычайно редкого использования этих граней в качестве подложек. Совокупность полученных данных позволяет выявить как влияние структуры, так и температуры подложки на динамику формирования работы выхода субмонослой-ных и монослойпых пленок Си на величину работы выхода монослойпых пленки Си на исследованных гранях монокристалла W. В этой главе также приведены результаты изменения работы выхода граней (023), (112) и (113) W в процессе адсорбции атомов Gd при Тп = 77 К.
В четвертой главе рассмотрены динамика формирования работы выхода сверхтонких пленок Gd и изменение начального дипольного момента адатома Gd на поверхности граней (112), (113) и (023) монокристалла вольфрама при постепенном изменении химической природы и, соответственно, электронной структуры подложек путем предадсорбции разного количества атомов меди: от одиночных атомов до покрытий в 1.5-2 монослоя (МС). Большинство измерений были проведены при температуре иодлож-
ки Тп = 77 К, когда поверхностная миграция адатомов практически отсутствует, что исключает вероятность их перераспределения между соседними гранями острия. Чтобы оценить влияние температуры подложки, было проведено исследование формирования работы выхода сверхтонких пленок Gd на разных подслоях Си на грани (023)W также при комнатной температуре подложки (Тп= 300 К). Анализ полученных данных позволил сделать вывод о том, что в результате постепенной модификации адатомами Си химической природы подложки (W) уменьшается ее химическая активность.
Научная новизна работы
Впервые в условиях сверхвысокого вакуума (1О'и-10'12 мм.рт.ст. по активным компонентам остаточных газов) в одинаковых экспериментальных условиях проведено систематическое исследование динамики формирования работы выхода субмонослойных и монослойных пленок Си на плот-ноунакованных ((011) и (112)) и ступенчатых ((023), (012), (013) и (113)) гранях W, расположенных по двум зонным линиям ОЦК-кристалла: (011)->(001) и (112)->(001), в широком интервале температур подложки (от температуры жидкого азота до 650 К).
На примере изменения эмиссионно-адсорбционных свойств Gd экспериментально показана возможность целенаправленного изменения in situ физической и химической природы ряда подложек (грани (112), (113) и (023)W) путем предадсорбции на них атомов Си.
Практическое значение работы:
1. Получены значения работы выхода монослойных пленок Си на плот-ноупакованных ((011) и (112)) и ступенчатых ((023), (012), (013) и (113))
гранях монокристалла W при трех температурах формирования слоев меди (Тп = 77,300 и 650 К).
2. Уменьшение химической активности поверхности граней (112), (113) и (023) монокристалла W, вызванное предадсорбцией контролируемых покрытий Си, при исследовании систем (112)W-Cu-Gd, (U3)W-Cu-Gd и (023)W-Cu-Gd, подтверждает реальную возможность использования специально внесенных добавок для управления свойствами поверхности.
Основные положения, выносимые на защиту:
Установлено влияние структуры и температуры подложки на динамику формирования субмонослойных и монослойных пленок Си и значения работы выхода монослойных пленок Си, измеренные в условиях сверхвысокого вакуума, на гранях (ОН), (112), (023), (012), (013) и (113) монокристалла W при температурах подложки 77, 300 и 650 К.
Установлено, что предадсорбция атомов Си на поверхности граней (112) (ИЗ) и (023)W при Тп= 77 К уменьшает их химическую активность.
Установлено, что величина начального дипольного момента адатома Gd чрезвычайно чувствительна к степени модификации поверхности граней (112), (023) и (113) монокристалла W атомами Си при Тп= 77 К, уменьшаясь в 2*2.5 раза при изменении предадсорбированного покрытия Си от 0 до 1 монослоя.
Обнаружено, что при Тп= 77 К изменение механизма роста сверхтонких пленок Gd с послойного (механизм Франка-Ван-дср-Мерве) на образование трехмерных кристаллитов Gd на равномерно распределенном моно-слойном покрытии Gd (механизм Странского-Крастанова) является следствием изменения физических и химических свойств граней (112), (023) и (113)W, модифицированных монослойным покрытием Си.
