2 Theoretische Grundlagen

Strukturelle und magnetische Eigenschaften von
CoPt3-Nanostrukturen auf WSe2
50 nm
50 nm
Dissertation
zur Erlangung des akademischen Grades
Doktor der Naturwissenschaften
(Dr. rer. nat.)
an der Universität Konstanz
Mathematisch – Naturwissenschaftliche Sektion
Fachbereich Physik
vorgelegt von
Andreas Maier
Konstanz
Oktober 2001
Tag der mündlichen Prüfung: 14. Dezember 2001
1. Referent: Prof. Dr. G. Schatz
2. Referent: Prof. Dr. P. Leiderer
Magnet und Eisen sind nicht unterschieden. Wenn das Eisen in die Lage
versetzt wird, seine Dualität zu zeigen, nennen wir es Magnet oder Magnetisiert.
Johann Wolfgang von Goethe
Bild auf der Titelseite:
STM-Bilder eines 50 Å dicken granularen CoPt3(111) Filmes, der aus einkristallinen Körnern
aufgebaut ist, und isolierter CoPt3(111)-Nanostrukturen, die jeweils bei 300°C auf
WSe2(0001) aufgedampft wurden. Man sieht deutlich dreieckige und hexagonale Nanostrukturen mit einem mittleren Durchmesser von 10 nm bzw. 4 nm.
i
Inhaltsverzeichnis
1
Einleitung
1
2
Theoretische Grundlagen
3
2.1
Wachstumsprozesse ..................................................................................................... 3
2.1.1
2.2
3
Diamagnetismus ................................................................................................. 6
2.2.2
Paramagnetismus................................................................................................ 7
2.2.3
Ferromagnetismus .............................................................................................. 8
2.2.4
Superparamagnetismus..................................................................................... 10
Apparative Voraussetzungen
13
Die MBE-Apparatur................................................................................................... 13
Die verwendeten experimentellen Messmethoden
15
4.1
Reflection High Energy Diffraction (RHEED).......................................................... 15
4.2
Röntgenbeugung ........................................................................................................ 18
4.2.1
θ−2θ−Scans in Symmetrie ............................................................................... 18
4.2.2
ω-2θ-Scans in Asymmetrie .............................................................................. 19
4.2.3
ω-Scans (Rocking-Kurven) .............................................................................. 19
4.3
5
Magnetismus ................................................................................................................ 6
2.2.1
3.1
4
Nukleationstheorie ............................................................................................. 4
Rastersondenmethoden .............................................................................................. 19
4.3.1
Rastertunnelmikroskopie (STM)...................................................................... 19
4.3.2
Rasterkraftmikroskopie .................................................................................... 22
4.4
Magneto-optischer Kerr-Effekt (MOKE) .................................................................. 23
4.5
SQUID Magnetometer ............................................................................................... 24
Ergebnisse und Diskussion
25
5.1
Stand der Forschung................................................................................................... 25
5.2
Ultradünne CoPt3-Filme auf WSe2 ............................................................................ 27
5.2.1
Strukturelle Eigenschaften ............................................................................... 28
5.2.2
Magnetische Eigenschaften.............................................................................. 42
5.3
Isolierte CoPt3-Nanostrukturen auf WSe2 ................................................................. 49
5.3.1
Wachstum und Struktur.................................................................................... 49
5.3.2
Magnetische Eigenschaften: Superparamagnetismus ...................................... 53
ii
6
Zusammenfassung und Ausblick
57
7
Literatur
61
8
Anhang
65
8.1
Das Co – Pt Phasendiagramm .................................................................................... 65
8.2
Gitterparameter von CoxPt1-x ..................................................................................... 66
8.3
Abbildungs- und Tabellenverzeichnis ....................................................................... 67
8.4
Patent: Magnetisches Bauelement, DE 10044226.9 .................................................. 71
Ein Dankeschön ...
73
Einleitung
1
1 Einleitung
Der magnetische Datenspeicher ist eines der wichtigsten Bauelemente jedes EDVSystems. Die Entwicklungen auf diesem Gebiet waren in den letzten 10 Jahren enorm und sie
resultierten in bedeutenden Verbesserungen der Datenspeicherung. Die Herstellungskosten
sind gefallen (durchschnittlich 40 Prozent pro Jahr [IBM]), da die Nachfrage explosionsartig
anstieg (in fast jedem Haushalt in Deutschland befindet sich ein Computer) und die Herstellungsverfahren immer mehr vereinfacht werden konnten. Ausserdem ist die Festplattenkapazität exponentiell angewachsen (etwa vertausendfacht seit 1990), da die Bitmenge pro
Flächeneinheit jährlich um durchschnittlich 100 Prozent [IBM] gesteigert werden konnte.
Dies war durch eine Verringerung der Fläche (Domänengröße) möglich, die ein Bit auf einer
Festplatte einnimmt. Die typische Domänengröße liegt heute bei ungefähr 10 nm, wobei in
der Domäne die leichte Achse der Magnetisierung in der Plattenebene liegt.
Der entscheidende Fortschritt liegt also in der Herstellung und Handhabung von Nanostrukturen. Nanostrukturen haben gegenüber makroskopischen Proben fundamentale
Unterschiede: ihre elektronischen, strukturellen und magnetischen Eigenschaften sind oft
durch Quanteneffekte bestimmt. Die Schmelztemperatur eines Metalls, die Remanenz eines
Magneten und die Bandlücke eines Halbleiters hängen sehr stark von der Größe eines
Kristallits ab. Man hat so die Möglichkeit nicht nur über die Veränderung der chemischen
Komposition, wie es bisher geschah, sondern durch die Nanostrukturierung eines bestimmten
Materials neue Materialeigenschaften zu schaffen.
Es gibt immer mehr Möglichkeiten Nanostrukturen kontrollierbar herzustellen. Dies geschieht mittels chemischer Verfahren wie z.B. aus Mizellen [Sp96], mittels Maskentechniken
wie z.B. mit Masken aus Kolloidkügelchen [Bu97] oder strukturierten Si3N4-Membranen
[Kö99], mittels lithographischer Verfahren wie die Stempeltechnik und die optische Lithographie oder wie in dieser Arbeit mittels „self-assembly“ [Re98, Di01], also der zufälligen
Anordnung eines Materials auf einem bestimmten Substrat. Dabei kann die Größenverteilung
und der räumliche Abstand der mittels „self-assembly“ hergestellten Nanostrukturen z.B. über
die Aufdampftemperatur oder über spezielle Substrateigenschaften wie vorhandene oder gezielt erzeugte Defekte in der Substratoberfläche beeinflusst werden.
In dieser Arbeit werden die strukturellen und magnetischen Eigenschaften granularer
CoPt3-Legierungsfilme und isolierter einkristalliner CoPt3-Nanostrukturen untersucht, die auf
dem Schichtgitterhalbleiter WSe2 zwischen Raumtemperatur und 700°C aufgedampft wurden.
CoxPt1-x-Legierungsfilme auf metallischen Keimschichten sind bereits ausgiebig untersucht
[Ro95, Ma97, Sh99], da sie als magneto-optische Speichermedien bei blauem Laserlicht
[We96] verwendet werden können. Ausserdem zeigen sie eine starke senkrechte magnetische
Anisotropie [We93] und eine größere Kerr-Rotation bei kleineren Wellenlängen im sichtbaren
Bereich im Vergleich zu Co/Pt-Multischichten [We92].
Der Schichtgitterhalbleiter WSe2, der eine chemisch inerte Oberfläche aufweist, führt
wegen der sehr geringen Wechselwirkung zwischen der CoPt3-Legierung und der Substrat-
2
Einleitung
oberfläche zu granularen Filmen bzw. isolierten Nanostrukturen, die aus einkristallinen facettierten Körnern bestehen und einen Durchmesser von nur wenigen Nanometer haben.
Diese Tatsache führt bezüglich der strukturellen und magnetischen Eigenschaften zu verschiedenen Eigenschaften im Vergleich zu CoPt3-Volumenproben.
50 nm
Abb. 1.1:
50 nm
STM-Bilder eines 50 Å dicken granularen CoPt3(111)-Films und von
isolierten CoPt3(111)-Nanostrukturen (nominelle Dicke 0,3 Å), die
jeweils bei 300°C auf WSe2(0001) aufgedampft wurden.
Die granularen Filme, die bei Raumtemperatur hergestellt wurden, haben für die magnetische Datenspeicherung sehr interessante Eigenschaften und sind gegenüber momentan
verwendeten magnetischen Speicherschichten einfacher herzustellen. Diese Tatsache wurde in
dem in Kap. 8.5 beschriebenen Patent geschützt. Die isolierten Nanostrukturen, die aus wenigen Hundert Atomen zusammengesetzt sind und trotzdem aus einkristallinem CoPt3(111)
bestehen und je nach Aufdampftemperatur eine chemische Ordnung des L12-Typs aufweisen,
zeigen ein superparamagnetisches Verhalten.
Im zweiten Kapitel werden kurz die theoretischen Grundlagen von Wachstum und Magnetismus einzelner Nanostrukturen und dünner Filme beschrieben.
Im dritten Kapitel wird die verwendete UHV-Apparatur beschrieben und in Kapitel vier
werden kurz die verwendeten Messmethoden erklärt. Dabei wird Wert darauf gelegt, was man
in den jeweiligen Bildern oder Messkurven qualitativ erkennen kann und was sich daraus für
Eigenschaften für die granularen Filme bzw. die isolierten Nanostrukturen ergeben.
Im fünften Kapitel werden die Ergebnisse der granularen CoPt3(111)-Filme und der isolierten CoPt3(111)-Nanostrukturen, die auf WSe2(0001) bei verschiedenen Temperaturen und
Bedeckungen aufgedampft wurden, ausführlich beschrieben und diskutiert.
Das sechste Kapitel gibt eine kurze Zusammenfassung und einen Ausblick auf zukünftige
Experimente.
Diese Arbeit entstand im Rahmen des Sonderforschungsbereichs 513 “Nanostrukturen an
Grenzflächen und Oberflächen“ im Teilprojekt A8 “Magnetismus von Nanostruktur-Ensembles“ in der Arbeitsgruppe von Prof. Dr. G. Schatz.
Theoretische Grundlagen
3
2 Theoretische Grundlagen
2.1 Wachstumsprozesse
Das Wachstum dünner Filme, die durch Deposition von Atomen aus der Gasphase entstehen, ist ein extremes Nichtgleichgewichtsphänomen. Dieses wird durch die Konkurrenz
zwischen Thermodynamik und Kinematik bestimmt [Ba58]. Außerdem beeinflusst das
Substratgitter den Wachstumsprozess des Adsorbats.
Falls die Gitterkonstante des Adsorbats eine ähnliche Größe wie die des Substrats besitzt,
d.h. die Verzerrung der verschiedenen Gitter beim Übergang von einer kristallinen Substanz
zu der anderen klein ist, kommt es zu epitaktischem Wachstum. Dabei bestimmt also die
Anordnung der Substratatome das Aufwachsen der Adsorbatatome. Eine weitgehend
defektfreie (z.B. keine Stufen) und atomar saubere Substratoberfläche ist dafür eine weitere
Voraussetzung.
Durch eine thermodynamische Betrachtung kann man generell zwischen drei Wachstumsarten unterscheiden, siehe z.B. [Lü95]. Diese sind in Abb. 2.1 dargestellt.
Inselwachstum (Volmer-Weber)
< 1 ML
1-2 ML
> 2 ML
Lage-für-Lagewachstum (Frank-van der Merwe)
< 1 ML
1-2 ML
> 2 ML
Schicht- und Inselwachstum (Stranski-Krastanov)
< 1 ML
Abb. 2.1:
1-2 ML
> 2 ML
Schematische Darstellung der drei Wachstumsarten.
Beim Inselwachstum (Volmer-Weber-Wachstum) bilden sich kleine Adsorbatinseln auf
der Substratoberfläche, da die Bindung der Adsorbatatome oder –moleküle untereinander
stärker ist, als die Bindung zur Substratoberfläche. Die Adsorbatinseln wachsen dadurch in
4
Theoretische Grundlagen
dreidimensionaler Form auf dem Substrat auf. Metalle auf Isolatoren oder auch Verbindungen
mit einer Schichtstruktur wachsen in dieser Art.
Das Lage-für-Lagewachstum (Frank-van der Merwe-Wachstum) ist gerade das umgekehrte Wachstumsverhalten. Dabei ist die Bindung des Adsorbats zum Substrat größer als die
Bindung der Adsorbatatome oder –moleküle untereinander. Dadurch bildet sich zunächst eine
komplette Monolage auf der Substratoberfläche aus. Diese wird dann bei höherer Bedeckung
nacheinander mit weiteren kompletten Monolagen bedeckt. Dieses Wachstum wird bei Metall-Metall- und Halbleiter-Halbleiter-Systemen beobachtet.
Beim kombinierten Schicht- und Inselwachstum (Stranski-Krastanov-Wachstum) werden
mit wachsender Bedeckung zuerst eine oder mehrere komplette Adsorbatmonolagen
ausgebildet. Auf dieser wachsen dann dreidimensionale Inseln, z.B. wenn der Gitterparameter
oder die Orientierung der Zwischenschicht nicht in den makroskopischen Kristall fortsetzbar
ist. Man findet diese Wachstumsart z.B. in Metall-Metall-, Metall-Halbleiter- und HalbleiterHalbleiter-Systemen.
2.1.1 Nukleationstheorie
Das Wachstum dünner epitaktischer Filme und Nanostrukturen ist ein Nichtgleichgewichtsphänomen. Die hergestellten Proben sind somit nicht im thermodynamischen
Gleichgewicht. Das bedeutet z.B., dass durch Oswald-Reifung eine große Insel auf Kosten
von mehreren kleineren Inseln anwachsen kann. Dieser Vorgang findet auf einer wesentlich
größeren Zeitskala statt, als der Wachstumsprozess während des Aufdampfens.
Die jeweiligen atomaren Prozesse, die im einzelnen für das Wachstum verantwortlich
sind, werden in Abb. 2.2 dargestellt.
Adsorption
EA
spezifische
Gitterplätze
(Stufen, Kinks)
Abb. 2.2:
Desorption
ED
Ei,j
OberflächenNukleation Interdiffusion
diffusion
Schematische Darstellung der kinetischen Prozesse, die während des
Filmwachstums auf atomarer Ebene stattfinden.
Einzelne Atome treffen aus der Gasphase auf eine Oberfläche. Danach können sie auf der
Oberfläche diffundieren bis sie wieder desorbieren, mit einem anderen Atom zu zwei- oder
dreidimensionalen Clustern nukleieren, an bereits bestehenden Clustern oder Defekten der
Oberfläche eingefangen oder durch Interdiffusion in die Oberfläche eingebaut werden. Diese
unterschiedlichen Prozesse sind durch charakteristische Zeitintervalle bestimmt, die wiederum
Theoretische Grundlagen
5
von der Temperatur der Oberfläche, der Konzentration an Adatomen und der
Gesamtbedeckung abhängen:
τ A, D = ν 0 −1e
−
E A ,D
k BT
.
(2.1)
EA,D ist hierbei eine Aktivierungsenergie für Adsorption oder Diffusion, T die Substrattemperatur und ν0 = 1012 - 1013 Hz eine typische Versuchsfrequenz.
Das Diffusionsverhalten auf einer realen Oberfläche kann mit dem TLK-Modell (TerraceLedge-Kink) [Bas75] beschrieben werden.
Adatom oberhalb
einer Stufenkante
Adatom
Stufenadatom
monoatomare
Stufe
TerrassenLeerstelle
Stufenatom
Abb. 2.3:
Schematische Darstellung einer realen Kristalloberfläche mit Defekten, Stufen und Adatomen.
Eine reale Kristalloberfläche hat zahlreiche mögliche Oberflächenplätze für Adatome wie
Stufen und Kinks (siehe Abb. 2.3), die jeweils eine unterschiedliche Bindungsenergie
aufweisen. Dies liegt daran, dass die Zahl der nächsten Nachbarn eines Adatoms auf den
jeweiligen Plätzen jeweils unterschiedlich ist.
Das Wachstum einer Insel geschieht durch ständiges Anlagern von Atomen, die auf der
Oberfläche diffundieren. Erst ab einer gewissen Keimgröße erhält man stabile Inseln, da dann
das Verhältnis aus Oberfläche zu Volumen gerade so ist, dass die Kondensationsenergie gegenüber der aufzubringenden Oberflächenenergie überwiegt. Die Größe des Keims i, der
durch Hinzufügen eines weiteren Atoms zu einer stabilen Insel führt, bezeichnet man als kritischen Keim. Die Anzahl i der Atome hängt von der Substrattemperatur und von der
Übersättigung des Adatomgases ab. Die Dichte der Keime ist durch den Quotienten aus Fluss
und Diffusionskoeffizient gegeben [Ven73]:
N∝
Fq
Dp
,
(2.2)
wobei p und q positive Werte sind. Der Diffusionskoeffizient wird analog (2.1) bestimmt:
6
Theoretische Grundlagen
D = ν 0e
ED
k BT
.
(2.3)
Mit Hilfe der Beschreibung der Nukleation mit Ratengleichungen [Ven84] lässt sich
Gleichung (2.2) folgendermaßen vereinfachen:
χ
F
N∝  .
D
(2.4)
Der Exponent χ wird als Skalen-Exponent bezeichnet und hat für 2D-Inseln den Wert
χ = i/(i + 2) und für 3D-Inseln χ = i/(i + 2,5). Man hat also nun einen Zusammenhang zwischen makroskopischen, messbaren Größen wie dem Diffusionskoeffizienten D und der
kritischen Keimgröße i.
2.2 Magnetismus
Hier soll kurz das quantenmechanische Phänomen Magnetismus soweit erklärt werden,
wie es zum Verständnis der Messungen der magnetischen Eigenschaften der hergestellten
Proben notwendig ist. Eine ausführliche Darstellung des Magnetismus ist z.B. in [Ah96] oder
[Kit96] gegeben.
2.2.1 Diamagnetismus
Alle Materialen zeigen Diamagnetismus (er ist aber meistens durch stärkere magnetische
Phänomene (Para- oder Ferromagnetismus) überdeckt). Eine halb-klassische Erklärung des
Diamagnetismus ist die Vorstellung der Elektronenbahnen als mikroskopische Kreisströme,
durch die bei Anlegen eines externen Magnetfeldes eine Spannung induziert wird, die je nach
Richtung des Feldes den Kreisstrom erhöht oder erniedrigt. Gemäß einer quantenmechanir
r
schen Beschreibung ist die Änderung des magnetischen Momentes m dem äußeren Feld B0
entgegengesetzt (Lenzsche Regel):
e2 r 2 r
r
m=−
B0 .
6m e
(2.5)
r 2 ist der Mittelwert der Quadrate der Bahnradien, e die Elektronenladung und me die
Elektronenmasse.
r
Die Magnetisierung M einer Probe ist die Vektorsumme der einzelnen magnetischen
Momente pro Volumen V:
r 1 N r
M = ∑ mi .
V i =1
(2.6)
r
r
Zwischen dem Feld H und der Magnetisierung M besteht häufig ein linearer Zusammenhang:
Theoretische Grundlagen
7
r
r
M = χH
(2.7)
χ wird dabei als Suszeptibilität bezeichnet und ist im Fall des Diamagnetismus negativ.
Eine für viele diamagnetische Materialien gültige Abschätzung der Suszeptibilität ergibt sich
mit r = 0,5 Å und der Elektronendichte (N/V) = ne = 2,7·1023 g-1:
χ
dia
=−
µ 0e 2 r 2 n e
6m e
≈ −4 ⋅10 − 6 cm 3g −1 .
(2.8)
Der Diamagnetismus ist also ein sehr schwaches magnetisches Phänomen, muss aber z.B.
bei SQUID-Messungen der CoPt3-Nanostrukturen als Untergrund vom WSe2-Substrat
berücksichtigt werden. In der Regel ist der Diamagnetismus isotrop, da über die Elektronenbahnen verschiedener Atome gemittelt wird.
2.2.2 Paramagnetismus
Paramagnetismus liegt insbesondere bei Materialien vor, deren Atome bzw. Moleküle
magnetische Momente besitzen. In Abwesenheit eines äußeren Feldes sind diese zufällig angeordnet, so dass die Vektorsumme verschwindet und die Materialien nicht magnetisch sind.