Метод функционала плотности
Предложенная в [14] модель поверхности переходных металлов включает в себя две составляющие поверхностного электронного состояния: обладающий высокой поляризуемостью электронный газ почти свободных s-($р)-электронов и довольно локализованные, похожие на оборванные связи, uf-образные поверхностные состояния.
Несмотря на то, что оптимальный исевдоиотенциал для ионных остовов на поверхности неизвестен, эта модель хорошо объясняет каталитическую активность переходных металлов и удовлетворительно согласуется с результатами строгих самосогласованных расчетов поверхностей переходных металлов [15,16]. Применение псевдопотенциала, введенного в [17] для описания объемных свойств твердого тела, обнаруживает неплохое согласие вычисленных величин (например ф) с их экспериментальными значениями для щелочных металлов [18]. Значительный прогресс в описании поверхности металлов был, достигнут благодаря развитию формализма функционала плотности.
Как известно, многоэлектронная кваптовомеханическая задача сводится к одноэлектронному методу функционала плотности F[p(r)]. Метод функционала плотности основан на самосогласованной теории основного состояния неоднородного газа Хоэнберга, Кона и Шэма [19, 20]. Электронная плотность р(г) основного состояния систем частиц в заданном поле одно значно определяется выбором внешнего потенциала v(r). Хоэнберг и Кон [19] показали, что справедливо и обратное утверждение: v(r) является однозначно функционалом плотности р(г). Этот результат послужил отправным пунктом при построении метода функционала плотности. Поскольку волновая функция у/ через уравнение Шредингера однозначно определяется v(r), следовательно, существует однозначное соответствие между волновой функцией у/ и плотностью основного состояния р(г). Поэтому и полная энергия основного состояния системы является функционалом плотности: zW] = HMrVr+F[p{r)]t гдс (1 3) Р[р(г)ут[Р(г)],\\\ВШ ы в,,[ )\ (1.4) функционал плотности F[p(r)J, независящий от внешнего потенциала v(r). В функционал плотности (1.4) входят функционал кинетической энергии Т[р(г)] невзаимодействующих электронов, второй член - энергия кулонов-ского отталкивания и объемно-корреляционная энергия Gxc[p(r)]. Если внешний потенциал обусловлен распределением положительного заряда р+(г), например, ионами решетки, тогда электростатический потенциал можно найти из уравнения Пуассона: V2v = 4K[p(r)-p+(r)]. (1.5)
Плотность основного состояния системы р(г) может быть определена с помощью известного вариационного принципа. В данном случае условие минимума полной энергии (при условии постоянства полного числа электронов) записываются следующим образом: 8{E[p{r)]-nlp{r)d3r} = 0 (1.6) где fl - множитель Лагранжа, равный химическому потенциалу. Тогда ра 18 бота выхода (р= v() - ц, где v() - электростатический потенциал в вакууме вдали от поверхности, средний электростатический потенциал в металле равен нулю. Если известен явный вид энергетического функционала E[p(r)J, то уравнение (1.6) определяет распределение электронной плотности. Однако интегральная форма вариационного принципа не учитывает возможность квантовых осцилляции плотности фриделевского типа.
Электронную плотность основного состояния р(г) можно найти и более традиционным способом, решив систему из п однозначных уравнений Шредингера с неким эффективным одноэлектронным потенциалом v,f, в котором приближенно учитывается обменио-корреляционныс эффекты: +V vAr) = Y (r) , (1.7) где Veff(r)=v{r)+T-G c{p) Предполагается, что обменно-корреляционная составляющая эффективного потенциала о ,„ действующего в точке г, зависит только от плотности электронов р(г) в этой точке. Тогда p(r)=z.\v.{r)?- (1.8)
Эти уравнения необходимо решать согласованным образом совместно с уравнением Пуассона. Основные трудности этого подхода связаны с выбором объемно-корреляционной энергии Gxc[p(r)]. Для ее определения Кон и Шэм [20] предложили приближение локальной плотности: ОЛРП]=ЫР)Р( Г, (1.9) где є (р) - функция, описывающая обменпо-корреляционную энергию в расчете на один электрон в однородном электронном газе плотностью р.