Legt man ein äußeres Feld an, so orientieren sich die atomaren magnetischen Momente teilweise kolinear zu diesem aus, da dies energetisch günstiger ist und es kommt zu einer
effektiven Magnetisierung. Die Betrachtung der Verteilung der Orientierung bei einer bestimmten Temperatur ergibt die Suszeptibilität:
χ para =
n m eff 2 C
=
(Curie-Gesetz, C Curie-Konstante),
3k B T
T
(2.9)
mit meff das effektive magnetische Moment (in der Größenordnung von einigen Bohrschen Magneton µ0µB = µ0he / 2me = 1,165·10-29 Vsm) der Atome und n deren Dichte. Mit
n = 6·1023 Atome pro Mol, einem Bohrschen Magneton pro Atom und einer typischen Molmasse von 100 g/mol erhält man bei Raumtemperatur für χpara = 5·10-5 cm3g-1. Der Wert ist
um eine Größenordnung größer, als beim Diamagnetismus, aber immer noch sehr klein.
In der quantenmechanischen Betrachtung, d.h. die Projektion mz der magnetischen Momente parallel zum Magnetfeld kann nur diskrete Werte mz = gµBm annehmen, erhält man
folgende Funktion für die Magnetisierung:
 gµ JB 
M para = ngµ B JB J  B 
 k BT 
(2.10)
wobei n die Anzahl der Spins, g der g-Faktor, J die Spinquantenzahl, B die magnetische
Induktion und BJ die Brillouin-Funktion für verschiedene Gesamtmomente h·J ist.
8
Theoretische Grundlagen
In der klassischen Betrachtung, d.h. die magnetischen Momente können beliebige Winkel
mit dem Magnetfeld bilden, ergibt sich statt der Brillouin-Funktion die Langevin-Funktion.
Sie geht aus der Brillouin-Funktion für J → ∞ hervor.
2.2.3 Ferromagnetismus
In ferromagnetischen Materialien sind die magnetischen Momente der Atome im Gegensatz zum Paramagnetismus auch ohne äußeres Feld unterhalb der Curie-Temperatur TC
teilweise ausgerichtet, da die Atome durch die sogenannte Austauschwechselwirkung miteinr
ander wechselwirken. Dies führt zu einer Gesamtmagnetisierung M der Probe. Jeder Spin
versucht die anderen Spins in seine Richtung auszurichten. Oberhalb der Curie-Temperatur ist
das Material paramagnetisch. Für die Suszeptibilität gilt das Curie-Weiss-Gesetz:
χ ferro =
C
.
T − TC
(2.11)
Die Austauschwechselwirkung hat ihren Ursprung in den quantenmechanischen
Eigenschaften der Spins. Im Heisenbergbild wird die Wechselwirkung durch den Überlapp
der Elektronenhüllen benachbarter Atome erklärt. Die Austauschenergie wird folgendermaßen
beschrieben:
r r
E = −JS1 ⋅ S2
(2.12)
r r
mit S1 , S2 Spinvektoren der Atome und J Kopplungskonstante. Für ein positives J sind
die Spins parallel (→ Ferromagnetismus) und für negatives J antiparallel (→ Antiferromagnetismus) ausgerichtet.
In einem ausgedehnten ferromagnetischen Festkörper kompensieren sich die magnetischen Momente, da der Festkörper zur Energieminimierung eine Domänenstruktur bildet. In
diesen Domänen sind alle Spins parallel ausgerichtet. Sie sind durch sogenannte Blochwände
getrennt. Zum Aufbau dieser Wände muss Arbeit gegen die Austauschkräfte geleistet werden.
Bei einer stabilen Domänenstruktur im Festkörper ist die Summe aus Feldenergie und Wandenergie minimal.
Bringt man einen ferromagnetischen Festkörper in ein externes Magnetfeld, wachsen
Domänen an, deren magnetische Momente in Richtung des externen Feldes orientiert sind.
Erst wenn alle magnetischen Momente durch das externe Feld ausgerichtet sind, ist die
Sättigungsmagnetisierung MS erreicht. Verringert man das externe Feld bis auf Null, bleibt
eine gewisse Restmagnetisierung MR (Remanenz) zurück. Diese Restmagnetisierung kann
durch Anlegen des sogenannte Koerzitivfeldes HC beseitigt werden. Man erhält so die in
Abb. 2.4 dargestellte Hysteresekurve.
Theoretische Grundlagen
9
M
MS
Neukurve
MR
HC
Abb. 2.4:
Hext
Hysteresekurve eines ferromagnetischen Festkörpers mit Neukurve.
Ein weiteres Merkmal ferromagnetischer Materialien ist die Anisotropie. Sie legt fest,
entlang welcher Achse die Magnetisierung im feldfreien Fall zeigt und wieviel Energie man
aufbringen muss, um sie dort herauszudrehen. Die absoluten Minima der Anisotropie-Energie
bestimmen die magnetisch leichten Richtungen, d.h. die Richtungen, in die sich die
Magnetisierung einer homogen magnetisierten Probe, bzw. innerhalb einer Domäne
ausrichtet. Die Winkelabhängigkeit beschreibt die Energie, die benötigt wird, um die
Magnetisierung aus diesen leichten Richtungen herauszudrehen. Die Anisotropie ist eine
Folge der Spin-Bahn-Wechselwirkung, die das magnetische Moment mit dem Bahndrehimpuls verbindet. Eine Drehung der Magnetisierung bewirkt also eine Drehung des
Bahndrehimpulses und damit eine Energieänderung des Elektronensystems im Kristallfeld der
Nachbaratome.
Dünne ferromagnetische Schichten zeigen eine starke Anisotropie, die von den verschiedenen Probendimensionen parallel und senkrecht zur Schichtebene herrühren. Dabei sind
verschiedene Mechanismen für das Zustandekommen der Anisotropie zu berücksichtigen:
•
Formanisotropie: Aufgrund der starken Anisotropie des Entmagnetisierungsfaktors
sind die gemessenen magnetischen Eigenschaften dünner Schichten parallel und
senkrecht zur Schicht verschieden.
•
Kristallanisotropie: Bei dünnen Schichten ist die Schichtebene gleichzeitig Gitterebene des Kristalls. Durch diese Ordnung der Atome ergibt sich eine Anisotropie
ihrer Wechselwirkung und damit der magnetischen Eigenschaften.
•
Oberflächenanisotropie: Da die Atome der äußersten Atomlage einer Schicht keine
Nachbarn der gleichen Atomsorte haben, beobachtet man mit abnehmender Dicke
einen stärker werdenden Einfluss der Oberfläche.
•
magnetoelastische Anisotropie: Ist die Schicht auf einem Substrat mit unterschiedlicher Gitterkonstante aufgebracht, so kann es zu inneren Verspannungen
10
Theoretische Grundlagen
kommen, die die magnetischen Eigenschaften gegenüber denen des räumlich ausgedehnten Materials verändert.
In allen Fällen benutzt man als Maß der Anisotropie den Unterschied der Energie pro
Volumen zwischen paralleler und senkrechter Sättigungsmagnetisierung:
K u = E|| − E⊥ .
(2.13)
Ist dieser Wert negativ, ist die Magnetisierung in der Schicht energetisch bevorzugt, die
“leichte Achse“ liegt in der Ebene. Im anderen Fall steht die spontane Magnetisierung senkrecht zur Schicht.
2.2.4 Superparamagnetismus
Die thermische Stabilität der Magnetisierung eines magnetischen Partikels hat bei
eindomänigen Nanostrukturen (typischerweise d < 20 nm) einen großen Einfluss auf die
Gesamtmagnetisierung der Probe.
Betrachtet man ein Ensemble von Teilchen mit uniaxialer Anisotropie (siehe Abb. 2.5)
und Anisotropie-Konstante Ku und einem Winkel α zum Magnetfeld, so erhält man folgende
Gesamtenergie der Teilchen im externen Magnetfeld H:
Energie
E = KuV·sin2α - µH·cos α.
∆E(B)
0°
Abb. 2.5:
(2.14)
90°
180°
α
Schematische Darstellung der möglichen Magnetisierungsrichtungen
eines ferromagnetischen Teilchens bei angelegtem äußeren Feld.
Die Relaxation der Magnetisierung ist für solche Teilchen durch den Néel-Prozess [Ne49]
mit folgender Relaxationszeit charakterisiert:
τ −1 = f 0 exp
−
∆E ( B)
k BT
(2.15)
mit einer Versuchsfrequenz f0 = 109-1012 Hz. ∆E(B) ist die Höhe der Energiebarriere bei
angelegtem Feld B parallel zur leichten Achse der Magnetisierung (siehe Abb. 2.5):
Theoretische Grundlagen
11
2

2K u
B 
 mit B0 =
∆E(B) = K u V1 −
M S (T )
 Bo 
(2.16)
mit dem Volumen V und der temperaturabhängigen Sättigungsmagnetisierung MS der
Teilchen. Für eine typische Messzeit von τ = 10-100 s pro Messpunkt erhält man nach Auflösen von Gl. 2.15 nach der Temperatur T und Einsetzen von Gl. 2.16 einen Ausdruck für die
Blockingtemperatur TB:
TB (V) ≈
∆E(B)
.
30k B
(2.17)
Für Temperaturen T > TB erreicht das magnetische Moment jedes Teilchens während der
Messzeit das thermische Gleichgewicht und ist deshalb im sog. superparamagnetischen
Zustand. In diesem Fall folgt die Magnetisierung des Teilchenensembles einer LangevinFunktion und die Suszeptibilität dem Curie-Gesetz:
M (T )VB
1

M (B, T) = M S (T ) coth( x ) −  mit x = S
.
x
k BT

(2.18)
Für sehr kleine x kann man die Langevin-Funktion entwickeln und durch 1/3 ersetzen:
M (B, T) =
xM S (T)
für x << 1.
3
(2.19)
Die Teilchen verhalten sich also insgesamt wie paramagnetische Teilchen mit einem
großen Gesamtspin. Die Magnetisierung der Teilchen kann dann innerhalb der Messzeit pro
Messpunkt bei gegebener Temperatur viele Sprünge zwischen den Zuständen parallel oder
antiparallel zum externen Feld machen. Die Hysteresekurve zeigt also keine Remanenz und
keine Koerzitivfeldstärke.
Für Temperaturen T < TB ist das magnetische Moment eines Teilchens geblockt, d.h. bei
Anliegen eines externen Feldes und anschließendem Abkühlen der Probe, werden alle
magnetischen Momente ausgerichtet. Wenn die Temperatur die Blockingtemperatur
unterschreitet, reicht die thermische Energie zum “Überspringen“ des Potentialberges ∆E
nicht mehr aus. Die magnetischen Momente können dem äußeren Feld nur verzögert folgen
und man erhält eine Hysterese-Kurve.
In field cooled measurements (FCM) und zero field cooled measurements (ZFCM) kann
die Blockingtemperatur von magnetischen Nanostruktur-Ensembles gut bestimmt werden.
Dabei wird die zu messende Probe z.B. in einem SQUID-Magnetometer ohne angelegtes Feld
auf wenige Kelvin (unter die zu erwartete Blockingtemperatur) abgekühlt. Dadurch werden
die magnetischen Momente der einzelnen Nanostrukturen statistisch “eingefroren“ und die
Magnetisierung der Probe ist bei T = 0 K im Mittel gleich Null. Wenn man nun ein externes
Magnetfeld anlegt und die Messtemperatur erhöht, erhält man einen Anstieg der
Magnetisierung der Probe, die bei der Blocking-Temperatur ihr Maximum hat (siehe
Abb. 2.6), da dann die thermische Energie ausreicht, um alle magnetischen Momente in
12
Theoretische Grundlagen
Magnetisierung der Probe
Richtung des externen Feldes auszurichten. Dies ist ein exponentieller Anstieg, da die
thermisch aktivierte Ausrichtung der magnetischen Momente gemäß des Boltzmann-Gesetzes
verläuft. Eine gewisse Größenverteilung der Nanostrukturen führt zu einer Verbreiterung
dieses kontinuierlichen Anstieges. Danach fällt die Magnetisierung der Nanostrukturen, die
dann im superparamagnetischen Zustand sind, gemäß eines Curie-Verhaltens für einen
klassischen Paramagneten mit 1/T wieder ab (siehe Gl. 2.9). Man muss pro Messpunkt immer
so lange messen, dass die magnetischen Momente der Nanostrukturen sich im thermischen
Gleichgewicht befinden. Man misst dafür typischerweise 100 s pro Temperaturpunkt.
FCM
ZFCM
Blocking-Temperatur
Messtemperatur [K]
Abb. 2.6:
Schematische Darstellung der messtemperaturabhängigen Magnetisierung in einem FCM- und ZFCM-Experiment.
In einem FCM-Experiment wird die Probe in einem extern angelegten Feld gekühlt und
dabei die Magnetisierung gemessen. Man erhält für Messtemperaturen T > TB ein 1/T-Verhalten für die Magnetisierung der Probe, da das angelegte externe Feld die einzelnen
magnetischen Momente der Nanostrukturen beim Abkühlen bereits ausgerichtet hat. Für
Messtemperaturen T < TB erhöht sich die Magnetisierung immer noch und erreicht eine
Sättigung, sobald alle magnetische Momente der einzelnen Nanostrukturen durch das externe
Feld ausgerichtet sind.
Apparative Voraussetzungen
13
3 Apparative Voraussetzungen
3.1 Die MBE-Apparatur
Die Präparation von Einkristallen und dünnen Filmen und deren Untersuchung soll unter
reproduzierbaren Bedingungen durchgeführt werden. Deshalb geschieht dies im Ultrahochvakuum (UHV), d.h. bei einem Druck p < 10-8 mbar . Dadurch wird der Einfluss von
Verunreinigungen auf das Film- und Inselwachstum und auf die Diffusion der aufgedampften
Atome möglichst klein gehalten.
Die in dieser Arbeit beschriebenen Experimente wurden an einer MBE-Apparatur unter
Ultrahochvakuumbedingungen durchgeführt. Das System besteht aus einer Schleuse, einer
Transferkammer, einer Aufdampfkammer und einer Kammer, in der sich ein UHV-STM /
AFM / MFM befindet. Abb. 3.1 zeigt einen schematischen Aufbau des Systems.
SputterIonenquelle
Manipulator
y
z
RHEED
x
Ventil
MagnetSchieber
AES
SchwingQuarz
Effusor
Schleuse
Fluoreszens- Elektronenstrahl- QMS
Schirm
Verdampfer
Ventil
MagnetSchieber
STM
AFM
Abb. 3.1:
Schematischer Aufbau der verwendeten Ultrahochvakuum-Apparatur.
Die Schleuse dient zum schnellen Einschleusen von Proben, STM-Spitzen und AFMbzw. MFM-Cantilevern ohne Bruch des Vakuums.
Die Aufdampfkammer ist eine kommerzielle Aufdampf- und Analyseapparatur der Firma
VARIAN mit einem Basisdruck von 2·10-10 mbar. Sie ist zur Probenpräparation mit einer
Sputterionenquelle (Ar+-Ionen) und einer Substratheizung (bis maximal 1200°C) ausgestattet.
14
Apparative Voraussetzungen
Zur Probenherstellung sind zwei Elektronenstrahlverdampfer mit jeweils zwei Verdampfertiegeln und ein Effusor eingebaut. Die Dampfrate kann mittels eines Quadrupolmassenspektrometers (QMS) und die Schichtdicke mit einem Schwingquarz bestimmt werden. Zur Analyse der hergestellten Proben ist die Kammer mit RHEED (Reflection High Energy Electron
Diffraction, siehe Kap. 4.1) und AES (Augerelektronenspektroskopie) ausgestattet. Mit
RHEED kann die Struktur der aufgedampften Schicht auch während der Schichtherstellung
bestimmt werden. Dafür kann der Probenhalter um einen maximalen azimutalen Winkel von
90° gedreht werden, um unterschiedliche Azimute zu detektieren. Die Reinheit der
Probenoberfläche kann mit AES bestimmt werden und während des Sputterns ist es möglich,
ein Sputter-Tiefen-Profil aufzunehmen.
In der Transferkammer können Proben auf einem Probenkarussell gelagert und in die
Aufdampfkammer und die STM / AFM / MFM-Kammer transferiert werden. Ausserdem soll
in diese Kammer eine Apparatur zur Messung des magnetooptischen Kerreffekts (MOKE,
siehe Kapitel 4.4) eingebaut werden. Man kann dann ohne Bruch des Vakuums magnetische
Eigenschaften der hergestellten Proben messen. Es ist dann möglich z.B. schichtdickenabhängig die Hysteresekurve einer ferromagnetischen Probe in polarer und longitudinaler
Konfiguration zu messen.
In der dritten Kammer befindet sich ein kommerzielles Tunnel-/Rasterkraftmikroskop
(STM / AFM /MFM), siehe Kapitel 4.3) der Firma OMICRON.
Die verwendeten Messmethoden
15
4 Die verwendeten experimentellen Messmethoden
4.1 Reflection High Energy Diffraction (RHEED)
Eine häufig verwendete Methode zur Oberflächenstrukturbestimmung ist die Beugung
von Elektronen. Bei der Beugung schneller Elektronen im Bereich von 10 bis 50 keV
(RHEED, Reflection High Energy Electron Diffraction) arbeitet man unter streifendem Einfall, um eine genügend hohe Oberflächensensitivität zu haben. Außerdem wird so auch der
Einfluss von Gitterschwingungen auf die Intensität der Beugungsreflexe minimiert. Das auf
dem Leuchtschirm erzeugte Beugungsbild wird mit einer CCD-Kamera aufgenommen.
Leuchtschirm
Azimut
RHEED-Kanone
(E = 10 keV, λ ~ 0.1 Å)
Einfallswinkel α
k01
k00
k0
Spiegelreflex
Probe
direkter Strahl
Schattenkante
Abb. 4.1:
Schematische Darstellung eines RHEED-Systems.
In einer Elektronenkanone werden Elektronen mit einer Energie von 10 keV erzeugt.
Diese werden dann unter streifendem Einfall (α ≈ 3°) am Oberflächengitter der Probe gebeugt. Die Probe ist auf einem drehbaren Probehalter fixiert, um RHEED-Bilder verschiedener Azimute aufnehmen zu können. Bei einer Beschleunigungsenergie der Elektronen von
10 keV haben diese gemäß der de Broglie-Relation λ = h/mv = (150,4 / E)1/2 mit λ in Å und E
in eV eine Wellenlänge von 0,12 Å. Trotz der hohen Beschleunigungsenergie von 10 keV
haben die Elektronen senkrecht zur Probenoberfläche nur eine sehr geringe Eindringtiefe. Die
Elektronen werden somit nur an den ersten Atomlagen der Probe gestreut. Deshalb ist
RHEED eine sehr oberflächensensitive Methode.
Das am Leuchtschirm erhaltene Beugungsbild kommt also durch an der Probenoberfläche
r r r
elastisch gestreute Elektronen zustande, falls die Laue-Bedingung ( ∆k = k − k 0 ) erfüllt ist. Es
kann mit Hilfe einer Ewald-Konstruktion erklärt werden. Der Radius der Ewaldkugel ist
durch die Beschleunigungsenergie der Elektronen gegeben.
Ein reziproker Gittervektor einer Oberfläche (2D) ist durch folgende Beziehung gegeben:
r
r
r
G = hg1 + kg 2
(4.1)
16
Die verwendeten Messmethoden
mit h, k den Miller´schen Indizes. Dieser ist mit den dazugehörigen Translationsvektoren
im Realraum über folgende Beziehungen verknüpft:
r r
r r
r
r
a 2 × n̂
n̂ × a1
(4.2)
g1 = 2π r r und g 2 = 2π r r
a1 × a 2
a1 × a 2
r
mit n̂ Einheitsvektor senkrecht zur Oberfläche.
r
Die Länge von g1, 2 berechnet sich folgendermaßen:
r
2π
.
g1 =
d
(4.3)
Dabei ist d der Netzebenenabstand.
Für eine zweidimensionale Betrachtung liegt senkrecht zur Oberfläche keine Periodizität
vor, d.h. die Periodenlänge geht gegen unendlich (d → ∞). Das führt zu einem reziproken
r
Gittervektor g 3 mit verschwindender Länge. Dadurch kann die Komponente des Streuvektors
senkrecht zur Oberfläche jeden beliebigen Wert annehmen. Das reziproke Gitter einer idealen
periodischen Oberfläche besteht deshalb aus unendlich dünnen Stangen senkrecht zur Oberfläche (siehe Abb. 4.2).
10
00
10
Ewald - Kugel
k01
k0
k00
Schattenkante
Abb. 4.2:
Reziproker Raum einer Kristalloberfläche mit Ewald-Kugel.
Diese Stangen werden mit der Ewaldkugel geschnitten. Man erhält somit scharfe
Beugungsreflexe, die auf einem Kreisbogen liegen (siehe Abb. 4.3a). Für eine endlich ausgedehnte Oberfläche, dies ist der Normalfall, da jede reale Probenoberfläche eine Terrassenstruktur aufweist, haben diese Stangen eine endliche Dicke. Dadurch erhält man beim Schnitt
dieser Stangen mit der Ewaldkugel ausgeschmierte Beugungsreflexe (engl. “streaks“). Eine
Verkippung einzelner Kristallebenen (Mosaikstruktur) führt ebenfalls zu ausgeschmierten
Beugungsreflexen (siehe Abb. 4.3b).