Это приближение строго выполняется в двух случаях: когда плотность меняется очень медленно или когда она меняется сильно (в последнем случае можно пренебречь обменио-корреляционными поправками). Нссмот 19 ря на неверное, в общем случае, приближение слабо изменяющейся плотности электронов у поверхности, коно-шэмовский формализм применяется почти во всех самосогласованных расчетах, результаты которых находятся в хорошем согласии с экспериментом.
Большинство самосогласованных расчетов р(г) вблизи поверхности металлов основывается на модели "желе". При замене решетки кристалла фоном теряется неэквивалентность направлений в кристалле. Поэтому в рамках модели "желе" невозможно объяснить важный экспериментальный факт - анизотропию работы выхода монокристаллов [18, 21, 22].
Экспериментальные исследования адсорбции атомов Си и Gd на гранях монокристалла W
Интерес к изучению электронных и структурных свойств тонких пленок меди в настоящий момент возрастает из-за возможности их использования в схемах на основе чипов [63-65].
Первая работа по исследованию системы W-Cu появилась еще в 1951 году [66]. Несмотря на то, что медь известна людям с древнейших времен и широко использовалась ими, к настоящему времени наши знания, например, о свойствах тонкопленочных покрытий высокочистой меди, далеко не исчерпывающи. Пленки медь исследовали разными методами: ДМЭ, КРП, АЭМ, АИМ и т. д. Имеющиеся данные по адсорбции Си на поверхности W, полученные методом автоэлектронной микроскопии, можно разделить на две части: результаты изменения средней работы выхода и работы выхода отдельных граней W.
Исследование изменения средней работы выхода ср в результате адсорбции атомов Си при температурах их термического распределения на поверхности вольфрамового острия [67-69] показало, что с ростом концентрации меди (р сначала увеличивается, проходит через максимум, затем уменьшается и, проходя минимум, выходит на плато. Подобный нетривиальный ход зависимости средней работы выхода также наблюдали Sugata и Takeda [70] и Jones [71], исследуя с помощью автоэлектронного микроскопа адсорбцию серебра на вольфраме.
Авторы работ [69-71] используют феноменологическую модель Gyftopoulos a и Levin a [72] для объяснения начального увеличения средней работы выхода. Согласно их подходу, эффективная работа выхода состоит из двух накладывающихся барьеров: барьера электроотрицательноети и барьера диполя. Пока у атомов меди электроотрицательность больше, чем у атомов вольфрама, атомы Си будут поляризованы отрицательным полюсом наружу. Такая поляризация ведет к увеличению работы выхода в соответствии с наблюдениями, связанными со средней работой выхода. Это объяснение, однако, нельзя считать удовлетворительным, если принять во внимание результаты Мосса и Блотта по работе выхода Си на грани (HO)W [73]. На этой грани медь ведет себя относительно вольфрама подобно электроположительному металлу. Следовательно, относительная электроотрицательность атомов адсорбата и подложки не определяет изменения работы выхода.
Как и другие металлы, медь, адсорбируемая на вольфраме, не распределяется однородно. Поэтому очень трудно интерпретировать значение изменений средней работы выхода, которые могут представлять собой информацию о различных и сложных явлениях [61, 74].