Die verwendeten Messmethoden
17
Im Fall einer sehr stark gestuften Oberfläche, oder von 3D-Inseln auf der Oberfläche,
werden diese vom einfallenden Elektronenstrahl durchstrahlt. Dadurch erhält man eine
Periodizität in Richtung senkrecht zur Probenoberfläche, was wieder zu Punkten als
Beugungsreflexe auf dem Leuchtschirm führt, die auf einer Linie liegen. Falls die 3D-Inseln
Facetten aufweisen, werden die Elektronen zusätzlich an diesen Facetten gebeugt. Dadurch
erhalten die Beugungsreflexe eine dreieckähnliche Form, wobei die Winkel im Dreieck mit
den Winkeln der Facetten zur Probenoberfläche übereinstimmen (siehe Abb. 4.3c rechts).
a)
b)
Saphir
WSe2
aWSe
Laue - Ring
0. Ordnung
[1120]
[1120]
c)
CoPt3 auf WSe2
Co - Atom
Pt - Atom
[112]
[101]
Abb. 4.3:
2
Facettenwinkel
chem. Ordnung
[112]
Gitterfehlanpassung
afcc,CoPt3
RHEED-Bilder von verschiedenen Probenoberflächen
a) Al2O3(0001) Oberfläche eines epipolierten Einkristalls
b) RHEED-Bild eines gestuften WSe2(0001) Einkristalls
c) facettierte CoPt3(111) 3D-Inseln auf WSe2(0001), die eine langreichweitige chemische Ordnung zeigen.
Aus dem Abstand der Beugungsreflexe kann der Gitterabstand des Filmes in der
Probeneben oder der Gitterabstand in den 3D-Inseln bestimmt werden. Man erhält für das
Beispiel CoPt3 auf WSe2 eine Gitterfehlanpassung von 17%. Für eine langreichweitig
chemisch geordnete CoPt3(111)-Oberfläche (siehe Abb. 4.3c) erhält man in jedem Azimut
eine Überstruktur der doppelten Periodizität. Dies führt im reziproken Raum zu Beugungsreflexen zwischen den fundamentalen Reflexen einer (111)-Ebene. Man erhält ebenfalls
zusätzliche Beugungsreflexe, falls man eine Oberflächenrekonstruktion hat (siehe Abb. 5.8).
18
Die verwendeten Messmethoden
Ausserdem kann man anhand eines RHEED-Bildes eindeutig zwischen einer fcc-, hcpoder bcc-Stapelfolge eines Einkristalls unterscheiden, da jede Stapelfolge charakteristische
Beugungsreflexe erzeugt.
Die Azimute werden im Folgenden bezüglich des Realraumes bezeichnet.
4.2 Röntgenbeugung
Eine weitere Beugungsmethode zur Strukturbestimmung von Filmen oder Multischichten
ist die Röntgenbeugung. Die in dieser Arbeit vorgestellten Daten aus Röntgenbeugung
wurden an der Beamline BM02 (verwendete Wellenlänge der Co K-Kante E = 7,6 keV,
λ = 1,63137 Å) am ESRF (European Synchrotron Radiation Facility) in Grenoble gemessen.
Dabei wurden Großwinkelbeugungsexperimente in Reflexions- und in Transmissionsgeometrie durchgeführt.
Für die Röntgen-Großwinkelbeugung gibt es folgende drei typische Diffraktometergeometrien (siehe Abb. 4.4): θ-2θ-Scan, ω-2θ-Scan und ω-Scan. Aus jeder Geometrie erhält man
unterschiedliche Informationen über die zu untersuchende Probe.
a)
b)
Qz
c)
Qz
Qz
(hkl)
θ1
2θ2
2θ1
ω
Detektor
2
Probe
Abb. 4.4:
θ1
2θ
1
θ ω
be
α
Pro
Qy
2θ
α
Qy
ω
Probe
Qy
Geometrie der Großwinkelbeugung: a) θ-2θ-Scan, b) ω-2θ-Scan und
c) ω-Scan (ergibt Rocking-Kurven).
4.2.1 θ−2θ−Scans in Symmetrie
In dieser speziellen Diffraktometergeometrie lassen sich Reflexe in Wachstumsrichtung,
also senkrecht zur Probenoberfläche, detektieren. Die Reflexposition hängt über die BraggGleichung mit den Netzebenenabstände parallel zur Probenoberfläche zusammen
d hkl =
λ
2π
=
.
2 sin θ hkl q hkl
(4.4)
Aus der Halbwertsbreite (FWHM: Full Width Half Maximum) des Reflexes lässt sich
über folgende Gleichung die Kohärenzlänge in Wachstumsrichtung L⊥ [Gu64] bestimmen:
L⊥ =
180°
Kλ
.
π ∆(2θ hkl ) cos θ hkl
(4.5)
Die verwendeten Messmethoden
19
K ist dabei ein Geometriefaktor, der für eine rechteckige Probe den Wert 0,9 hat und
∆(2θhkl) ist die am Winkel 2θhkl gemessene Halbwertsbreite in Grad.
Beim Messvorgang werden die Probe und der Detektor durch ein Präzissionsgoniometer
so bewegt, dass sich eine θ-2θ-Geometrie zwischen einfallendem Strahl zur Probenebene und
gebeugtem Strahl zu einfallendem Strahl ergibt (siehe Abb. 4.4a).
4.2.2 ω-2θ-Scans in Asymmetrie
Im Gegensatz zum θ-2θ-Scan, werden in dieser Geometrie Beugungsreflexe von
Netzebenen detektiert, die um den Winkel α zur Probenoberfläche verkippt sind. Der
Messvorgang beim ω-2θ-Scan ist ansonsten völlig analog zur symmetrischen Geometrie, die
Probe und der Detektor werden immer so bewegt, dass sich eine ω-2θ-Geometrie ergibt.
4.2.3 ω-Scans (Rocking-Kurven)
Bei einem ω-Scan werden die Probe und der Detektor in eine ω-2θ-Geometrie gebracht.
Danach bleibt der Detektorwinkel fest und der Winkel ω zwischen einfallendem Strahl und
Probenoberfläche wird um ±∆ω variiert. Aus der Halbwertsbreite des so ausgemessenen
Reflexes kann die Kohärenzlänge L|| [Mi95] in der entsprechenden Netzebene (hkl) und die
Mosaikstruktur η des Kristalls (Verkippung einzelner Kristallbereiche) bestimmt werden:
L|| =
Kλ
.
 ∆ωπ

− η 2 sin θ

 180

(4.6)
4.3 Rastersondenmethoden
4.3.1 Rastertunnelmikroskopie (STM)
Die Rastertunnelmikroskopie (RTM) oder englisch “Scanning Tunneling Microscopy“
(STM) hat sich in den letzten Jahren als wichtiges Werkzeug in der Oberflächenphysik
erwiesen, da man mit einem STM elektronische und topographische Oberflächenstrukturen
mit atomarer Auflösung untersuchen kann [Bin82].
Ein STM arbeitet nach einem einfachen Prinzip: eine Sonde tastet ein Messsignal rasterförmig auf einer Oberfläche ab. Danach wird daraus zeilenweise ein Abbild der Oberfläche
erzeugt. Als Sonde verwendet man eine speziell präparierte Metallspitze (z.B. Wolfram), die
bis auf wenige Nanometer an die Oberfläche herangeführt wird. Dadurch kommt es zu einem
quantenmechanischen Tunnelkontakt und es fließt ein Tunnelstrom. Dieser Tunnelstrom wird
als Regelsignal auf ein Piezostellelement gegeben, welches damit den Abstand der Spitze zur
Probe so regelt, dass immer ein konstanter Strom fließt (constant current mode). Aus der
dafür angelegten Piezospannung erhält man Informationen über die Oberflächentopographie.
20
Die verwendeten Messmethoden
Ein anderer Arbeitsmodus ist der constant height mode, bei dem der Abstand Probe – Spitze
konstant bleibt, also keine Piezoregelung. Dann erhält man die Information über die
abgerasterte Oberfläche aus der Änderung des Tunnelstroms.
z-Regelung
xy-Steuerung
Tunnelbild
Probe
Piezo
Abb. 4.5:
Utunnel
Schematischer Aufbau eines Rastertunnelmikroskops.
Welche atomaren Strukturen lassen sich mittels Tunneleffekt sichtbar machen? Die Elektronen müssen die Vakuumbarriere zwischen Tunnelspitze und Probe durchqueren. Der
Tunneleffekt erlaubt einem Elektron, diese Potentialbarriere zu durchtunneln, also selbst dann
zu überwinden, wenn es eine kleinere Energie als die Barrierenhöhe hat. Die Tunnelwahrscheinlichkeit nimmt dabei exponentiell mit dem zu durchtunnelnden Abstand und der
Energiedifferenz zur Barrierenhöhe ab. Daher muss die Spitze möglichst nahe an die Probe
gebracht werden (typ. < 1 nm). Da Elektronen zwischen verschiedenen elektronischen
Zuständen tunneln, löst ein STM die elektronische Struktur einer Oberfläche auf.
Mit Hilfe der Bardeenschen Störungsrechnung (1961) [Ba61] kann man einen TransferHamiltonoperator auf den Tunnelvorgang anwenden. Dies hat den Vorteil, dass damit der
Vielteilchencharakter des Tunnelübergangs gut beschrieben wird. In diesem Modell wird
angenommen, dass ein schwacher Überlapp der Wellenfunktionen der Oberflächenzustände
beider Elektroden, d.h. der Spitze und der Probe, existiert. Dadurch erhält man mit einer Störungsrechung folgenden Ausdruck für den Tunnelstrom:
I=
2
2πe
f (E µ )[1 − f (E ν + eU)] M µν δ(E ν − E µ ) .
∑
h µ, ν
(4.7)
Dabei ist f(E) die Fermiverteilung, U die angelegte Spannung, Mµν das Tunnelmatrixelement zwischen den ungestörten elektronischen Zuständen Ψµ der Tunnelspitze und Ψν der
Oberfläche und Eµ / Eν die Energie des Zustandes Ψµ / Ψν ohne Tunneln. Die Deltafunktion
beschreibt die Energieerhaltung im Fall des elastischen Tunnelprozesses. Das Tunnelmatrixelement Mµν ist gegeben durch:
Die verwendeten Messmethoden
M µν
21
r
r
− h2 r
=
d
S
Ψ
*
∇
Ψ
−
Ψ
∇
Ψµ * .
µ
ν
ν
2m ∫
(
)
(4.8)
Da die expliziten Ausdrücke für die Wellenfunktion der Tunnelspitze Ψµ und der Oberfläche Ψν nicht bekannt sind, müssen dafür Näherungen angenommen werden.
Tersoff und Hamann (1983, 1985) [TeHa85] haben eine Theorie entwickelt, indem sie ein
möglichst einfaches Modell für die Tunnelspitze mit lokal sphärischer Symmetrie benutzt
haben. In dieser Näherung wird das Tunnelmatrixelement Mµν für eine s-Wellenfunktion der
Spitze berechnet, während Beiträge von Wellenfunktionen der Spitze mit einer Winkelabhängigkeit (Bahndrehimpulsquantenzahl l ≠ 0) vernachlässigt werden. Somit erhält man:
r 2
(4.9)
I ∝ U ⋅ n t (E F ) ⋅ e 2 κR ⋅ ∑ Ψν ( r0 ) δ(E ν − E F )
ν
mit der Abfalllänge κ = (2mΦ ) / h , wobei Φ = (Φ Spitze + Φ Pr obe ) / 2 − eU / 2 die effektive lokale Barrierenhöhe bei angelegter Spannung U ist, mit der Zustandsdichte nt(EF) der
r
Spitze am Ferminiveau, dem Spitzenradius R und dem Zentrum des Spitzenorbitals r0 . Das
STM bildet also nicht direkt die Atome, sondern die elektronischen Zustände, die an die
Atome gebunden sind, ab.
Da die Wellenfunktionen exponentiell in z-Richtung senkrecht zur Oberfläche in das Vakuum abfallen, gilt:
r
Ψν ( r ) ∝ e − κ z .
(4.10)
Daraus ergibt sich:
r 2
Ψ ( r ) ∝ e − 2 κ (s + R ) ,
(4.11)
wobei s den Abstand zwischen Probenoberfläche und Spitze angibt. Damit hängt der Tunnelstrom wie erwartet exponentiell vom Abstand ab:
I ∝ e−κ z .
(4.12)
Für eine hohe Messgenauigkeit ist diese exponentielle Abhängigkeit des Stromes vom
Abstand sehr wichtig, da schon kleine Abstandsänderungen eine große Tunnelstromänderung
auslösen.
Die bisherige Berechnung des Tunnelstromes gilt streng genommen nur für kleine Spannungen und Wellenfunktionen der Tunnelspitze ohne Winkelabhängigkeit. Bei der Untersuchung von Halbleiteroberflächen muss jedoch wegen der Existenz der Bandlücke eine
Spannung in der Größenordnung von 2 bis 4 V angelegt werden. Eine Erweiterung der
Theorie ergibt dann für den Tunnelstrom:
I∝∫
EF +U
EF
n t (± eU + E) ⋅ n s (E) ⋅ T(E, eU) dE
(4.13)
22
Die verwendeten Messmethoden
mit dem Transmissionskoeffizienten T(E,eU). Der Tunnelstrom setzt sich zusätzlich aus
dem Produkt der Spitzenzustandsdichte nt und der Probe ns bei allen verschiedenen Energien,
die am Tunnelprozess teilnehmen können, zusammen. Bei größeren Spannungen tragen nicht
nur die Zustände nahe der Fermienergie zum Strom bei, sondern alle Zustände, deren Energie
im Bereich zwischen EF und EF + eU liegt.
4.3.2 Rasterkraftmikroskopie
Bei der Rasterkraftmikroskopie wird als Messsignal eine Wechselwirkung, zwischen
Spitze und Probe ausgenutzt. Diese Wechselwirkung kann durch van der Waals-Kräfte (AFM,
atomic force microscopy) oder durch eine magnetische Dipol-Dipol-Wechselwirkung (MFM,
magnetic force microscopy) hervorgerufen werden. Als Spitze verwendet man einen
mikromechanischen Biegebalken (z.B. Si3N4-Cantilever), dessen Verbiegung durch ein
Lichtzeigerprinzip detektiert wird.
Laserdiode
4-QuadrantenDetektor
Cantilever
Abb. 4.6:
Arbeitsweise eines Rasterkraftmikroskops.
Ein Rasterkraftmikroskop kann in zwei Arbeitsmodi betrieben werden: contact- und
noncontact-Modus. Analog zum RTM gibt es einen constant force (Information über die
Topographie der Probenoberfläche aus der z-Regelung des Piezostellelements) und einen
constant height Modus (die Änderung der Kraft entspricht der Topographie der Oberfläche).
Im contact-Modus wird der Cantilever in direkten Kontakt mit der Probenoberfläche
gebracht. Dadurch kann über das Lichtzeigerprinzip mit einem 4-Quadrantendetektor eine
normale und eine laterale Kraft gemessen werden. Die Abstandsabhängigkeit des van der
Waals-Potentials wird in analoger Weise wie die Abstandsabhängigkeit des Tunnelstroms
beim RTM verwendet. Das Regelsignal ist also eine Kraft im Nanonewtonbereich, aus dem
die Information über die Topographie der Oberfläche gewonnen wird.
Im noncontact-Modus wird der Cantilever in einem gewissen Abstand über der Probe
platziert und in Schwingung versetzt. Er schwingt dann mit seiner Resonanzfrequenz (typ.
75 kHz). Der Cantilever führt eine harmonische Schwingung aus, d.h. die Schwingungsfrequenz wird nur durch die Federkonstante k bestimmt, falls er nicht mit dem van der WaalsPotential wechselwirkt. Wird der Cantilever näher an die Probe herangebracht, überlagern
Die verwendeten Messmethoden
23
sich das harmonische Potential und das Wechselwirkungspotential. Dadurch ändert sich die
Schwingungsfrequenz und –amplitude. Deswegen kann die senkrechte Komponente der Kraft
(2. Ableitung des Potentials) zwischen Cantilever und Probe gemessen werden. Aus der
Abweichung der Schwingungsfrequenz und aus der Dämpfung der Schwingung kann auf die
Topographie der Oberfläche geschlossen werden.
Im noncontact-Modus kann auch das magnetische Streufeld einer magnetischen Probe
detektiert werden, falls man einen Cantilever verwendet, dessen Spitze ein magnetisches
Moment besitzt. Dies erreicht man durch Bedampfen des Cantilevers mit einer magnetischen
Schicht. Bei einer magnetischen Probenoberfläche ist der van der Waals-Wechselwirkung
eine langreichweitige magnetische Dipol-Dipol-Wechselwirkung überlagert. Je nach Abstand
zwischen Probe und Spitze kann man das magnetische Streufeld oder die Topographie der
Probenoberfläche bestimmen.
4.4 Magneto-optischer Kerr-Effekt (MOKE)
Unter dem Begriff magneto-optischer Effekt versteht man die Beobachtung, dass die
optischen und auch spektroskopischen Eigenschaften eines Festkörpers davon abhängen, ob er
eine magnetischen Ordnung aufweist (spontan oder von außen aufgeprägt) oder unmagnetisch
ist. Beim magneto-opitschen Kerreffekt wird die Polarisationsänderung eines Lichtstrahls bei
der Reflexion an einem magnetischen Material ausgenutzt. Diese Änderung kann z.B. mit
dem Aufbau in Abb. 4.7 gemessen werden.
gemessene
Komponente
Lock-In
Streuebene
M
Analysator
Polarisator
M
Magnet
Pr
ob
e
Abb. 4.7:
Zerhacker
Laser
M
polar
b)
θK
transversal longitudinal
a)
Schematischer Aufbau der MOKE-Apparatur und der möglichen
Messgeometrien.
Bei der Reflexion von linear polarisiertem Licht an einem magnetischen Festkörper
entsteht elliptisch polarisiertes Licht, dessen Polarisationsellipse mit der Elliptizität εK
gegenüber dem ursprünglichen Polarisationsvektor des einfallenden Lichts um den KerrDrehwinkel θK gedreht ist. Wenn man nun ein externes Magnetfeld an eine magnetische
24
Die verwendeten Messmethoden
Probe von außen anlegt, hängt der Drehwinkel in erster Näherung linear vom externen
Magnetfeld ab. Es lässt sich so eine Hysterese-Schleife für ferromagnetische Proben
bestimmen, nicht jedoch den absoluten Wert der Magnetisierung. Für eine genauere
Beschreibung siehe [Ebe99].
4.5 SQUID Magnetometer
Ein SQUID (superconducting quantum interference device) besteht aus einer supraleitenden Stromschleife, in der sich zwei Josephson-Kontakte (Verbindung von zwei Supraleitern
durch eine dünne Isolatorschicht) befinden, die unter gewissen Bedingungen durchtunnelt
werden können. Mittels einer Kombination aus Detektionsspule und SQUID-Input Spule wird
im SQUID ein Fluss produziert. Man benutzt eine solche Spulenanordnung, da ein SQUIDSensor kleiner als ein Millimeter ist. Die Kennlinie der Spannung in Abhängigkeit vom Fluss
U(φ) durch die Stromschleife ist eine Wechselspannung mit dem Flussquant
φ0 = h/2e = 2,0678·10-15 Tm2 als Periode. Diese Periode ergibt sich aus der quantenmechanischen BCS-Theorie unter Berücksichtigung, dass der Supraleiter ein geschlossener Ring ist
[Kit96]. Mit dem sog. DC-SQUID ist es möglich eine Flussänderung, die kleiner als ein
Flussquant ist, zu messen, da schon ein winziges Flusssignal eine Spannungsänderung
hervorruft.
U
Magnetfeld
SQUID
Strom
o
Detektionsspule
Abb. 4.8:
φ0
φ
Inputspule
Schematischer Aufbau eines SQUID´s.
Ein SQUID-Magnetometer stellt also ein sehr empfindliches Messsystem für magnetische
Dipolmomente dar. Es können magnetische Kenngrößen (magnetisches Moment, Anisotropie) in einem homogenen Magnetfeld von – 50000 Oe bis + 50000 Oe bestimmt werden. Der
Temperaturbereich einer solchen Messung liegt zwischen 1,7 K und 400 K.
Die Empfindlichkeit eines SQUID kann durch eine zusätzliche Lock-In Technik erhöht
werden. Die Probe wird dabei mit bis zu 4 Hz und einer Amplitude von ca. 1 cm bewegt.