В случае эмиттера для чистой монокристаллической поверхности, средняя работа выхода определяется поверхностями с низкими значениями работы выхода, такими, как у граней (111), (310), (120) или (ИЗ), однако их относительные вклады в среднюю работу выхода могут измениться с покрытием адсорбатом. Более того, различия в энергии связи приводят к конкуренции между областями поверхности с разной ориентацией. Это может быть причиной различий в степени покрытия между разными гранями даже при относительно низких температурах. Поэтому трудно получить более определенную информацию из изменений средней работы выхода. Результаты по адсорбции на отдельных гранях монокристалла дают больше информации об эмиссиошю-адсорбционных свойствах системы адсорбент-адсорбат. Большинство исследований тонких пленок Си на совершенных моно-кристаллических подложках с использованием множества современных методик (таких, как ДМЭ, КРП, ЭОС, ТДС, СТМ и др.) были выполнены на низкоиндексных плотноупакованных гранях О ЦК-монокристаллов W и Мо (011) и (001) [75-80] и лишь в [81] и в нескольких работах, где использовался метод автоэлектронной микроскопии [68, 82-84], в качестве подложек были использованы и другие по атомной и электронной структуре грани (112), (111) и (013)W. Следует упомянуть, что были исследованы, преимущественно, термически равновесные пленки меди, а результаты, полученные при других температурах подложки, зачастую отрывочны и бессистемны. К сожалению, в течение последних двух десятилетий свойства тонких пленок Си не привлекали интереса исследователей.
В работе [68] исследовали изменения работы выхода, вызванные, осаждением и распределением атомов меди на гранях (110), (100), (111) и (211) монокристалла вольфрама. Анализ полученных результатов позволил установить, что при адсорбции Си на разных гранях W наиболее заметное влияние структуры подложки, приводящее к различным изменениям работы выхода, происходит именно в области малых покрытий: на гладких гранях, таких как (ПО) и (100), работа выхода уменьшается на начальной стадии адсорбции, а на шероховатых гранях (111) и (211) работа выхода увеличивается. Наблюдаемое увеличение ср связано со сглаживанием шероховатости поверхности граней (111) и (211), а уменьшение (р - с локальным усилением поля вокруг адатомов, которые будут выступать на начальной стадии их адсорбции.
Вакуумные условия
Наличие сильфона позволяет совмещать с зондовым отверстием ту или иную грань вольфрамового острия, а использование дыоаровскои ножки - расширить диапазон используемых температур подложки до температуры жидкого азота (Т - 77 К). Острия получали путем травления заготовки из вольфрамовой проволоки диаметром 0.1 мм в 3% растворе NaOH методом автоматического электрохимического травления [21]. При прогреве в процессе обезгаживания кончик острия под действием сил поверхностного натяжения приобретал сглаженную форму. За счет сферичности поля у поверхности острия электроны, испускаемые автокатодом, летят по радиальным траекториям, и на экране получается увеличенное изображение кончика острия. Сопоставление автоэлектронного изображения кончика острия со стереографической проекцией ОЦК кристалла позволяет идентифицировать грани монокристаллического вольфрамового острия благодаря плотноупакованным граням {(011),(001) и (112)}, которые из-за их большой работы выхода на автоэмиссионном изображении выглядят в виде симметрично расположенных темных пятен.
Электроны, прошедшие через зондовое отверстие, собираются цилиндром Фарадея (8), целиком помещенным в супрессор (9). Супрессор препятствует попаданию в цилиндр Фарадея вторичных электронов, выбиваемых из анода и экрана АЭМ. Одновремешю он является элеюростатическим зіфаном коллектора от внешних полей. Для предотвращения токов утечки между экраном и цилиндром Фарадея, а также между супрессором и цилиндром Фарадея последний крепился на остеклованном вводе, имеющем заземленное охранное кольцо (10). Источники адсорбатов (11) располагались попарно (Cu+Gd, Cu+Gd) в боковых отростках АЭМ, расположеїшьгх под углом - 45 к оси острия. Защитный экран (12) предохранял источники от взаимного напыления друг на друга в процессе работы.