Man kann also für eine ferromagnetische Probe eine Hysterese-Schleife messen, aus der
man bei bekanntem Probenvolumen absolute Werte (im Gegensatz zu MOKE-Messungen) für
die magnetischen Kenngrößen der Probe erhält.
Ergebnisse und Diskussion
25
5 Ergebnisse und Diskussion
5.1 Stand der Forschung
Wie man dem Co-Pt-Phasendiagramm aus Abb. 8.1 (Anhang) entnehmen kann, sind
beide Metalle in einer beliebigen stöchiometrischen Komposition mischbar. Es bilden sich
stöchiometrische Verbindungen, die immer ein fcc-Kristallgitter zeigen. Für Temperaturen
zwischen 0°C und 1121°C und einem Pt-Anteil bis zu 85% ist die Legierung ferromagnetisch.
Die Legierung CoPt3 ist für einen Pt-Anteil zwischen 63% und 76% stabil und eine
langreichweitige chemisch geordnete CoPt3-Legierung kristallisiert in der L12-Phase.
L12 Phase (fcc)
(111)-Oberfläche
a
a = 3,85 Å
Pt-Atom
[112]
[101]
Co-Atom
Abb. 5.1:
Schematische Darstellung von CoPt3(111) in der L12-Phase und der
CoPt3(111)-Oberfläche.
Die L12-Phase ist ein fcc-Kristallgitter, bei dem die Co-Atome in den Würfelecken und
die Pt-Atome auf den Würfelflächen sitzen. Ein Co-Atom hat also nur Pt-Atome als nächste
Nachbarn.
Die (111)-Oberfläche der langreichweitig chemisch geordneten CoPt3-Legierung hat das
typische hexagonale Oberflächengitter, bei dem jedes vierte Pt-Atom durch ein Co-Atom ersetzt ist. Dadurch erhält man in den zwei für eine (111)-Oberfläche typischen Azimuten [101-]
und [112-] (siehe Abb. 5.1) eine chemische Überstruktur mit doppelter Periode (schwarz-graue
Linie), welche im RHEED-Beugungsbild (reziproker Raum) zu Strichreflexen zwischen den
fundamentalen Beugungsreflexen führt (siehe Kapitel 4.1). Diese zwei Azimute sind um 30°
zueinander verdreht. Die Abstände der Beugungsreflexe des [112-]-Azimuts zeigen direkt die
Gitterkonstante in der Probenebene.
Die Legierung CoxPt1-x (0 < x <1) ist schon seit längerem Gegenstand der Forschung, da
diese Legierung eine starke senkrechte magnetische Anisotropie und gleichzeitig eine große
Kerr-Rotation im blauen Spektralbereich zeigt. Diese Eigenschaften macht die CoPt-
26
Ergebnisse und Diskussion
η (LRO parameter)
Legierung als mögliches Material für magneto-optische Speichermedien sehr interessant
[We92].
uniaxial mag. Anisotropy
3
Ku (erg/cm )
Curie Temperature TC (°C)
Substrate Temperature (°C)
Substrate Temperature (°C)
Abb. 5.2:
Substrate Temperature (°C)
Chemischer Ordnungsparameter η, senkrechte magnetische Anisotropie Ku und Curie-Temperatur TC von 3000 Å dicken CoPt3-Filmen
[Ro95], [Sha99].
Wie in Abb. 5.2 dargestellt, ist für CoPt3 z.B. aus [Ro95] und [Sh99] die Temperaturabhängigkeit des langreichweitigen chemischen Ordnungsparameters η, der senkrechten
magnetischen Anisotropie Ku sowie der Curie-Temperatur TC für 3000 Å dicke Filme
bekannt.
•
Es existiert für eine Aufdampftemperatur zwischen 550°C und 700°C eine langreichweitige chemische Ordnung. Außerhalb dieses Temperaturbereichs existiert keine langreichweitige chemische Ordnung.
•
Für Aufdampftemperaturen zwischen 200°C und 400°C erhält man eine senkrechte
magnetische Anisotropie und einen Anstieg der Curie-Temperatur von 200°C auf 400°C.
Im Temperaturbereich der chemischen Ordnung ist die Curie-Temperatur auf 150°C erniedrigt und es existiert keine senkrechte magnetische Anisotropie.
Ergebnisse und Diskussion
27
5.2 Ultradünne CoPt3-Filme auf WSe2
Epitaktisch gewachsene Filme wurden auf WSe2(0001)1 hergestellt. WSe2 gehört zu der
Gruppe der Übergangsmetalldichalkogenide mit der Strukturformel MX2. Diese Materialien
haben aufgrund ihres ausgeprägten zweidimensionalen Charakters sehr anisotrope Materialeigenschaften. Sie werden auch als Schichthalbleiter bezeichnet. Da einige dieser Materialien in
der Photovoltaik verwendet werden, wurden zahlreiche Untersuchungen an Oberflächen und
Grenzflächen dieser Kristalle durchgeführt [Aru92].
Die van der Waals-gebundene (0001)-Oberfläche von WSe2 hat keine elektronischen
Oberflächenzustände [Tra92], d.h. es ist eine inerte Oberfläche. Das resultiert in einer
schwachen Wechselwirkung zwischen Substrat und Adsorbat, was im Allgemeinen zu
Volmer-Weber-Wachstum führt (siehe Kapitel 2.1). Durch Spalten der Kristalle an Luft erhält
man eine auf mehreren Quadratmikrometern atomar glatte Oberfläche. In STM-Aufnahmen
erkennt man eine Molybdänitstruktur, d.h. das Untergitter der Metallatome und auch das der
Chalkogenatome ist ein Dreiecksgitter. Die Gitterkonstante beträgt a ≈ 3,28 Å [Co87].
Aufsicht
Querschnitt
3.14 Å
3.35 Å
Se
a = 3,28 Å
W
Se c =12.98 Å
Se-W-Se Lagen entlang c-Achse
Abb. 5.3:
Schematische Darstellung eines WSe2-Einkristalls und einer
WSe2(0001)-Oberfläche. Im linken Bild ist ein atomar aufgelöstes
STM-Bild mit der zugehörigen Fourriertransformierten gezeigt, die
das hexagonale Oberflächgengitter wiedergibt.
Die WSe2-Einkristalle wurden mit Leitsilber auf dem Probenhalter festgeklebt und anschließend im UHV für 30 Minuten bei 300°C ausgegast. Dadurch erhält man eine saubere
Probenoberfläche und reproduzierbare Ausgangsbedingungen.
1
Die WSe2(0001)-Einkristalle wurden freundlicherweise von Dr. U. Probst vom LS Prof. Dr. E. Bucher der
Universität Konstanz zur Verfügung gestellt.
28
Ergebnisse und Diskussion
Die thermische Stabilität der WSe2-Einkristalle wurde untersucht, um sicher zu sein, dass
die Se Atome nicht an die Oberfläche diffundieren, falls der Einkristall für mehrere Stunden
geheizt wird. Dafür wurde ein 7 ML dicker Co-Film auf einen dünnen WSe2-Einkristall
aufgebracht. Bei dieser Dicke waren in einem Auger-Elektronen-Spektrometer die AugerElektronen, die von den Se-Atomen des Substrats kommen, nicht mehr detektierbar, sondern
nur noch die Auger-Elektronen des 7 ML dicken Co-Filmes. Anschließend wurde die Probe
auf 300°C geheizt und während zwei Stunden jede Minute die Co- und Se-Auger-Elektronen
detektiert. Es zeigte sich, dass immer nur Co-Auger-Elektronen nachgewiesen werden
konnten. Es diffundierten also keine Se-Atome aus den WSe2-Einkristall heraus und in die
Co-Schicht hinein oder hindurch. Man kann also davon ausgehen, dass die in dieser Arbeit
verwendeten WSe2-Einkristalle sich durch Heizen nicht zersetzten und keine Se-Atome in die
CoPt3-Filme hineindiffundieren und deren Eigenschaften beeinflussen.
Ultradünne CoPt3-Filme wurden auf WSe2(0001) bei unterschiedlichen Substrattemperaturen hergestellt. Durch Kodeposition von Co- und Pt-Atomen erhält man einen epitaktischen
granularen Film, der aus einkristallinen facettierten Körnern aufgebaut ist. In diesen Körnern
bildet sich während des Aufdampfprozesses durch eine binäre Selbstorganisation die CoPt3Legierung aus. Dabei wurden Co und Pt aus zwei Elektronenstrahlverdampfern bei einem
Druck p < 2·10-9 mbar gleichzeitig verdampft. Die Dampfraten von 0,043 Å/s für Pt und
0,01 Å/s für Co wurden mittels eines Quadrupolmassenspektrometers während des Aufdampfens gemessen. Falls im Folgenden keine Aufdampfrate angegeben ist, wurde die Probe mit
den obenstehenden Aufdampfraten hergesellt. Die angegebenen Dicken sind die am Schwingquarz abgelesenen nominellen Dicken. Der Schwingquarz wurde zuvor an 400 Å dicken Cound Pt-Filmen durch Schichtdickenbestimmung mittels Röntgenbeugung geeicht.
5.2.1 Strukturelle Eigenschaften
Das Wachstum der Filme wurde mit in-situ RHEED und einem UHV-STM/AFM/MFM
untersucht. Für ex-situ Untersuchung (XRD) wurden die Proben mit Ru oder V als
Oxidationsschutz bedeckt. Diese beiden Materialien führen in einem Röntgendiffraktogramm
zu Beugungsreflexen, die sich nicht mit denen von CoPt3(111)-Einkristallen überlagern.
In Abb. 5.4 ist eine STM-Aufnahme eines 50 Å dicken CoPt3-Filmes gezeigt, der bei
300°C auf WSe2(0001) aufgedampft wurde. Im STM-Bild sieht man einen granularen Film,
der aus dreieckigen Inseln mit einem mittleren Durchmesser von 10 nm besteht. Anhand der
RHEED-Bilder erkennt man, dass die Körner des Films aus einer einkristallinen CoPt3(111)Legierung bestehen, die epitaktisch aufgewachsen ist. Dieser granulare Film zeigt eine
langreichweitige chemische Ordnung (→ Beugungsreflexe zwischen den Reflexen des fccBeugungsbildes). Außerdem haben die Beugungsreflexe im [112-]-Azimut eine dreieckige
Form und im [101-]-Azimut sind die Beugungsreflexe gegenüber der Vertikalen geneigt. Diese
Form der Beugungsreflexe wird durch die Facettierung der Inseln, und die dadurch resultierende 3D-Beugung der Elektronen, verursacht. Eine genaue Erklärung zur Inselfacettierung
wird in Kapitel 5.3.1 anhand einer einzelnen isolierten Nanostruktur gegeben.
Ergebnisse und Diskussion
29
[112]
30 nm
Abb. 5.4:
[101]
STM-Bild und zugehörige RHEED-Bilder eines 50 Å dicken
CoPt3(111) granularen Filmes, der bei 300°C auf WSe2(0001)
aufgedampft wurde.
Abb. 5.4 zeigt die typische Morphologie aller im Folgenden ausgewerteten Proben. Eine
CoPt3-Bedeckung größer als eine Monolage führt immer zu einem granularen Film, der aus
einkristallinen facettierten Inseln besteht, die sich zum Teil berühren. Das Auftreten der
langreichweitigen chemischen Ordnung hängt von der Substrattemperatur während des
Aufdampfens ab.
Um den Einfluss der Substrattemperatur auf das Wachstum und die chemische Ordnung
der CoPt3-Legierung zu untersuchen, wurde eine Serie von 30 Å dicken CoPt3(111)-Filmen
zwischen Raumtemperatur und 700°C hergestellt. In Abb. 5.5 sind davon exemplarisch
RHEED-Bilder von Proben gezeigt, die bei Raumtemperatur, 200°C, 600°C und bei 700°C
hergestellt wurden. Man sieht in jedem RHEED-Bild die typischen Beugungsreflexe für eine
fcc-Einheitszelle. Es handelt sich also im gesamten Temperaturbereich um eine einkristalline
CoPt3(111)-Legierung. Die Tatsache, dass man keine Strich- sondern Punktreflexe sieht, wird
durch den granularen Charakter der Filme verursacht. Wie in Kapitel 4.1 dargestellt wurde,
führen Inseln auf einer Oberfläche zu solchen Punktreflexen im Beugungsbild, da sie von dem
RHEED-Elektronenstrahl durchstrahlt werden und somit 3D-Streuung vorliegt. Es ist deutlich
zu sehen, dass die RHEED-Bilder der Proben, die bei 200°C hergestellt wurden, eher
“verschmierte“ Beugungsreflexe zeigen. Für Aufdampftemperaturen oberhalb 200°C erhält
man scharfe Beugungsreflexe (größere Mobilität der Atome während des Aufdampfens), die
eine eindeutig erkennbare dreieckige Form haben. Diese spezielle Form der Reflexe wird
durch facettierte Inseln verursacht, da der Elektronenstrahl ebenfalls an den Inselfacetten
gebeugt wird. Zusätzlich sind Beugungsreflexe zu erkennen, die zwischen den Beugungsreflexen der fcc-Einheitszelle liegen. Diese Reflexe werden durch eine langreichweitige
30
Ergebnisse und Diskussion
chemische Ordnung (L12-Phase) der CoPt3(111)-Legierung erzeugt, da die regelmäßige
Anordnung der Co- und Pt-Atome in der (111)-Oberfläche zu einer chemischen Überstruktur
führt (siehe Abb. 5.1). Die Beugungsreflexe der langreichweitigen chemischen Ordnung
treten deutlich für Temperaturen zwischen 200°C und 600°C auf. Bei Raumtemperatur und
700°C sind keine Punktreflexe der chemischen Ordnung zu sehen.
[112]
[101]
Tdep
RT
200°C
chemische Ordnung
600°C
111
131
3 11
021
201
700°C
Abb. 5.5:
Serie von RHEED-Bildern für die beiden Azimute [101-] und [112-]
von jeweils 30 Å dicken einkristallinen granularen CoPt3-Filmen. Die
Proben wurden zwischen Raumtemperatur und 700°C aufgedampft.
Um den Grad der chemischen Ordnung zu bestimmen, wurde für jede Aufdampftemperatur die Intensität der Beugungsreflexe der fcc-Einheitszelle und der chemischen
Überstruktur entlang der roten Linie in Abb. 5.5 bestimmt. Das Verhältnis dieser beiden
Ergebnisse und Diskussion
31
Intensitäten ist nur ein grobes Maß für den chemischen Ordnungsparameter η, da bei der
Beugung der Elektronen z.B. kein Absorptionsfaktor berücksichtigt wird.
Der Intensitätsverlauf der Beugungsreflexe, der entlang der roten Line aufgenommen
wurde, ist bezüglich des Untergrundes korrigiert worden. Danach wurden die Intensität der
jeweiligen Beugungsreflexe durch Gaußkurven angenähert. Für jeden Beugungsreflex erhält
man somit eine Fläche A unterhalb der Gaußkurven. Der Grad der chemischen Ordnung
berechnet sich nun folgendermaßen:
η=
A Überstrukturreflex
(5.1)
A Hauptreflex
Eine Zusammenfassung der chemischen Ordnungsparameter als Funktion der Aufdampftemperatur für alle hergestellten Proben zwischen Raumtemperatur und 700°C und einer
Dicke von 30 Å (blaue Quadrate) ist in Abb. 5.6 dargestellt.
Ordnungsparameter η
1,0
30 Å CoPt3 auf WSe2(0001)
3000 Å CoPt3(111) auf Pt(111)
0,8
0,6
0,4
0,2
0,0
0
100
200
300
400
500
600
700
Aufdampftemperatur [°C]
Abb. 5.6:
Zusammenfassung des chemischen Ordnungsparameters η als
Funktion der Aufdampftemperatur.
Die roten Datenpunkte sind aus [Ro95] entnommen. Dies sind die Werte des chemischen
Ordnungsparameters für 3000 Å dicke glatte CoPt3(111) Filme, die auf Pt(111) aufgedampft
wurden. Diese Proben können im Gegensatz zu den 30 Å dicken CoPt3(111) granularen
Filmen auf WSe2(0001) als Volumenproben angesehen werden.
In der Literatur findet man eine Vielzahl an Arbeiten zum Wachstum von CoPt3Filmen auf Pt(111) [Ro95, Ma97], allerdings tritt eine geordnete L12 Phase nur bei Substrattemperaturen zwischen 550°C und 700°C auf. Die chemische Ordnung tritt in den granularen
Filmen dagegen bereits ab 150°C auf. Zwischen 200°C und 600°C erhält man dafür einen
32
Ergebnisse und Diskussion
relativ konstanten Wert η, der oberhalb 700°C verschwindet. Dies stimmt mit dem OrdnungsUnordnungsübergang in Volumenproben überein. Bei Substrattemperaturen unterhalb 150°C
findet man immer noch einkristallines Wachstum in (111)-Orientierung, jedoch ohne
zusätzliche chemische Ordnung. Für 30 Å dicke granulare CoPt3(111)-Filme wurde also die
Temperatur, ab der eine chemische Ordnung vorhanden ist, um 400 K zu niedrigeren
Temperaturen gegenüber Volumenproben verschoben.
Diese auf WSe2 auftretende starke Reduzierung der Ordnungstemperatur ist in erster
Linie mit der Nanostrukturbildung und der Facettierung der Inseln verknüpft. Nanostrukturen
erhalten somit eine völlig neue Funktionalität: Auftreten einer stark erhöhten Ordnungskinetik
wahrscheinlich aufgrund eines großen Verhältnisses Oberfläche zu Volumen, verbunden mit
einer höheren Oberflächenbeweglichkeit.
In einer Arbeit über Cu3Au(001) [Re97] wurde das temperaturabhängige Relaxationsverhalten beim Übergang von der ungeordneten Phase in die L12-Phase mittels zeitaufgelöster
Röntgenbeugung untersucht. Dabei wurde festgestellt, dass die Struktur in senkrechter
Richtung zur Probenoberfläche schnell in die L12-Phase relaxiert, während die Ordnungsbildung parallel zur Probenoberfläche relativ langsam erfolgt (τ⊥−1 > 20 τ||−1). Dieses
Verhalten kann als Ausgangspunkt einer 2D-Nukleation der L12-Phase angesehen werden.
Wie weiter unten in Abb. 5.21 gezeigt wird, sind die CoPt3-Nanostrukturen facettierte
Inseln mit drei (100)-Facetten. Diese (100)-Facetten dienen in den Inseln vermutlich als
Ausgangspunkt für die L12-Phase und führen während des Wachstums zur Ausbildung der
langreichweitigen chemischen Ordnung in den CoPt3(111) Nanostrukturen.
Die L12-Phase besteht entlang der (001)-Richtung aus zwei verschiedenen Ebenen (vgl.
Abb. 5.1). Eine Ebene besteht nur aus Pt-Atomen und die andere Ebene enthält Pt- und CoAtome zu jeweils 50%. Dieser Zustand wird als chemische Ordnung senkrecht zur (001)Oberfläche bezeichnet. Entlang der (111)-Richtung besteht die L12-Phase aus Ebenen, die
jeweils Co- und Pt-Atome im Verhältnis eins zu drei enthalten.
Deshalb muss die Mobilität der Co- und Pt-Atome selbst ab einer Aufdampftemperatur
von 150°C in den einzelnen facettierten Nanostrukturen des granularen Filmes groß genug
sein, dass sich während des Aufdampfens ein geordneter granularer Film bilden kann. Bei
Aufdampftemperaturen größer als 500°C ist auch in Volumenproben die Mobilität der Cound Pt-Atome hoch genug, um ebenfalls einen geordneten Film zu erhalten.
In Abb. 5.7 sind RHEED-Bilder eines 20Å dicken CoPt3-Filmes gezeigt, der bei
Raumtemperatur auf WSe2(0001) aufgedampft wurde. Dieser Film wurde anschließend bis
auf 600°C geheizt und gleichzeitig wurden RHEED-Bilder aufgenommen. Bei Raumtemperatur erhält man einen granularen Film, der keine langreichweitige chemische Ordnung
(LRO) zeigt, erst bei einer Temperatur von 380°C sind schwache Beugungsreflexe zu sehen,
die auf eine chemische Ordnung hindeuten. Bei 500°C sind diese Beugungsreflexe sehr
deutlich zu sehen und der Ordnungsparameter ist bei dieser Temperatur maximal. Ausserdem
haben die Punktreflexe eine deutlich dreieckige Form, was ein Hinweis auf facettierte Inseln
ist.
Ergebnisse und Diskussion
33
20 Å CoPt3 auf WSe2(0001), jeweils [112] Azimut
Beginn der chem. Ordnung
Tdep = RT
TA = 380°C
TA = 500°C
chemische Ordnung
Abb. 5.7:
RHEED-Bilder eines 20 Å dicken granularen CoPt3-Films, der bei
Raumtemperatur auf WSe2(0001) hergestellt wurde und anschließend
auf verschiedene Temperaturen geheizt wurde.