В качестве источников использовались двойной вакуумный дистиллят Gd чистотой 99.96% и высокочистая медь чистотой 99.999%. Источники Gd и Си были приварены в углубление узкой (—1-5-1.5 мм) М-образной танталовой полоски, предварительно обезгаженной в вакууме при температуре, превышающей рабочую. Напыление адсорбатов проводили путем прямонакаль-ного прогрева их источников.
Получение сверхвысокого вакуума в экспериментальных приборах осуществлялось на вакуумной установке ЭРА-300-2, принцип работы которой основан на последовательном действии цеолитовых и магнитного электроразрядного насосов. Цеолитовые насосы обеспечивали предварительную откачку объема до давления (1+-3)х10 3мм.рт.ст., затем откачку продолжали с помощью магнитного электроразрядного насоса. Вакуум контролировали по вакуумметру ВИ-14 с помощью ионизационного манометра ИМ-12. Во время откачки стекло прибора обезгаживалось многократными длительными, порядка нескольких часов, прогревами до температуры 460-480 С. Обез-гаживание острия и источников адсорбатов проводили путем пропускания через них тока, превышающего рабочий.
После достижения вакуума (1+5)х10"9мм.рт.ст. прибор отпаивался от вакуумной установки. Дальнейшее улучшение вакуума в отпаянном приборе достигалось при помощи ионизационной лампы ИМ-12. В процессе доведения источников адсорбатов до рабочего состояния вакуум улучшался до р Ши-10 п мм.рт.ст. по активным компонентам остаточных газов за счет превосходной газопоглощающей способности [101] пленок Gd, напыленных на внутренние стенки боковых отростков АЭМ.
На рис. 14 приведена электрическая схема измерения эмиссионных характеристик с отдельных граней эмиттера. Высокое напряжение подавалось на анод от источника высоковольтного напряжения с шагом 20 В. Для измерения автоэмиссионного тока с отдельных граней острия использовали электрометрический усилитель У5-10. Сигнал с выхода усилителя поступал на универсальный цифровой вольтметр В7-22А.
Адсорбция атомов Си на ступенчатых гранях монокристалла W: (023), (012) и (013)
К обнаружено и в нашей работе (см. 3.1.1.1). Однако, возвращаясь к кривой а рис. 23, мы отчетливо видим, что работа выхода в области малых покрытий Си на грани (023) при Т=77 К также уменьшается как на (011), проходит через глубокий минимум, затем - максимум. Обратившись к атомной структуре этой грани и используя для интерпретации модель Смолуховского[24], можно объяснить такое поведение зависимости (p023(tCu) при такой низкой температуре подложки (Тп=77 К). Атомы Си, достигнув подложки, сравнительно быстро теряют свою кинетическую энергию, тер-молизуясь с подложкой. Если принять во внимание, что террасы этой грани, повторяющие атомную структуру грани (011), достаточно широки в атомном масштабе (ширина их -НА), то большая часть изначально поступающих атомов Си останется на поверхности террас, не имея возможности достигнуть изломов ступеней несмотря на энергетическую привлекательность этих адмест. Застряв на гладких террасах и будучи статистически распределенными на них, адатомы Си в силу мелкого потенциального рельефа террас будут выступать над поверхностью, усиливая локальное электрическое поле около каждого из них, что с неизбежностью приведет к уменьшению работы выхода адсистемы. С ростом покрытия на взаимодействие адато-мов Си с подложкой будет накладываться постепенно возрастающее взаимодействие адатомов между собой (латеральное взаимодействие), которое во многом определяет начало зарождения пленки Си. Минимум на зависимости p(t) свидетельствует о металлизации пленки. За увеличение р после минимума (весьма заметное в случае нашей адсистемы) могут быть ответственны как уплотнение слоя Си с ростом покрытия, так и сглаживание потенциального рельефа подложки за счет достройки ступеней адатомами Си.