Ein bei Raumtemperatur auf WSe2 hergestellter granularer CoPt3-Film kann also durch
Heizen in die L12-Phase überführt werden, wobei erst bei einer Temperatur von 500°C die
chemische Ordnung in den RHEED-Bildern deutlich sichtbar ist. Dies entspricht der Temperatur, ab der auch in einer Volumenprobe eine chemische Ordnung auftritt. Da aber schon bei
einem 30 Å dicken granularen CoPt3-Film, der bei 200°C auf WSe2 hergestellt wurde, der
chemische Ordnungsparameter sein Maximum erreicht hat (siehe Abb. 5.6), ist in dieser
Probe die Mobilität der Atome während des Aufdampfprozesses schon hoch genug, um die
L12-Phase zu bilden. Die Morphologie eines solchen Filmes unterscheidet sich gerade
dadurch von einer Volumenprobe, dass er aus einkristallinen facettierten Inseln besteht, die
durch das Volmer-Weber-Wachstum auf dem WSe2-Substrat hervorgerufen werden. Die
Inselbildung während das Aufdampfens spielt also eine entscheidende Rolle.
Um den Einfluss des Substrats auf das Auftreten der L12-Phase in CoPt3-Filmen genauer
zu untersuchen, wurden jeweils 30 Å dicke CoPt3 Filme auf einer Pt-Zwischenschicht
hergestellt. Diese Pt-Zwischenschichten wurden auf WSe2(0001) und auf Al2O3(0001)
aufgedampft. Auf Al2O3(0001) wurde bei 650°C eine 20 Å und auf WSe2(0001) bei 500°C
eine 100 Å dicke Pt-Zwischenschicht aufgedampft. Man erhält in beiden Fällen einen
einkristallinen glatten Pt(111)-Film (siehe Abb. 5.8). Auf dem WSe2-Substrat erhält man
zusätzlich eine 4x4-Rekonstruktion, da jedes vierte Pt-Atom aufgrund der Gitterfehlanpassung zum Substrat eine etwas erhöhte Position in der (111)-Oberfläche hat. Diese
Rekonstruktion ist nur sichtbar, da der Pt-Film sehr glatt ist.
34
Ergebnisse und Diskussion
100 Å Pt auf WSe2(0001)
[101]
20 Å Pt auf Al2O3(0001)
[101]
chem. Ordnung
30 Å CoPt3, [101],
Tdep = 300°C
Abb. 5.8:
30 Å CoPt3, [101],
Tdep = 300°C
RHEED-Bilder von 30 Å CoPt3 auf einer Pt-Zwischenschicht, die auf
WSe2(0001) (mit 4x4-Rekonstruktion) und auf Al2O3(0001) aufgebracht wurde.
Diese zwei Proben wurden nun im selben Aufdampfprozess bei 300°C mit einem 30 Å
dicken CoPt3-Film bedampft. In dem Fall von Al2O3(0001) als Substrat erhält man einen
glatten einkristallinen CoPt3(111)-Film, der wie zu erwarten keine chemische Ordnung zeigt.
Im Fall von WSe2(0001) als Grundsubstrat erhält man einen granularen aber ebenfalls
einkristallinen CoPt3(111)-Film. Dieser Film, der aus einkristallinen Nanostrukturen besteht,
zeigt aber eine chemische Ordnung. Diese kann nun eindeutig auf die Formation von Inseln
während des Aufdampfprozesses zurückgeführt werden, da schon nach einer Dicke von 3 Å
Punktreflexe im RHEED-Bild zu sehen sind.
Es können nun die beiden folgenden Feststellungen gemacht werden:
•
Der Schichthalbleiter WSe2 führt durch Volmer-Weber-Wachstum zur Inselbildung.
Diese Nanostrukturen bestehen aus einer einkristallinen CoPt3-Legierung und sind facettiert.
•
Das Vorhandensein von facettierten Inseln führt zu einer großen Mobilität der Co- und
Pt-Atome während des Aufdampfprozesses. Deshalb zeigt ein granularer CoPt3-Film
aufgedampft auf WSe2 bei einer um 400 K niedrigeren Aufdampftemperatur im
Vergleich zu Volumenproben eine langreichweitige chemische Ordnung.
Die bisherigen Messungen wurden alle mittels RHEED durchgeführt. In diesen Untersuchungen zeigte sich, dass auf dem Substrat WSe2(0001) ein einkristalliner granularer Film
vorliegt, der aus facettierten Inseln besteht und dass es für gewisse Aufdampftemperaturen
eine langreichweitige chemische Ordnung gibt. Da RHEED eine oberflächensensitive Messmethode ist, bei der die Elektronen nur wenige Ångström in den zu untersuchenden Film
Ergebnisse und Diskussion
35
eindringen, kann keine gesicherte Aussage über das Volumen einer Nanostruktur im
granularen Film gemacht werden. Ausserdem beträgt die Kohärenzlänge der Elektronen in
einem RHEED-Experiment nur wenige 100 Å. Die langreichweitige chemische Ordnung kann
daher auch nur auf wenige 100 Å lateraler Ausdehnung bestimmt werden. Deshalb wurden
Röntgenbeugungsexperimente durchgeführt. Diese Messungen wurden am ESRF (European
Synchrotron Radiation Facility) in Grenoble an der Beamline BM02 (linear polarisierter
Photonenstrahl, in unseren Messungen λ = 1,63137 Å) durchgeführt, da die Filme nur wenige
Nanometer dick sind, und deswegen nur ein geringes Probenvolumen zur Verfügung steht. In
diesen Messungen wurden der Gitterparameter senkrecht zur Substratoberfläche, die senkrechte und laterale Kohärenzlänge und der chemische Ordnungsparameter der einkristallinen
granularen Filme bestimmt.
Bestimmung des chemischen Ordnungsparameters der L12-Phase mittels Röntgenbeugung:
In der L12-Phase gibt es für zwei unterschiedliche Atome folgende verschiedene Positionen im fcc-Kristallgitter: die Würfelecken und die Zentren der Würfelseitenflächen (siehe
Abb. 5.1). Es gibt also N(1) = 8·1/8 = 1 Eckplätze und N(2) = 6·1/2 = 3 Seitenplätze je fccEinheitszelle. Man erhält somit folgende Besetzungsdichten für die zwei verschiedenen
Plätze:
ν=
N (1)
N
(1)
+N
µ = 1− ν =
( 2)
=
1
Besetzungsdichte der Eckplätze
4
3
Besetzungsdichte der Seitenplätze
4
(5.2)
(5.3)
Definiert man nur pX(i) als Besetzungswahrscheinlichkeit für Atome der Sorte X auf Platz
i erhält man folgende Relationen:
pA(1) + pB(1) = 1
(5.4)
pA(2) + pB(2) = 1
(5.5)
νpA(1) + (1-ν)pA(2) = cA
(5.6)
νpB(1) + (1-ν)pB(2) = cB
(5.7)
Der chemische Ordnungsparameter η ist dann folgendermaßen definiert [Mic95]:
p B (1) − c B
für cB ≥ ν und entsprechend cA ≤ ν
η=
1− ν
bzw. η =
p A ( 2) − c A
für cB < ν und entsprechend cA > ν.
ν
(5.8)
(5.9)
36
N(1)
Ergebnisse und Diskussion
Falls die Komposition der Legierung von Co25Pt75 abweicht, d.h. in der L12-Phase wäre
: N(2) ≠ 1 : 3, erhält man ein ηmax < 1 für cA ≠ ν.
Zur Bestimmung des chemischen Ordnungsparameters wurde die Intensität des 113Fundamentalreflexes der fcc-Einheitszelle und die Intensität des 112-Überstrukturreflexes der
L12-Phase in Transmissionsgeometrie mittels Röntgenbeugung bestimmt. Die jeweilige Intensität eines Beugungsreflexes lässt sich folgendermaßen berechnen:
2
I hkl = Fhkl ·D B ·A hkl ·L hkl
mit dem Strukturfaktor Fhkl = ∑ f i e
(5.10)
−2 πi ( hx i + ky i + lz i )
i
fi: mittlerer atomarer Streufaktor der Atomsorte i
Debye-Waller-Faktor: D B = e − B sin
2
θ hkl λ−2
mit B: Versetzungsfaktor (wenige Å)
Absorptionsfaktor:
A hkl =



 
1
1
1
 
·1 − exp (− µt )
−
µ(1 + sin(θ − Φ ) / sin(θ − Φ )) 
 sin(θ + Φ ) sin(θ − Φ )  

µ = linearer Absorptionsfaktor der CoPt3-Legierung
θ = Bragg-Winkel θhkl
φ = Winkel zwischen Substratoberfläche und der Beugungseben
Lorentzfaktor: L hkl =
1
.
sin 2θ hkl
Der Strukturfaktor berücksichtig, dass es nur für gewisse Kombinationen der h, k, l Beugungsreflexe gibt. Der Debye-Waller-Faktor beschreibt die Schwächung der Reflexe durch
Gitterschwingungen, der Absorptionsfaktor die Schwächung des Photonenstrahls bei der
Beugung an der Probe und der Lorentzfaktor berücksichtigt die unterschiedliche Durchdringungslänge des Photonenstrahls zwischen den beugenden Ebenen bei verschiedenen Beugungswinkeln.
F112 und F113 berechnen sich folgendermaßen:
~
F112 = η(fCo – fPt) = η F112
(5.11)
F113 = 4(fCocCo + fPtcPt)
(5.12)
Als Formel für den chemischen Ordnungsparameter η erhält man durch Einsetzen von
5.11 und 5.12 in 5.10 und Verhältnisbildung aus I112 und I113:
F
η = ~113
F112
I112 A113 L113
.
I113 A112 L112
(5.13)
Ergebnisse und Diskussion
37
Zur Berechnung des chemischen Ordnungsparameters η müssen die Intensität I112 und
I113 der Beugungsreflexe bestimmt werden. Dazu werden nach Abzug des Untergrundes an
die experimentellen Messkurven (Bragg- und Rockingkurven) gaußförmige Kurven angepasst. Aus der maximalen Höhe und den jeweiligen Breiten der Gaußkurven werden die
Intensitäten berechnet.
In Abb. 5.9 sind die experimentellen Messdaten für Bragg- und Rockingkurven exemplarisch für eine am ESRF untersuchte Probe gezeigt. Die schwarze Kurve ist die gemessene
Intensität, an der eine graußförmige Kurve (rot) nach Abzug eines Untergrundes (blau)
angepasst wurde. Man sieht deutlich, dass die Intensität des 112-Reflexes, die durch die
Überstruktur hervorgerufen wird, sehr viel kleiner als die Intensität des Fundamentalreflexes
des fcc-Gitters ist.
30 Å CoPt3(111) auf WSe2(0001) @ 500°C
Intensität
Messkurve
Gausskurve
Untergrund
86
88
90
2θ
92
94
58
12
Intensität
Abb. 5.9:
14
16
θ
62
64
66
68
45
40
35
30
25
20
15
10
5
0
2θ
Rocking-Kurve 113-Reflex
1200
1000
800
600
400
200
0
10
60
45
40
35
30
25
20
15
10
Intensität
1200
1000
800
600
400
200
0
Bragg-Kurve 112-Reflex
Intensität
Bragg-Kurve 113-Reflex
18
20
Rocking-Kurve 112-Reflex
8
10
12
θ
14
16
Bragg- und Rockingkurven der 113- und 112-Reflexe eines 30 Å
dicken granularen CoPt3(111)-Filmes, der bei 500°C auf WSe2(0001)
aufgedampft wurde.
Der Gitterparameter des gemessenen Filmes senkrecht zur Substratebene lässt sich aus
dem 111-Reflex nach folgender Formel bestimmen:
a = 3·d111 mit d111 =
λ
.
2 sin θ111
(5.14)
38
Ergebnisse und Diskussion
Anhand dieses Gitterparameters kann nach Gl. 8.1 (Anhang) auf die Komposition rückgeschlossen werden. Falls die Komposition nicht exakt Co25Pt75 ist, ergibt sich eine zu
berücksichtigende Korrektur für den chemischen Ordnungsparameter.
In Tabelle 5.1 ist eine Übersicht über den chemischen Ordnungsparameter und die
Komposition der untersuchten Proben gegeben. Der maximale Ordnungsparameter ηmax ist
kleiner als 1, da der Co-Anteil nicht exakt bei 25 % liegt. Der effektive Ordnungsparameter ist
der aus den experimentellen Daten berechnete und mit dem maximalen Ordnungsparameter
gewichtete Wert.
Eine Abweichung von der exakten Komposition Co25Pt75 um wenige Prozent hat auf die
chemische Ordnung jedoch fast keinen Einfluss, da es im Phasendiagramm der Co/Pt-Legierung (siehe Abb. 8.1, Anhang) einen relativ breiten Stabilitätsbereich der L12-Phase gibt.
Für die effektiven Ordnungsparameter ηeff ergibt sich ein Fehler von ± 0.02, wenn man
eine Ungenauigkeit in der Bestimmung der jeweiligen Winkel (2θ) der Beugungsreflexe von
± 0.1° annimmt.
Substrattemperatur
ηmax
ηeff = ηexp/ηmax
Co-Anteil
Pt-Anteil
RT
-
-
39 %
61 %
200°C
0,81
0,77
39 %
61 %
300°C
0,94
0,63
29 %
71 %
500°C
0,93
0,59
30 %
70 %
600°C
0,97
0,62
27 %
73 %
Tab. 5.1:
Zusammenfassung des chemischen Ordnungsparameters für verschiedene Aufdampftemperaturen und der Komposition der jeweiligen
Proben mit einer jeweiligen Dicke von 30 Å.
In Abb. 5.10 werden die aus Röntgenbeugung gewonnenen Werte für den chemischen
Ordnungsparameter mit den Werten aus RHEED-Messungen verglichen.
Die Werte für den chemischen Ordnungsparameter, die mittels Röntgenbeugung bestimmt wurden, stimmen sehr gut mit den Werten aus RHEED-Messungen überein. Das
bedeutet, dass das gesamte Volumen einer Nanostruktur eine langreichweitige chemische
Ordnung aufweist und die Ordnung nicht nur an den Oberflächen der Facetten besteht.
Voraussetzung dafür ist natürlich, dass die gesamte Nanostruktur aus einkristallinem
CoPt3(111) besteht. Die RHEED-Messungen liefern, obwohl die Messmethode RHEED
eigentlich nur auf wenige Atomlagen an der Oberfläche eines Filmes sensitiv ist, ein korrektes
Ergebnis, da der einfallende Elektronenstrahl die Insel durchstrahlt.
Ergebnisse und Diskussion
39
30 Å CoPt3(111) auf WSe2(0001)
mit RHEED bestimmt
mit XRD bestimmt
Ordnungsparemeter η
1.0
0.8
0.6
0.4
0.2
0.0
0
100
200 300 400 500 600
Aufdampftemperatur [°C]
700
Abb. 5.10: Ordnungsparemater als Funktion der Aufdampftemperatur eines 30 Å
dicken CoPt3-Filmes auf WSe2, der mit RHEED und Röntgenbeugung
bestimmt wurde.
Aus den Reflexpositionen der 222- und 113-Reflexe der jeweiligen granularen Filme
kann eine mögliche rhomboedrische Verzerrung des kubischen fcc-Gitters bestimmt werden.
Aus der 222-Reflexposition ergibt sich die Gitterkonstante chex und aus der 113-Reflexposition ein ahex eines hexagonalen Gitters, welches sich aus den 111-Ebenen eines fccGitters konstruieren lässt. Aus diesen beiden Werten lässt sich die Gitterkonstante und der
Winkel α der möglichen rhomboedrischen verzerrten Einheitszelle bestimmen:
c hex = 6·d 222
a hex
3  1
25 
=
−
4  d113 2 c hex 2 
a roh =
α roh
(5.15)
(
1
3a hex 2 + c hex 2
3
)
− 12
1
(5.16)
2
1
 
2 − 2 


c
3

= 2·arcsin   3 +  hex   


2
a
   hex   
(5.17)
(5.18)
Eine rhomboedrische Verzerrung einer fcc-Einheitszelle wird durch eine Kompression
entlang der [111]-Wachstumsrichtung verursacht. Daraus ergibt sich ein Winkel αroh > 90°.
Für den Winkel αroh ergibt sich ein Fehler von ± 0.04°, wenn man eine Ungenauigkeit in
der Bestimmung der jeweiligen Winkel (2θ) der Beugungsreflexe von ± 0.1° annimmt. Dieser
40
Ergebnisse und Diskussion
Fehler liegt praktisch
Nachkommastelle.
Tab. 5.2:
in
der
Rundungsungenauigkeit
Substrattemperatur
αroh
RT
90,9°
200°C
90,8°
300°C
90,3°
500°C
90,2°
600°C
90,1°
beim
Runden
auf
eine
Zusammenfassung der rhomboedrischen Verzerrung bei verschiedenen Aufdampftemperaturen der 30 Å dicken granularen CoPt3 Filme
aufgedampft auf WSe2.
Wie man Tab. 5.2 entnehmen kann, ist die Kompression entlang der [111]-Wachstumsrichtung sehr gering, d.h. die Spannung in der 111-Ebene ist ebenfalls sehr klein. Die
Verspannung nimmt mit einer höheren Aufdampftemperatur ab, da die Mobilität der Co- und
Pt-Atome größer wird. Somit kommt es zu einer Relaxation der Einheitszelle. Eine mögliche
rhomboedrische Verzerrung hat also keinen Einfluss auf das Auftreten der chemischen
Ordnung bei kleineren Aufdampftemperaturen verglichen mit einer Volumenprobe.
Aus den Breiten (FWHM) der an die gemessenen Bragg- und Rockingkurven der 111Reflexe angepassten Gaußkurven können nach Gl. 4.5 und Gl. 4.6 die Kohärenzlängen in der
Filmebene (L||) und in Wachstumsrichtung (L⊥) der granularen Filme bestimmt werden.
Für die Kohärenzlängen ergibt sich ein Fehler von ± 0.2 Å, wenn man eine Ungenauigkeit
in der Bestimmung der jeweiligen Winkel (θ) der Beugungsreflexe von ± 0.1° annimmt.
Dieser Fehler liegt praktisch in der Rundungsungenauigkeit beim Runden auf volle Ångström.
Tab. 5.3:
Substrattemperatur
L||
L⊥
RT
84 Å
32 Å
200°C
43 Å
42 Å
300°C
26 Å
40 Å
400°C
23 Å
60 Å
500°C
57 Å
75 Å
600°C
53 Å
83 Å
Zusammenfassung der Kohärenzlängen in der Filmebene (L//) und in
Wachstumsrichtung (L⊥) bei verschiedene Aufdampftemperaturen der
30 Å dicken granularen CoPt3 Filme aufgedampft auf WSe2.
Ergebnisse und Diskussion
41
Die Kohärenzlänge in der Filmebene müsste dem Durchmesser einer Nanostruktur und
die Kohärenzlänge in Wachstumsrichtung der Filmdicke entsprechen. Die Probe, die bei
Raumtemperatur hergestellt wurde, hat eine viel größere laterale Kohärenzlänge als alle
anderen Proben aber gleichzeitig die geringste senkrechte Kohärenzlänge. Deshalb kann der
Wert für L|| nur eine Mittelung über mehrere Nanostrukturen sein, da diese sehr dicht
beieinander liegen müssen, weil die senkrechte Kohärenzlänge praktisch exakt der nominellen
Filmdicke entspricht. Der Wert für L⊥ hat mehr Aussagekraft, da er mit der effektiven Filmdicke übereinstimmen muss.
In Abb. 5.11 sind zwei AFM-Bilder von jeweils 30 Å dicken granularen CoPt3-Filmen
gezeigt. Die bei Raumtemperatur hergestellte Probe (Abb. 5.11a) zeigt Inseln, die einen
mittleren Durchmesser von 5 nm haben. Die bei 400°C aufgedampfte Probe (Abb. 5.11b)
besteht aus Inseln mit einem mittleren Durchmesser von 10 nm. Eine Analyse der Rauigkeit
der AFM-Bilder (250 nm · 250 nm) ergibt eine mittlere Rauigkeit von 0,34 nm für Abb. 5.11a
und 0,55 nm für Abb. 5.11b. Die höhere Rauigkeit der Probe, die bei 400°C hergestellt wurde
gegenüber der Probe, die bei Raumtemperatur hergestellt wurde, stimmt überein mit der
Zunahme der senkrechten Kohärenzlänge (≅ mittlere Inselhöhe). Dies bedeutet, dass bei
höheren Aufdampftemperaturen die Inseln einen größeren Durchmesser haben und zusätzlich
die Höhe der Inseln zunimmt. Das führt dazu, dass in Abb. 5.11b mehr Substrat sichtbar ist
und folglich zu einer größeren Rauigkeit und einer kleinerer Inseldichte.
a)
50 nm
b)
50 nm
Abb. 5.11: AFM-Bilder von 30 Å CoPt3(111) auf WSe2(0001).
a) aufgedampft bei Raumtemperatur
b) aufgedampft bei 400°C
Die AFM-Bilder zeigen keine hexagonale oder trigonale Nanostrukturen, da das Auflösungsvermögen verglichen mit einem STM schlechter ist. Die Facettierung der
Nanostrukturen zeigt sich jedoch sehr deutlich an der Form der Beugungsreflexe in den
RHEED-Bildern (siehe z.B. Abb. 5.5).