В то же время, на начальном этапе адсорбция Си на гранях (012) и (013)W при Т = 77 К сопровождается увеличением работы выхода (см. рис. 24, 25, кривые а), которая с ростом покрытия Си проходит через максимум, минимум, а далее изменяется волнообразно.
Для наглядности и удобства сравнения кривые (p(tcJ, измеренные при одинаковых температурах подложки на ступенчатых гранях, расположенных вдоль зонной линии (011)- (001), объединены в сводные графики (рис. 26 - Т = 77 К; рис. 27 - Т = 300 К; рис. 28 - Тп = 650 К). На рис. 26 для облегчения сравнения все кривые (р(вСи) нормированы по положению первого минимума каждой из зависимостей (p(tCu). Увеличение ср ца гранях (012) и (013)W в области малых покрытий Си можно с достаточной долей уверенности объяснить сглаживанием потенциального рельефа подложки (модель Смолуховского). Безусловно речь идет о сглаживании изломов ступеней, так как по мере удаления от грани (ОН) вдоль зонной линии (011)- (001) ширина ступеней /уменьшается, а концентрация ступеней N возрастает, соответственно (Ns = 1/1) (см. табл.). Если наше предположение о кинетике адсорбции адатомов Си на ступенчатых гранях справедливо, то согласно таблице, эффект от сглаживания (т.е. величина увеличения (р в области малых покрытий Си) должен возрастать по мере увеличения концентрации ступеней и уменьшения ширины террас. Это великолепно подтверждает величина А(ртах(А(ртл =(Ртах %ой полу Таблица. Концентрации ступеней Nsuux ширина I для ступенчатых граней монокристалла W, расположенных вдоль зонной линии (011)- (001). чепная из кривых (p(tCu): Д(р =0.23 эВ на грани (012) и 0.51 эВ на грани (013)W. За уменьшение работы выхода после ее максимума ответственно локальное усиление поля вблизи выступающих адатомов Си, адсорбирующихся уже на сглаженную подложку. Однако, волнообразное изменение работы выхода после минимума, характерное для всех исследованных граней (011), (023), (012) и (013)W при Т =77 К (рис. 29), является свидетельством того, что в области средних и больших покрытий Си механизм формирования пленок Си одинаков с большой вероятностью их неупорядоченности. Это и неудивительно: атомная структура террас ступенчатых граней повторяет структуру грани (011)W.
Ход зависимостей (p(tCu) с ростом покрытия меди на гранях (023), (012) и (013)W при Тп=300 и 650 К в первом приближении аналогичен (рис. 27,28). Такое подобие в изменении работы выхода в процессе формирования пленок Си при заметно отличающихся температурах подложек связано с тем, что уже при Тп=300 К адатомы Си имеют возможность мигрировать (хоть и не слишком активно) по поверхности острия и более легко - по мелкому потенциальному рельефу грани (Oll)W и террасам выше перечисленных ступенчатых граней. При температуре подложки Тп=650 К, являющейся заведомо температурой термического равновесия адатомов Си, они легко мигрируют по поверхности в поисках энергетически наиболее выгодных адцен-тров, последовательно заполняя их с учетом энергии связи, которую они могут обеспечить. Появление "плеча" на спаде максимума на всех зависимостях (p(tCu) при Тп=650 К (рис. 28) мы обсудим позже.
Конечные значения (рт пленок Си на всех ступенчатых гранях при Тп=300 и 650 К практически совпадают (см. рис. 27, 28 кривые Ъ, с). На грани (023) разница в величинах (рм составляет 0.07 эВ (рис. 23), на грани (012) наблюдается полное совпадение (рис. 24), на грани (013) при Тп=300 К плато отсутствует из-за формирования некоторого образования в виде "цветочка", которое попадало в зондовое отверстие и искажало, соответственно, адсистемы. Следует добавить, что значения на всех ступенчатых гранях очень близки между собой (4.13-4.20 эВ). По-видимому, конечная структура монослойных пленок Си на них также одинакова, что неудивительно, а скорее закономерно.