42
Ergebnisse und Diskussion
In Abb. 5.12 ist die Abhängigkeit des chemischen Ordnungsparameters η eines 50 Å
dicken granularen CoPt3-Films von der Filmdicke und der Aufdampfrate dargestellt. Man
sieht deutlich, dass der chemische Ordnungsparameter η in beiden Fällen sinkt.
0.8
0.7
CoPt3 auf WSe2 @ 200°C
50 Å CoPt3 auf WSe2 @ 200°C
0.7
0.6
0.6
0.5
0.5
0.4
0.4
0.3
RHEED
XRD
0.3
Ordnungsparameter η
Ordnungsparameter η
0.8
0.2
0.2
20 30 40 50 60 70 80 90 100 0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10
Filmdicke [Å]
Aufdampfrate [a.u.]
Abb. 5.12: Abhängigkeit des chemischen Ordnunngsparameters η eines 50 Å
dicken granularen CoPt3-Films von der Filmdicke und der Aufdampfrate. Der Film wurde jeweils bei 200°C aufgedampft.
In einem granularen Film nimmt die Inselgröße mit der Filmdicke zu. Dadurch wird das
Verhältnis Oberfläche zu Volumen kleiner und die Bedingungen zur Ausbildung der L12Phase werden schlechter. Der Temperaturbereich, in dem man die L12-Phase erhält, gleicht
sich dem einer Volumenprobe an. Ein ähnliches Verhalten für die magnetischen
Eigenschaften in Abhängigkeit der Filmdicke wird in Kapitel 5.2.2 gezeigt. Bei Erhöhung der
Aufdampfrate um einen Faktor zehn haben die Co- und Pt-Atome während des Aufdampfprozesses eine geringere freie Weglänge, was ebenfalls zu einer Reduzierung des chemischen
Ordnungsparameters führt.
5.2.2 Magnetische Eigenschaften
MOKE-Hysteresekurven wurden sowohl für eine polare als auch longitudinale
Konfiguration an den selben Proben gemessen, die zuvor mit RHEED und Röntgenbeugung
untersucht wurden. Dabei zeigt sich eine senkrechte magnetische Anisotropie (englisch:
perpendicular magnetic anisotropy, PMA) für Aufdampftemperaturen unterhalb 150°C. Ab
150°C dreht die leichte Achse der Magnetisierung kontinuierlich in die Filmebene hinein in
Übereinstimmung mit MOKE-Kurven, die aus der longitudinalen Konfiguration erhalten
wurden (siehe Abb. 5.13). Für Aufdampftemperaturen größer als 300°C liegt die leichte
Achse der Magnetisierung in der Filmebene.
Ergebnisse und Diskussion
1,0
43
Tdep = RT
0,5
0,0
-0,5
polar
long.
Kerr Rotation [mrad]
-1,0
1,0
Tdep = 150°C
0,5
0,0
-0,5
polar
long.
-1,0
1,0
Tdep = 300°C
0,5
0,0
-0,5
-1,0
polar
long.
-2,0 -1,5 -1,0 -0,5 0,0 0,5 1,0 1,5 2,0
Magnetfeld [kOe]
Abb. 5.13: MOKE-Hysteresekurven der 30 Å dicken einkristallinen granularen
Filme für Aufdampftemperaturen zwische Raumtemperatur und 300°C
in polarer und in longitudinaler Messgeometrie.
CoPt3 hat eine kubische Symmetrie in der L12-Phase und in der ungeordneten (fcc) Phase.
Deshalb würde man keine uniaxiale magnetische Anisotropie erwarten. Es wurde aber
gezeigt, dass es sich in dünnen CoPt3-Filmen und Co-Pt-Multischichten um eine senkrechte
uniaxiale magnetische Anisotropie handelt [Li92], [Hu93], [We93]. Es wird deshalb im
Folgenden ebenfalls von einer senkrechten magnetischen Anisotropie der granularen Filme
und der isolierten Nanostrukturen ausgegangen.
Die im Folgenden gezeigten MOKE-Hysteresekurven sind alle in polarer Messgeometrie
aufgenommen, da das Auftreten der PMA in Abhängigkeit der Filmdicke und Aufdampftemperatur untersucht wird.
44
Ergebnisse und Diskussion
1,0
Kerr Rotation [mrad]
0,8
0,6
0,4
polar MOKE
30 Å CoPt3
Tmes = RT
0,2
Tdep
RT
100°C
200°C
300°C
400°C
0,0
-0,2
-0,4
-0,6
-0,8
-1,0
-3,0
-2,0
-1,0
1,0
0,0
Magnetfeld [kOe]
2,0
3,0
Abb. 5.14: MOKE-Hysteresekurven in polarer Messgeometrie von 30 Å dicken
granularen CoPt3-Filmen in Abhängigkeit der Aufdampftemperatur.
In Abb. 5.14 ist gezeigt, wie die leichte Achse der Magnetisierung mit zunehmender
Aufdampftemperatur in die Filmebene hineindreht. Für die granularen Filme, die bei
Raumtemperatur bzw. 100°C aufgedampft wurden, erhält man eine rechteckige Hysteresekurve mit einer Koerzitivfeldstärke von 300 Oe bzw. 150 Oe. Oberhalb 100°C verschwindet
die PMA kontinuierlich. Dieses Verhalten ist analog einer Volumenprobe [Ro95, Ma97,
Sh99] mit dem Auftreten der L12-Phase verknüpft, da diese zu einer perfekten isotropen
kurzreichweitigen Ordnung führt. Im Vergleich zu Volumenproben, bei denen eine senkrechte
magnetische Anisotropie zwischen 200 und 400°C auftritt (siehe Abb. 5.2), wurde der
Temperaturbereich, in dem PMA bei den granularen Filmen auftritt, durch das Aufdampfen
von CoPt3 auf WSe2 bis hin zu Raumtemperatur verschoben (siehe auch Abb. 5.17), was
durch die granulare Morphologie der Filme und durch die Facettierung der einzelnen
Nanostrukturen erklärt wird.
Die Ursache der PMA von 30 Å dicken Filmen zwischen RT und 100°C muss noch näher
untersucht werden. Eine Verspannung der Filme in der Filmebene, die mit Röntgenbeugung
gemessen wurde, kann wegen einer positiven magnetostriktiven Konstante der CoPt3Legierung [Ha89] nicht zu PMA führen. Es sind EXAFS Messungen an diesen Filmen
geplant, um jegliche anisotrope chemische Ordnung zu detektieren, die in ungeordneten
Volumenproben als Ursprung der PMA gefunden wurde [Ma97].
In Abb. 5.15 sind Hysteresekurven einer Serie von 10 Å, 30 Å, 50 Å und 100 Å dicken
granularen CoPt3-Filmen gezeigt, die bei Raumtemperatur und bei 200°C aufgedampft
wurden. Die bei 200°C hergestellten Filme zeigen eine langreichweitige chemische Ordnung,
die mit der Filmdicke kleiner wird (siehe Abb. 5.12). Die bei Raumtemperatur hergestellte
Proben zeigen keine chemische Ordnung.
45
1,0 polar MOKE
Tdep = RT
0,5
0,0
100Å
50Å
30Å
-1,0
10Å
-5 -4 -3 -2 -1 0 1 2 3 4 5
H [kOe]
-0,5
100Å
50Å
30Å
10Å
Kerr Rotation [mrad]
Kerr Rotation [mrad]
Ergebnisse und Diskussion
Abb. 5.15: MOKE-Hysteresekurven einer Serie von 10 Å bis 100 Å dicken
granularen CoPt3-Filmen, die bei Raumtemperatur und bei 200°C
aufgedampft wurden.
Für eine Bedeckung von 10 Å erhält man in beiden Diagrammen keine Hysterese-Kurven,
da die Sensitivität der MOKE-Apparatur dafür nicht ausreichte.
Die Proben, die bei Raumtemperatur hergestellt wurden, zeigen bei 30 Å und 50 Å dicken
granularen Filmen eine senkrechte magnetische Anisotropie, d.h. Ku ≠ 0. Bei dem 100 Å
dicken Film dreht die leichte Achse der Magnetisierung in die Filmebene hinein. Für eine
Volumenprobe erhält man bei Raumtemperatur einen Wert für Ku = 0 , was besagt, dass die
leichte Achse der Magnetisierung in der Ebene liegt. Das bedeutet, dass sich die granularen
CoPt3-Filme ab einer Dicke von 100 Å wie eine Volumenprobe verhalten.
In den Filmen, die bei 200°C aufgedampft wurden und somit eine dickenabhängige
langreichweitige chemische Ordnung aufweisen, liegt die leichte Achse der Magnetisierung
für eine Dicke von 30 Å in der Filmebene; für 50 Å und 100 Å erhält man eine senkrechte
magnetische Anisotropie. In der 30 Å dicken Probe ist der chemische Ordnungsparameter
sehr groß, was zu einer leichten Achse in der Filmebene führt. Da der chemische
Ordnungsparameter mit der Filmdicke abnimmt, wird er in den 50 Å und 100 Å dicken
Filmen immer kleiner und die Richtung der leichten magnetischen Achse steht für diese
Filmdicken ebenfalls analog einer CoPt3-Volumenprobe senkrecht zur Filmebene.
Mittels SQUID-Hysteresekurven kann die magnetische Anisotropieenergie bestimmt
werden. Dabei wird angenommen, dass die Proben eine uniaxiale Anisotropie zeigen. Die
effektive uniaxiale Anisotropieenergie (Keff = Ku – 0,5·µ0·MS2) ergibt sich aus der Fläche
zwischen Hysteresekurven, die in senkrechter und paralleler Messgeometrie aufgenommen
wurden. Da der Wert MS für die Sättigungsmagnetisierung in die Formel eingeht, ist eine
Bestimmung von Keff mittels MOKE-Hysteresekurven nicht möglich.
In Abb. 5.16 sind SQUID-Hysteresekurven von 30 Å und 90 Å dicken granularen
CoPt3(111)-Filmen, die beide bei Raumtemperatur auf WSe2(0001) aufgedampft wurden,
gezeigt. Die Einblendung zeigt Hysteresekurven eines ebenfalls 30 Å dicken CoPt3(111)Filmes, der gleichzeitig mit dem 30 Å dicken granularen CoPt3-Film hergestellt wurde. Dazu
46
Ergebnisse und Diskussion
3
600
600
30 Å CoPt3(111)
400 auf WSe (0001)
2
H
⊥
M
200
H || M
0
-200
90 Å CoPt3(111)
auf WSe2(0001)
600
400
H⊥M
H || M
30 Å CoPt3(111)
auf Pt(111)
200
0
400
-200
200
0
-400
-400
-400
-600
-15
-10
-5
0
5
H [kOe]
-5
0
5
H[kOe]
10
10
15
15 -15 -10
-5
0
5
H [kOe]
10
-600
15
3
-600
-15 -10
-200
Magnetisierung [emu/cm ]
Magnetisierung [emu/cm ]
wurde ein WSe2(0001) Substrat und ein Al2O3(0001) Substrat, auf dem vorher ein Pt(111)Film aufgedampft wurde, auf dem Probenhalter befestigt.
Abb. 5.16: SQUID-Hysteresekurven von 30 Å und 90 Å dicken granularen
CoPt3(111)-Filmen, die beide bei Raumtemperaur auf WSe2(0001)
aufgedampft wurden. Die Einblendung zeigt Hysteresekurven eines
ebenfalls 30 Å dicken CoPt3(111)-Filmes, der unter identischen
Bedingungen auf Pt(111) aufgedampft wurde.
Für den 30 Å dicken granularen Film erhält man eine senkrechte magnetische Anisotropie
mit einer Anisotropieenergie Keff = 0,15 MJ/m3 und für den 90 Å dicken Filme eine Anisotropieenergie Keff = -0,04 MJ/m3, was bedeutet, dass die leichte Achse der Magnetisierung in
der Filmebene liegt. Es zeigt sich hier ebenfalls, dass sich die 90 Å dicke Probe wie eine
Volumenprobe verhält, da in dieser die leichte Achse der Magnetisierung ebenfalls in der
Filmebene liegt [Ro95, Ma97]. Der 30 Å dicke Film, der auf Pt(111) simultan aufgedampft
wurde, zeigt hingegen keine senkrechte magnetische Anisotropie, d.h. nicht nur die
Filmdicke, sondern auch das Substrat WSe2, das zu einem granularen Film führt, spielt eine
entscheidende Rolle.
In Abb. 5.17 ist ein Vergleich der Temperaturabhängigkeit der uniaxialen magnetischen
Anisotropieenergieen von 30 Å dicken granularen CoPt3-Filmen und 3000 Å dicken CoPt3Filmen gezeigt. In den granularen Filmen mit einer Dicke von 30 Å erhält man bereits bei
einer Aufdampftemperatur von 20°C ein Maximum für die senkrechte magnetische
Anisotropieenergie, das in den 3000 Å dicken Filmen bei einer Aufdampftemperatur von
400°C liegt. Die uniaxiale magnetische Anisotropieenergie fällt in den granularen Filmen für
höhere Aufdampftemperaturen kontinuierlich ab und ist ab 200°C fast völlig verschwunden.
Es zeigt sich deutlich, das die Aufdampftemperatur, bei der das Maximum in der uniaxialen
magnetischen Anisotropieenergie auftritt, durch die granulare Morphologie der Filme bis auf
Raumtemperatur erniedrigt werden konnte.
Ergebnisse und Diskussion
47
0.8
3000Å CoPt3(111) auf Pt(111)
30Å CoPt3(111) auf WSe2(0001)
0.7
3
Ku [MJ/m ]
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0.0
0
100
200
300
400
500
Aufdampftemperatur [°C]
600
Abb. 5.17: Vergleich der Temperaturabhängigkeit der uniaxialen magnetischen
Anisotropieenergieen von 30 Å dicken granularen CoPt3-Filmen und
3000 Å dicken CoPt3-Filmen.
Die Morphologie der magnetischen Domänen von granularen CoPt3-Filmen, die bei
Raumtemperatur hergestellt wurden, wurde mittels eines PEEM (Photoemission Electron
Microscopy) untersucht. Dies geschah in Zusammenarbeit mit Dr. Manfred Albrecht und Dr.
Simone Anders vom IBM Almaden Research Center, USA an der Advanced Light Source in
Berkley, USA.
In einem PEEM-Experiment wird die Probe mit einem polarisierten Lichtstrahl bestrahlt.
Durch Photoeffekt werden Sekundärelektronen emittiert und mittels elektrostatischer Linsen
auf einen Fluoreszensschirm fokussiert. Die Anzahl der herausgelösten Elektronen hängt bei
magnetischen Proben wegen des magnetischen Dichroismus von der relativen Orientierung
der Lichtpolarisation zu der magnetischen Vorzugsrichtung ab [Schü87]. Als polarisierter
Lichtstrahl wurde in diesen Experimenten ein zirkular polarisierter Röntgenstrahl verwendet.
Das gewonnene Bild wird mit einer hochauflösenden CCD-Kamera aufgenommen. Man sieht
in diesen Bildern helle und dunkle Stellen, die magnetischen Domänen entsprechen, deren
leichte Achse der Magnetisierung aus der Probenebene heraus- bzw. hineinzeigt.
In Abb. 5.18 sind PEEM-Bilder von a) 30 Å und b) 60 Å dicken granularen CoPt3(111)Filmen gezeigt, die bei Raumtemperatur auf WSe2(0001) aufgedampft wurden. Man sieht in
beiden Bildern nur zwei verschiedene Helligkeitsstufen, die sich beim Drehen der Probe nicht
veränderten. Das bedeutet, dass die Richtung der Magnetisierung in beiden Proben senkrecht
zur Probenoberfläche steht, was für beide Proben mittels SQUID-Messungen bestätigt ist.
Man erhält in beiden Filmen ein mäanderförmiges Domänenmuster, welches im 60 Å dicken
CoPt3-Film mit kleinen blasenartigen Domänen überlagert ist. Die mittlere Domänengröße
verringert sich von 8 µm zu 3 µm bei Erhöhung der Filmdicke von 30 Å auf 60 Å.
48
Ergebnisse und Diskussion
b)
a)
10 µ m
5 µm
Abb. 5.18: PEEM-Bilder von a) 30 Å und b) 60 Å dicken granularen CoPt3(111)Filmen, die bei Raumtemperatur auf WSe2(0001) aufgdedampft
wurden.
Bei der Erhöhung der Filmdicke in Filmen mit senkrechter magnetischer Anisotropie,
kann die Magnetisierung ihre senkrechte Ausrichtung zur Filmebene nur beibehalten, falls
gleichzeitig die Formenergie der einzelnen Domänen verringert wird [Ka93]. Dies führt zu
kleineren Domänen. Das zusätzliche Auftreten von den kleinen Domänen (d ≈ 1 µm) in dem
60 Å dicken CoPt3-Film, die eine entgegengesetzte Magnetisierungsrichtung bezüglich den
größeren Domänen haben, führt zu einer zusätzlichen Reduzierung der magnetostatischen
Energie innerhalb der großen Domänen. Ein ähnliches Verhalten für diese Dickenabhängigkeit der Domänengröße wurde in ultradünnen Ni- und Co-Filmen [Bo95], [Sp95]
gefunden, welche ebenfalls eine senkrechte magnetische Anisotropie zeigten.
Ergebnisse und Diskussion
49
5.3 Isolierte CoPt3-Nanostrukturen auf WSe2
Isolierte CoPt3-Nanostrukturen erhält man bei Bedeckungen kleiner als eine Monolage.
Sie wurden bei verschiedenen Temperaturen und verschiedenen Bedeckungen hergestellt. Die
Struktur wurde mittels in-situ RHEED und UHV-STM und die magnetischen Eigenschaften
mit einem SQUID-Magnetometer untersucht.
5.3.1 Wachstum und Struktur
Abb. 5.19 zeigt RHEED-Bilder, die während des Wachstums von CoPt3 bei einer Substrattemperatur von 300°C als Funktion der Bedeckung aufgenommen wurden. Bei einer
Bedeckung von 1 Å CoPt3 erkennt man in den RHEED-Bildern die Überlagerung zweier
Beugungsbilder, ein Strichreflex- und ein Punktreflexmuster. Ersteres ist der nur teilweise
bedeckten atomar glatten WSe2(0001) Oberfläche zuzuordnen, während das Punktreflexmuster einen dreidimensionalen Charakter aufweist und somit eindeutig dreidimensionales
Inselwachstum zeigt. Aufgrund der Reflexpositionen findet man einkristallines Wachstum
von CoPt3 Nanostrukturen in (111)-Orientierung. Sehr gut zu erkennen ist die Separation der
Substrat-Strichreflexe (Se-Se Abstand: 3,28 Å) von den Punktreflexen der CoPt3
Nanostrukturen (nächster Nachbarabstand in der (111)-Ebene: 2,72 Å). Dieser spiegelt exakt
die Gitterfehlanpassung von 17 % wieder. Die Nanostrukturen wachsen somit mit ihrem
Volumengitterparameter und mit folgender Orientierungsbeziehung zum Substrat auf:
WSe2(112-0) || CoPt3(101-) und WSe2(101-0) || CoPt3(112-).
CoPt3-Beugungsreflex
17%
WSe2-Beugungsreflex
Abb. 5.19: RHEED-Bilder aufgenommen während des Wachstums von CoPt3 auf
WSe2(0001) bei 300°C. (a) nach einer Bedeckung von 1 Å und (b)
30 Å CoPt3. Man sieht deutlich die Gitterfehlanpassung von 17%.
50
Ergebnisse und Diskussion
Bei einer Bedeckung von 30 Å (Abb. 5.19 b) sieht man ein sehr ausgeprägtes Beugungsbild mit Punktreflexen. Zusätzlich treten Zwischenreflexe deutlich in beiden Azimuten zum
Vorschein. Diese sind eindeutig auf die Bildung einer langreichweitig geordneten chemischen
Phase (L12-Typ) zurückzuführen, wie man sie auch in epitaktischen CoPt3 Filmen findet
(siehe Kapitel 5.2). Die relativ große Gitterfehlanpassung von 17 % hat wohl keinen Einfluss
auf die Ordnungskinetik, da die CoPt3-Nanostrukturen schon bei einer Bedeckung von 1 Å
mit ihrem Volumengitterparameter aufwachsen. Die Verspannung der Filme hat ebenfalls
keinen Einfluss, da sie sehr klein ist (siehe Kapitel 5.2.1).
600
a)
400
20 nm
b)
Anzahl der Inseln pro (150 nm)2
200
0
0
1.6 3.2 4.8 6.4
Durchmesser [nm]
8.0
Tdep = 300°C
60
50
d = 4.4 nm
40
σ = 1.8 ± 0.2 nm
30
20
10
20 nm
0
0
1.6 3.2 4.8 6.4
Durchmesser [nm]
8.0
Abb. 5.20: STM Bilder (links) und dazugehörige Verteilung des Inseldurchmessers (rechts) für 0,3 Å CoPt3 aufgedampft bei (a) Raumtemperatur und
(b) 300°C. Der mittlere Inseldurchmesser d und die Standardabweichung σ ist angegeben.
Die Morphologie und Inselverteilungen der Nanostrukturen wurden mit UHV-STM
untersucht. Abb. 5.20 zeigt zwei typische Inselverteilungen für unterschiedliche Substrattemperaturen: Raumtemperatur und 300°C, jedoch für jeweils dieselbe Bedeckung von 0,3 Å
CoPt3. Man erhält durch Abzählen der Inseln eine Inseldichte von 0,082/nm2 bzw. 0,014/nm2
für eine Aufdampftemperatur von Raumtemperatur bzw. 300°C. Der mittlere Inseldurchmesser steigt von 2,9 auf 4,4 nm bei Erhöhung der Aufdampftemperatur von Raumtemperatur
Ergebnisse und Diskussion
51
auf 300°C, die dazugehörigen mittleren Inselhöhen steigen dabei ebenfalls von 0,9 auf
1,2 nm. Die Inseln sind alle gleichmäßig aber zufällig über das Substrat verteilt, es ist keine
Korrelation zwischen den Abständen der Inseln zu sehen. Man erhält eine schmale
gaußförmige Inselgrößenverteilung. Es wurde mit Gl. 2.4 unter der Annahme eines Trimers
als kritischen Keim (i = 3) eine Diffusionsenergie von 0,16 eV für CoPt3 auf WSe2 bestimmt.
Dieser Wert steht in guter Übereinstimmung mit Co auf WSe2 mit 0,13 eV [Läm00] und mit
Pt auf Pt(111) mit 0,26 eV [Bo96]. Der Wert für die Bindungsenergie variiert nur sehr gering
mit i. Es wurde ein Trimer als kritischer Keim angenommen, da die Nanostrukturen aus der
CoPt3-Legierung bestehen, d.h. drei Pt-Atome und ein Co-Atom die kleinste Einheit der
Legierung darstellt.
Für die Bestimmung der Diffusionsenergie wird von idealen Bedingungen der Substratoberfläche ausgegangen, d.h. keinerlei Defekte in der Substratoberfläche. Mögliche Defekte
des Schichtgitterhalbleiters wären z.B. Dotierstellen in den oberen Se-W-Se Schichten
[Mat98]. Es wurde in [Mü00] gezeigt, dass ein WSe2-Kristall eine Dotierstellendichte von
15000/µm2 haben kann, wobei dieser Wert je nach Herstellungscharge der Schichtgitterhalbleiter variiert. Es zeigte sich für die in dieser Arbeit verwendeten Substrate anhand atomar
aufgelösten Tunnelmikroskopbilder der WSe2-Oberfläche, dass die Dotierstellendichte
geringer als in [Mü00] ist. Die Dotierstellendichte insgesamt liegt weit unterhalb der
Inseldichte der bei Raumtemperatur aufgedampften Probe, d.h. die Anzahl der Inseln, die an
einer Dotierstelle nukleiert sind, ist ebenfalls gering. Bei der Probe, die bei 300°C hergestellt
wurde, spielt die Dotierdichte aufgrund der höheren Aufdampftemperatur eine noch kleinere
Rolle.
Die Gl. 2.4 berücksichtigt ebenfalls nicht, dass eine Nanostruktur aus einer Legierung
bestehen kann, folglich auch der kritische Keim in diesem Fall aus Co- und Pt-Atomen. Der
Wert für die Diffusionsenergie von CoPt3(111) auf WSe2(0001) ist also als Versuch einer
Abschätzung anzusehen.
Ein hoch-aufgelöstes STM-Bild ist in Abb. 5.21 dargestellt. Es zeigt eine einzelne
CoPt3(111) Nanostruktur. Die hexagonale Struktur der isolierten Nanostrukturen ist deutlich
zu erkennen. Durch RHEED-Beugungsbilder und STM-Profilmessungen konnte verifiziert
werden, dass alle Nanostrukturen gegenüber der Substratoberfläche gleich ausgerichtet sind
und dass sie zwei unterschiedliche Facetten, {111} und {100} haben. Als Gleichgewichtsform
der Inseln erhält man aus einer Wulff-Konstruktion {111}- und {100}-Facetten für die
Seitenflächen des Sechsecks und eine {111}-Facette als Oberfläche der sechseckigen
Nanostruktur, welche durch das Experiment sehr gut bestätigt werden.
Die Wulff-Konstruktion [Wu01] bestimmt die Gleichgewichtsstruktur der Inseln, indem
die totale Oberflächenenergie der Inseln minimiert wird. Kristallfacetten mit einer hohen
Oberflächenenergie wachsen schneller als Kristallfacetten mit einer geringeren
Oberflächeenergie, deshalb verschwinden sie auch schneller während des Kristallwachstums.
Es bleiben deshalb immer nur die am langsamsten wachsenden Kristallfacetten, deren Oberflächenenergie die kleinste ist, übrig.
52
Ergebnisse und Diskussion
Eine Wulff-Konstruktion, die für makroskopische Kristallite hergeleitet wurde [Wu01],
kann im Allgemeinen nicht komplett auf Kristalle im Nanometerbereich übertragen werden
[Ma85]. In unserem Fall gelten aber die Überlegungen von Wulff. Die Inselform, die in
Abb. 5.21 zu sehen ist, ist weit entfernt von einer sphärischen Form. Diese wird aber in
[Ma85] als eine mögliche Korrektur der Inselform vorgeschlagen.
70
72°
51°
54
,5 °
,7°
Abb. 5.21: STM-Bild einer CoPt3(111) Nanostruktur aufgedampft bei 300°C auf
WSe2(0001) mit zugehörendem Höhenprofil und Modell der WulffKonstruktion, das zu einer möglichen Nanostrukturgeometrie mit
{111} und {100} Facetten führt.
Ein Höhenprofil, das entlang der blauen Linie aufgenommen wurde, zeigt zwei
verschiedene Winkel zur Substratoberfläche, die sehr gut mit der Wulff-Konstruktion übereinstimmen. Es können auch Inseln mit einer dreieckigen Grundfläche vor allem bei höheren
Bedeckungen beobachtet werden (siehe Abb. 5.4). Diese Dreiecke gehen aus Sechsecken
hervor, bei denen jede zweite Facette auf Kosten der anderen Facetten angewachsen ist.
In Tab. 5.4 ist eine Zusammenfassung der Inseldichte, der mittleren Inselhöhe, des
mittleren Inseldurchmessers, des Aspektverhältnisses, der Standardabweichung der gaußförmigen Inseldurchmesserverteilung und des daraus bestimmten Volumens bzw. Atome pro
Insel für verschiedene CoPt3 Bedeckungen angegeben. Für die Inselvolumenberechnung
wurde der mittlere Durchmesser als Durchmesser eines Sechseckes angenommen.
Die Werte für Höhe und Durchmesser sind, da sie mit einem STM bestimmt wurden, mit
einer gewissen Unsicherheit behaftet. Bei solch kleinen Strukturen kommt es immer zu einer
Faltung der Inselform mit der Spitzenform. Dies führt zu einer gewissen Unsicherheit im
Durchmesser der Inseln. Der tatsächliche Durchmesser der Inseln ist i.a. kleiner. Die Höhe der
Inseln kann mittels STM dagegen gut bestimmt werden, solange es sich um isolierte Inseln
handelt.
Es fällt bei näherer Betrachtung der Probe, die bei 300°C aufgedampft wurde und eine
nominelle Dicke von 0,1 Å hat auf, dass das Aspektverhältnis (h-/d-) weniger als halb so groß
ist, als für die anderen Proben, die bei 300°C hergestellt wurden. Dies deutet darauf hin, dass
die Inseln bei dieser niedrigen Bedeckung in lateraler Ausdehnung schneller wachsen und erst
ab einem bestimmten Durchmesser die Inselhöhe zunimmt.
Ergebnisse und Diskussion
53
Inseldichte
Probe
d-
h-
h-/d-
σ
V
[nm]
[nm3]
Atome pro
Insel
CoPt3(111)
[Anzahl/nm2]
[nm]
[nm]
0,3 Å, Tdep = RT
0,082
2,9
0,9
0,31
1,2
3,59
251
0,1 Å, Tdep = 300°C
0,007
4,2
0,6
0,14
0,8
5,03
352
0,3 Å, Tdep = 300°C
0,014
4,4
1,2
0,27
1,8
11,03
773
1 Å, Tdep = 300°C
0,027
4,6
1,6
0,35
1,9
17,08
1197
Tab. 5.4:
Zusammenfassung der Inseldichte, des mittleren Inseldurchmessers,
der mittleren Höhe, des Aspektverhältnisses, der Halbwertsbreite der
an die Größenverteilung angepassten Gaußkurve und der Anzahl der
Atome pro mittleren Volumens für unterschiedliche CoPt3 – Bedeckungen und verschiedene Aufdampftemperaturen (Dampfraten:
0,043 Å/s für Pt und 0,01 Å/s für Co).
Als Zusammenfassung aus Tab. 5.4 sieht man deutlich, das sich die Größenverteilung der
Inseln über die Aufdampfmenge und die Aufdampftemperatur einstellen lässt, was für die
magnetischen Eigenschaften der Nanostrukturen eine entscheidende Rolle spielt.
5.3.2 Magnetische Eigenschaften: Superparamagnetismus
An den beiden nominell 0,3 Å dicken Nanostruktur-Ensembles wurden magnetische
Untersuchungen mit einem SQUID-Magnetometer durchgeführt. Wie bereits erwähnt, lässt
sich die Größenverteilung der Nanostrukturen über die Aufdampftemperatur einstellen.
Gleichzeitig ändert man aber auch den strukturellen Ordnungsparameter und damit die
magnetische Anisotropieenergie. Nanostrukturen, die eine chemisch langreichweitig geordnete Phase aufweisen, zeigen eine sehr kleine magnetische Anisotropieenergie, während
Nanostrukturen, die keine chemische Ordnung zeigen, im Gegensatz dazu eine sehr große
magnetische Anisotropieenergie besitzen (siehe Kapitel 5.2.2). Die Dynamik der magnetischen Momente beim Superparamagnetismus hängt nun gerade von der magnetischen
Anisotropieenergie und dem Teilchenvolumen ab (siehe Gl. 2.16 und Gl. 2.17). Diese
Parameter können nun in einem gewissen Rahmen für CoPt3 Nanostruktur-Ensembles
unabhängig voneinander variiert werden.
Magnetische SQUID-Hysteresekurven an bei Raumtemperatur abgeschiedenen CoPt3
Nanostruktur-Ensembles (siehe Abb. 5.20 a), die analog eines granularen Filmes eine starke
senkrechte magnetische Anisotropie (siehe Abb. 5.17) haben aber keine langreichweitige
Ordnung aufweisen, zeigen superparamagnetisches Verhalten und eine Blockingtemperatur
(die Hysteresekurve zeigt ein Koerzitivfeld unterhalb dieser Temperatur) von unterhalb 50 K
(siehe Abb. 5.23). Bei diesen Messungen wurde in jeder Messkurve der magnetische Beitrag
des Substrates abgezogen. Das Substrat hat eine sehr starke temperaturabhängige Magneti-
54
Ergebnisse und Diskussion
sierung. Die Werte dafür sind etwa mit der Magnetisierung der CoPt3-Nanostrukturen
vergleichbar. Es ist deshalb sehr schwierig die Hysteresekurven der CoPt3-Nanostrukturen aus
der gesamten Magnetisierung der Nanostrukturen und des Substrates zu extrahieren. Die
Sättigungsmagnetisierung der Hysteresekurven (Abb. 5.23) ist nicht konstant, was sie eigentlich sein müsste. Dies ist auf die oben beschriebene Unsicherheit in den SQUID-Messungen
zurückzuführen. Man kann aber deutlich sehen, dass die Hysteresekurven unterhalb einer
Messtemperatur von 50 K eine Koerzitivfeldstärke zeigen. Die Hysterese-Kurven, die bei
15 K und 30 K gemessen wurden, zeigen eine kleine Einschnürung an der Taille, die von der
Größenverteilung der Nanostrukturen herrührt. Kleinere Inseln haben ein kleinere
Blockingtemperatur. Eine Größenverteilung führt also zu einer Verteilung der Blockingtemperaturen.
H senkrecht zur Probenoberfläche
1,0
0,5
0,0
-0,5
-1,0
15 K
50 K
30 K
300 K
1,0
0,5
0,0
-0,5
-1,0
-10
-5
0
5
10
-10
-5
0
5
10
Abb. 5.23: Magnetische SQUID-Hysteresekurven gemessen bei unterschiedlichen
Temperaturen von CoPt3(111) Nanostrukturen, die bei RT auf
WSe2(0001) aufgewachsen wurden (Bedeckung: 0,3 Å). Das magnetische Feld wurde senkrecht zur Filmebene angelegt.
Für die Probe mit gleicher Bedeckung, aber bei 300°C aufgedampft (siehe Abb. 5.20 b),
erhält man eine Blockingtemperatur von etwa 40 K aus dem deutlichen Anstieg der ZFCMKurve (siehe Abb. 5.24) bei dieser Temperatur. Bei einer superparamagnetischen Probe erhält
man bei sehr kleinen Messtemperaturen in einem ZFC-Experiment (es wurde bei Nullfeld
abgekühlt) eine verschwindend geringe Magnetisierung der Probe, da die einzelnen Momente
der intrinsisch eindomänigen ferromagnetischen Nanostruktur-Ensembles zufällig “eingefroren“ wurden. Erst ab einer gewissen Messtemperatur (hier 40 K) reicht die thermische
Ergebnisse und Diskussion
55
Energie aus, um die einzelnen magnetischen Momente in einem extern angelegten Feld
auszurichten.
6·10
4·10
Magnetisierung [emu]
2·10
-8
-8
-8
0
-2·10
6·10
4·10
2·10
-8
ZFCM
-8
-8
-8
0
-2·10
-8
FCM
0
50
100
150
Temperatur [K]
200
Abb. 5.24: ZFCM- und FCM Kurven von 0,3 Å CoPt3, Tdep = 300°C. Der Anstieg
in der ZFCM-Kurve bei etwa 40 K entspricht der Blockingtemperatur
der Nanostrukturen.
Die Kurven in Abb. 5.24 weichen von ihrem Verlauf deutlich von den theoretischen
Kurven in Abb. 2.6 ab. Das Plateau der jeweiligen Magnetisierungen bei Temperaturen über
der Blockingtemperatur kann von einer Kopplung der einzelnen Nanostrukturen herrühren.
Ausserdem ist es wiederum sehr schwierig, den stark temperaturabhängigen magnetischen
Beitrag des Substrates abzuziehen.
Diese CoPt3-Nanostrukturen zeigen analog zu den dünnen Filmen (siehe Abb. 5.6) eine
langreichweitige chemische Ordnung. Deshalb liegt die magnetische Achse in der Filmebene
(siehe Abb. 5.25), d.h. ein Ku ≈ 0. Deswegen ist es nicht erstaunlich, dass diese beiden Proben
eine ähnliche Blockingtemperatur aufweisen, obwohl sich die mittleren Volumina der
jeweiligen Inseln um einen Faktor drei unterscheiden. Nach Gl. 2.16 und Gl. 2.17 hängt die
Blockingtemperatur sowohl vom Volumen als auch von der magnetischen Anisotropie der
Insel ab. Die ähnlichen Blockingtemperaturen der beiden Proben können also nur durch
unterschiedliche magnetische Anisotropien Ku der jeweiligen Inseln erklärt werden. Dies liegt
56
Ergebnisse und Diskussion
nahe, da ein solches Verhalten in den 30 Å dicken granularen CoPt3(111)-Filmen gezeigt
wurde (siehe Abb. 5.17). Es zeigt sich etwa ein Faktor ein Drittel in den Werten für Ku. Ein
ähnliches Verhalten der magnetischen Anisotropien sollte also auch für die isolierten
Nanostrukturen gelten.
1,0
0,3 Å CoPt3(111)
MS/M
0,5
0,0
-0,5
-1,0
-15
Tdep = RT, H
Tdep = 300°C, H
Tdep = 300°C, H II
-10
-5
0
5
Magnetfeld [kOe]
10
15
Abb. 5.25: SQUID-Hysterese-Kurven für 0,3 Å CoPt3 auf WSe2 für Tdep = RT und
Tdep = 300°C. Für die Probe, die bei Raumtemperatur hergestellt
wurde, erhält man eine senkrechte magnetische Anisotorpie und für
die Probe, die bei 300°C hergestellt wurde, ist die magnetisch leichte
Achese in der Filmebene.
In Abb. 5.25 sind SQUID-Hysterese-Kurven der beiden nominell 0,3 Å CoPt3 dicken
Proben gezeigt, die bei Raumtemperatur und Tdep = 300°C aufgedampft wurden. Für die
Probe, die bei Raumtemperatur hergestellt wurde, erhält man eine senkrechte magnetische
Anisotropie und für die Probe, die bei 300°C hergestellt wurde, ist die magnetisch leichte
Achse in der Filmebene.
Es zeigt sich deutlich, dass in den CoPt3-Nanostrukturen über die Aufdampftemperatur
die Inselgröße und das Vorhandensein der L12-Phase gesteuert werden kann. Das Auftreten
einer langreichweitigen chemischen Ordnung führt zum Verschwinden der uniaxialen magnetischen Anisotropie der Nanostrukturen. Es können also in den Legierungsnanostrukturen
CoPt3 zwei entscheidende Parameter, Volumen und uniaxiale Anisotropieenergie, variiert
werden, die in die Berechnung der Blockingtemperatur eingehen.
Zusammenfassung und Ausblick
57
6 Zusammenfassung und Ausblick
Eine Möglichkeit magnetische Nanostrukturen für Speichermedien herzustellen, ist die
Methode der Selbstorganisation (engl. self-assembly) von Atomen auf chemisch inerten Substraten. Ein solches Substrat ist z.B. die (0001)-Oberfläche des Schichtgitterhalbleiters WSe2.
Das Ziel der in dieser Arbeit vorgestellten Experimente war die Messung der strukturellen
und magnetischen Eigenschaften von granularen CoPt3-Filmen und von isolierten CoPt3-Nanostrukturen, die auf dem Schichtgitterhalbleiter WSe2 aufgedampft wurden. Auf diesem
Substrat erhält man durch Volmer-Weber-Wachstum z.B. einkristalline hexagonale Au[Re98] oder In-Inseln [Di01]. Das Aufdampfen von CoPt3 auf WSe2(0001) führt trotz der
großen Gitterfehlanpassung von 17 % zwischen WSe2 (ahcp = 3.286 Å) und CoPt3
(afcc/ 2 = 2.72 Å) durch Volmer-Weber-Wachstum zu zufällig angeordneten epitaktischen
einkristallinen hexagonalen Nanostrukturen mit {100}- und {111}-Seitenfacetten.
Granulare CoPt3-Filme wurden durch Kodeposition von Cobalt- und Platin-Atomen auf
WSe2(0001) bei Aufdampftemperaturen zwischen Raumtemperatur und 700°C unter Ultrahochvakuum-Bedingungen hergestellt. Das dreidimensionale Inselwachstum wurde durch insitu RHEED-Messungen untersucht. Es zeigten sich Beugungsreflexe der 111-orientierten
fcc-Phase. Die dreieckige Form der Beugungsreflexe weist auf facettierte Inseln hin. Es
konnte hier erstmalig gezeigt werden, dass es möglich ist, durch Kodeposition von Co- und
Pt-Atomen während des Aufdampfprozesses epitaktische einkristalline facettierte Inseln
herzustellen, die aus der CoPt3-Legierung bestehen. Dies ist selbst für Nanostrukturen
möglich, die nur aus wenigen hundert Atomen bestehen. Für Aufdampftemperaturen
zwischen 150°C und 600°C zeigten die granularen Filme charakteristische Beugungsreflexe
einer langreichweitigen chemischen Ordnung des L12-Typs. Das Auftreten der chemischen
Ordnung bereits ab 150°C (siehe Abb. 6.1) ist eine Verringerung der Anfangsordnungstemperatur um 400 K gegenüber CoPt3-Volumenproben auf Pt(111) [Ro95]. Dies wird durch
die granulare Morphologie der Filme und durch die Facettierung der einzelnen Nanostrukturen hervorgerufen, da in diesen Nanostrukturen die Atome während des Aufdampfens
eine höhere Mobilität haben. Röntgenbeugungsexperimente haben bestätigt, dass das gesamte
Volumen einer Nanostruktur diese chemische Ordnung aufweist [Mai01]. Es zeigte sich
außerdem, dass der Grad der chemischen Ordnung mit einer höheren Dampfrate und einer
größeren Filmdicke abnahm. Die Morphologie der granularen Filme wurde mittels eines
AFMs (Abb. 5.11) und STMs (Abb. 5.4) untersucht. 30 Å dicke granulare Filme bestehen aus
dicht gepackten einkristallinen Inseln mit einem mittleren Durchmesser von 5 nm für Filme,
die bei Raumtemperatur hergestellt wurden und von 10 nm für eine Aufdampftemperatur von
400°C. Eine Abschätzung der zugehörigen mittleren Inselhöhen ergab sich aus der
senkrechten Kohärenzlänge dieser granularen Filme, die aus der Breite des 222-Beugungsreflexes aus Röntgenbeugungsexperimente gewonnen wurde. Man erhielt dafür 3 nm bzw.
6 nm bei einer Aufdampftemperatur von Raumtemperatur bzw. 400 °C (siehe Tab. 5.3).
Zusammenfassung und Ausblick
Ordnungsparameter η
58
1.0
0.9
0.8
0.7
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0.0
0.6
30 Å CoPt3(111) auf WSe2(0001)
3000 Å CoPt3(111) auf Pt(111)
0
100
200
300
400
500
600
700
0
100
200
300
400
500
600
700
3
Ku [MJ/m ]
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0.0
Aufdampftemperatur [°C]
Abb. 6.1:
Vergleich des chemischen Ordnungsparameters η und der uniaxialen
Anisotropie Ku der 30 Å dicken granularen CoPt3-Filme und der
3000 Å dicken kontinuierlichen CoPt3-Filme.
Die magnetischen Eigenschaften der Filme wurden durch Messen des polaren Kerreffekts
und mit einem SQUID-Magnetometer untersucht. Aus SQUID-Messungen ließen sich die effektiven uniaxialen Anisotropieenergien (Keff = Ku – 0,5·µ0·MS2) aus den Flächen zwischen
Hysteresekurven, die in senkrechter und paralleler Messgeometrie aufgenommen wurden,
bestimmen. In 30 Å dicken granularen Filmen erhielt man für Aufdampftemperaturen bis
100°C in senkrechter Messgeometrie quadratische Hysteresekurven mit Koerzitivfeldstärken,
die von 300 Oe auf 100 Oe abnahmen. In dem granularen Film, der bei Raumtemperatur
hergestellt wurde, erhielt man somit eine positive uniaxiale Anisotropieenergie von
Ku = 0.32 MJ/m3. Für Aufdampftemperaturen oberhalb 150°C lag die leichte Achse der Magnetisierung in der Filmebene, da diese Filme eine langreichweitige chemische Ordnung zeigen
(Abb. 6.1). Ausserdem verschwindet die senkrechte magnetische Anisotropie der granularen
Filme, die unterhalb 150°C aufgedampft wurden, mit der Erhöhung der Filmdicke
(Abb. 5.15). Für einen 90 Å dicken granularen Film, der bei Raumtemperatur aufgedampft
wurde, erhielt man eine negative effektive Anisotropie von Keff = – 0,04 MJ/m3. Der
Zusammenfassung und Ausblick
59
Temperaturbereich, bei dem die granularen Filme eine senkrechte magnetische Anisotropie
zeigen, konnte gegenüber CoPt3-Volumenproben, die auf Pt(111) [Ro97] oder Ru(0001)
[Ma97] hergestellt wurden, bis auf Raumtemperatur reduziert werden (Abb. 6.1). Der
Ursprung dieser senkrechten magnetischen Anisotropie zwischen Raumtemperatur und 100°C
ist noch nicht ganz klar, da die kleine gefundene Verspannung der granularen Filme in der
Ebene nicht zu einer bevorzugten senkrechten leichten magnetischen Achse führen kann, weil
die CoPt3-Legierung eine positive magnetostriktive Konstante aufweist [Ha89]. Anisotrope
kurzreichweitige Ordnungseffekte verursacht durch Pt-Segregation, wie sie bereits in
kontinuierlichen dicken CoPt3-Filmen beobachtet wurden [Me99], könnte die strukturelle
Ursache dafür sein. Dieser Effekt kann in den Nanostrukturen bei Raumtemperatur auftreten,
da die Mobilität der Atome während des Aufdampfprozesses höher ist. Es wurde gezeigt, dass
ab einer Dicke von etwa 100 Å sich die granularen Filme wie CoPt3-Volumenproben,
bezüglich des Temperaturbereichs in dem eine langreichweitige chemische Ordnung und eine
senkrechte magnetische Anisotropie auftritt, verhielten.
Durch Aufdampfen der CoPt3-Legierung im Submonolagenbereich erhielt man isolierte
einkristalline facettierte hexagonale Inseln, die eine feste Ausrichtung der einzelnen Facetten
zum Substrat und eine schmale gaußförmige Größenverteilung haben (Abb. 5.20), aber insgesamt zufällig angeordnet sind. Diese isolierten Inseln haben die selben strukturellen
Eigenschaften wie die granularen Filme, unterscheiden sich aber in den magnetischen Eigenschaften drastisch. Nanostrukturen, die für eine nominellen Dicke von z.B. 0,3 Å und bei
einer Aufdampftemperatur von Raumtemperatur bzw. 300°C ein mittleres Volumen von
ungefähr 250 Atomen bzw. 800 Atomen haben, zeigten ein superparamagnetisches Verhalten
(Abb. 5.23 und Abb. 5.24). Man erhält jedoch für beide Nanostruktur-Ensembles ähnliche
Blockingtemperaturen von 32 K bzw. 40 K, unterhalb derer sich die Nanostrukturen
ferromagnetisch verhalten. In der Formel zur Abschätzung der Blockingtemperatur
TB ≈ Ku·V·(1-B/B0)/(30·kB) geht sowohl das Volumen als auch die magnetische Anisotropieenergie ein. Das bedeutet, dass die Probe, die bei 300°C hergestellt wurde, und somit eine
langreichweitige chemisch geordnete Phase (L12) aufweist und das dreifache Volumen
gegenüber der bei Raumtemperatur hergestellten Probe hat, eine niedrigere Anisotropieenergie haben muss. Dasselbe Verhalten der magnetische Anisotropieenergie wurde auch in
3000 Å dicken CoPt3-Filmen auf Pt(111) [Sh99] und in den granularen CoPt3-Filmen auf
WSe2(0001) gefunden (Abb. 6.1).
Es zeigte sich, dass in den CoPt3-Nanostrukturen über die Aufdampftemperatur die
Inselgröße und das Vorhandensein der L12-Phase gesteuert werden konnte. Das Auftreten
einer langreichweitigen chemischen Ordnung führte zum Verschwinden der uniaxialen magnetischen Anisotropie der Nanostrukturen. Es konnten also in den Legierungsnanostrukturen
CoPt3 zwei entscheidende Parameter, Volumen und uniaxiale Anisotropieenergie, variiert
werden, die in die Berechnung der Blockingtemperatur eingehen.
60
Zusammenfassung und Ausblick
Im Hinblick auf die magnetische Datenspeicherung wäre eine höhere Koerzitivfeldstärke
der granularen Filme wünschenswert, um die Stabilität der magnetischen Domänen zu
erhöhen. In kommerziellen Beschichtungen zur Datenspeicherung von Festplatten wird dies
z.B. durch die Zugabe von Cr erreicht. In zukünftigen Experimenten kann somit untersucht
werden, mit welchen zusätzlichen Materialen sich die magnetischen und auch die
strukturellen Eigenschaften der granularen Filme verändern lassen.
Die Koerzitivfeldstärke könnte auch durch eine Erhöhung des Co-Anteils in der CoPtLegierung erreicht werden. Es wurden erste Experimente zu einer Co3Pt-Legierung auf
WSe2(0001) durchgeführt. Es zeigte sich in RHEED-Beugungsbildern, dass sich Co3Pt-Legierung in der fcc-Phase trotz der großen Gitterfehlanpassung von 21% stabilisieren lässt. Es
konnte aber keine chemische Ordnung festgestellt werden. Auf einer Pt-Deckschicht, die auf
WSe2(0001) aufgebracht wurde (siehe Abb. 5.8), konnte eine Co3Cr-Legierung in der hcpPhase stabilisiert werden. Genauere Untersuchungen der strukturellen Eigenschaften mittels
XRD, AFM, STM können in weiteren Experimenten durchgeführt werden, um die Korngröße
zu bestimmen und die optimalen Herstellungsbedingungen herauszufinden. Des weiteren
können die magnetischen Eigenschaften mittels SQUID und MOKE untersucht werden.
Eine weitere metallische Legierung, die in dicken kontinuierlichen Filmen bereits sehr gut
untersucht [Ma00] ist und wegen deren strukturellen und magnetischen Eigenschaften für die
magnetische Datenspeicherung verwendbar wäre, ist die CrPt3-Legierung. CrPt3(111)-Filme
zeigen auf Pt(111) für Aufdampftemperaturen zwischen 850°C und 950°C eine langreichweitige chemische Ordnung des L12-Typs. Diese langreichweitige chemische Ordnung führt zu
einem ferrimagnetischen Verhalten der Legierung, die ansonsten unmagnetisch ist [Ma00].
Diese Legierung wurde in ersten Experimenten für Aufdampftemperaturen zwischen 300°C
und 500°C direkt auf WSe2(0001) aufgedampft. Es zeigte sich in RHEED-Beugungsbildern
ein granularer CrPt3(111) Film, der aufgrund dreieckförmigen Beugungsreflexen in RHEEDBildern aus facettieren Inseln besteht. Ausserdem waren im gesamten Aufdampftemperaturbereich charakteristische Beugungsreflexe einer langreichweitigen chemischen Ordnung des
L12-Typs sichtbar. Die Anfangstemperatur, bei der eine chemische Ordnung in granularen
CrPt3(111)-Filmen auftritt, konnte gegenüber CrPt3(111)-Volumenproben um über 500 K zu
niedrigeren Temperaturen verschoben werden. In zukünftigen Experimenten könnten die
strukturellen und magnetischen Eigenschaften dieser granularer Filme auf WSe2(0001) mittels
STM, AFM, XRD, MOKE und SQUID genauer untersucht werden.
Eine weitere Möglichkeit für zukünftige Experimente wäre der Wechsel des Substrates.
Der bisher benutzte Schichtgitterhalbleiter WSe2(0001) besitzt eine hexagonale Oberfläche.
Der II-VI-Halbleiter ZnSe(001) hat eine kubische Oberfläche auf der z.B. die CrPt-oder CoPtLegierung in der L10-Phase stabilisiert werden könnte, die eine große senkrechte magnetische
Anisotropie aufweist [Ha93]. Dies sollte möglich sein, da eine FePd-Legierung bereits auf
ZnSe(001) [Bo00] hergestellt wurde. Ausserdem wäre das ZnSe(001) Substrat sehr einfach
und großflächig herstellbar, da es auf einem kommerziellen GaAs(001)-Wafer aufgedampft
[Bo00] werden kann.
Literatur
61
7 Literatur
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Inc., New York (1996).
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[Ba61]
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R.C. O´Handely, “Magnetic Domain Structure in Ultrathin Films”, Physical Review
Letters 75 (1995) 1839.
[Bo96]
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Determination of Diffusion Parameters of Adatoms”, Physical Review Letters 76
(1996) 1304.
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Anhang
65
8 Anhang
8.1 Das Co – Pt Phasendiagramm
0 10 20 30 40 50
60
70
80
90
100
(α Co)→ (ε Co)
Co3Pt
(ε Co)→ (α Co)
CoPt3
CoPt
L
TC
0
Abb. 8.1:
10
20
30
40
50
TC
ord
60
70
80
dis
90
100
Phasendiagramm der Co-Pt-Legierung [Ma90].
Co- und Pt-Atome sind in jeder beliebigen stöchiometrischen Verbindung mischbar. Es
bilden sich stöchiometrische Verbindungen, die immer ein fcc-Kristallgitter zeigen. Die
erhaltene Legierung ist ferromagnetisch. Die Curie-Temperatur fällt von TC = 1121°C für
reines Co auf unter 0°C für fast reines Pt.
66
Anhang
8.2 Gitterparameter von CoxPt1-x
Der Gitterparameter von dicken
Röntgenbeugung bestimmt [Mi95].
CoxPt1-x
Filmen
wurde
mit
Kleinwinkel-
Antiel Platin [%]
100
80
60
40
20
0
3,55 3,60 3,65 3,70 3,75 3,80 3,85 3,90 3,95
Gitterparameter von CoxPt1-x [Å]
Abb. 8.2:
Gitterparameter der CoxPt1-x-Legierung.
Die rote Kurve ist ein den Messdaten angepasstes Polynom zweiten Grades:
y = 2699,4 – 1691,8·x+262,3·x2.
(8.1)
Aus der Bestimmung des Gitterparameters aus RHEED-Beugungsbildern oder aus Röntgenbeugungsmessungen kann also mit Hilfe von Gl. 8.1 auf die Komposition rückgeschlossen
werden und gegebenenfalls die Aufdampfrate der Co- und Pt-Elektronenstrahlverdampfer neu
abgeglichen werden.
Anhang
67
8.3 Abbildungs- und Tabellenverzeichnis
Abbildungsverzeichnis:
Abb. 1.1: STM-Bilder eines 50 Å dicken granularen CoPt3(111)-Films und von
isolierten CoPt3(111)-Nanostrukturen (nominelle Dicke 0,3 Å), die jeweils bei
300°C auf WSe2(0001) aufgedampft wurden. ........................................................ 2
Abb. 2.1: Schematische Darstellung der drei Wachstumsarten. ............................................. 3
Abb. 2.2: Schematische Darstellung der kinetischen Prozesse, die während des Filmwachstums auf atomarer Ebene stattfinden. ............................................................ 4
Abb. 2.3: Schematische Darstellung einer realen Kristalloberfläche mit Defekten, Stufen
und Adatomen. ........................................................................................................ 5
Abb. 2.4: Hysteresekurve eines ferromagnetischen Festkörpers mit Neukurve. .................... 9
Abb. 2.5: Schematische Darstellung der möglichen Magnetisierungsrichtungen eines
ferromagnetischen Teilchens bei angelegtem äußeren Feld.................................. 10
Abb. 2.6: Schematische Darstellung der messtemperaturabhängigen Magnetisierung in
einem FCM- und ZFCM-Experiment.................................................................... 12
Abb. 3.1: Schematischer Aufbau der verwendeten Ultrahochvakuum-Apparatur................ 13
Abb. 4.1: Schematische Darstellung eines RHEED-Systems. .............................................. 15
Abb. 4.2: Reziproker Raum einer Kristalloberfläche mit Ewald-Kugel. .............................. 16
Abb. 4.3: RHEED-Bilder von verschiedenen Probenoberflächen a) Al2O3(0001) Oberfläche eines epipolierten Einkristalls b) RHEED-Bild eines gestuften
WSe2(0001) Einkristalls c) facettierte CoPt3(111) 3D-Inseln auf WSe2(0001),
die eine langreichweitige chemische Ordnung zeigen. ......................................... 17
Abb. 4.4: Geometrie der Großwinkelbeugung: a) θ-2θ-Scan, b) ω-2θ-Scan und c) ωScan (ergibt Rocking-Kurven). ............................................................................. 18
Abb. 4.5: Schematischer Aufbau eines Rastertunnelmikroskops.......................................... 20
Abb. 4.6: Arbeitsweise eines Rasterkraftmikroskops. .......................................................... 22
Abb. 4.7: Schematischer Aufbau der MOKE-Apparatur und der möglichen Messgeometrien................................................................................................................... 23
Abb. 4.8: Schematischer Aufbau eines SQUID´s. ................................................................ 24
Abb. 5.1: Schematische Darstellung von CoPt3(111) in der L12-Phase und der
CoPt3(111)-Oberfläche.......................................................................................... 25
Abb. 5.2: Chemischer Ordnungsparameter S, senkrechte magnetische Anisotropie Ku
und Curie-Temperatur TC von 3000 Å dicken CoPt3-Filmen [Ro95], [Sha99]. ... 26
68
Anhang
Abb. 5.3: Schematische Darstellung eines WSe2-Einkristalls und einer WSe2(0001)Oberfläche. Im linken Bild ist ein atomar aufgelöstes STM-Bild mit der
zugehörigen Fourriertransformierten gezeigt, die das hexagonale Oberflächgengitter wiedergibt........................................................................................... 27
Abb. 5.4: STM-Bild und zugehörige RHEED-Bilder eines 50 Å dicken CoPt3(111)
granularen Filmes, der bei 300°C auf WSe2(0001) aufgedampft wurde. ............. 29
Abb. 5.5: Serie von RHEED-Bildern für die beiden Azimute [101-] und [112-] von jeweils
30 Å dicken einkristallinen granularen CoPt3-Filmen. Die Proben wurden
zwischen Raumtemperatur und 700°C aufgedampft............................................. 30
Abb. 5.6: Zusammenfassung des chemischen Ordnungsparameters η als Funktion der
Aufdampftemperatur. ............................................................................................ 31
Abb. 5.7: RHEED-Bilder eines 20 Å dicken granularen CoPt3-Films, der bei Raumtemperatur auf WSe2(0001) hergestellt wurde und anschließend auf verschiedene Temperaturen geheizt wurde. ....................................................................... 33
Abb. 5.8: RHEED-Bilder von 30 Å CoPt3 auf einer Pt-Zwischenschicht, die auf
WSe2(0001) (mit 4x4-Rekonstruktion) und auf Al2O3(0001) aufgebracht
wurde. .................................................................................................................... 34
Abb. 5.9: Bragg- und Rockingkurven der 113- und 112-Reflexe eines 30 Å dicken
granularen CoPt3(111)-Filmes, der bei 500°C auf WSe2(0001) aufgedampft
wurde. .................................................................................................................... 37
Abb. 5.10: Ordnungsparemater als Funktion der Aufdampftemperatur eines 30 Å dicken
CoPt3-Filmes auf WSe2, der mit RHEED und Röntgenbeugung bestimmt
wurde. .................................................................................................................... 39
Abb. 5.11: AFM-Bilder von 30 Å CoPt3(111) auf WSe2(0001). a) aufgedampft bei Raumtemperatur b) aufgedampft bei 400°C .................................................................. 41
Abb. 5.12: Abhängigkeit des chemischen Ordnunngsparameters η eines 50 Å dicken
granularen CoPt3-Films von der Filmdicke und der Aufdampfrate. Der Film
wurde jeweils bei 200°C aufgedampft. ................................................................. 42
Abb. 5.13: MOKE-Hysteresekurven der 30 Å dicken einkristallinen granularen Filme für
Aufdampftemperaturen zwische Raumtemperatur und 300°C in polarer und in
longitudinaler Messgeometrie. .............................................................................. 43
Abb. 5.14: MOKE-Hysteresekurven in polarer Messgeometrie von 30 Å dicken granularen CoPt3-Filmen in Abhängigkeit der Aufdampftemperatur. ........................... 44
Abb. 5.15: MOKE-Hysteresekurven einer Serie von 10 Å bis 100 Å dicken granularen
CoPt3-Filmen, die bei Raumtemperatur und bei 200°C aufgedampft wurden...... 45
Abb. 5.16: SQUID-Hysteresekurven von 30 Å und 90 Å dicken granularen CoPt3(111)Filmen, die beide bei Raumtemperaur auf WSe2(0001) aufgedampft wurden.
Die Einblendung zeigt Hysteresekurven eines ebenfalls 30 Å dicken
CoPt3(111)-Filmes, der unter identischen Bedingungen auf Pt(111)
aufgedampft wurde................................................................................................ 46
Anhang
69
Abb. 5.17: Vergleich der Temperaturabhängigkeit der uniaxialen magnetischen Anisotropieenergieen von 30 Å dicken granularen CoPt3-Filmen und 3000 Å dicken
CoPt3-Filmen......................................................................................................... 47
Abb. 5.18: PEEM-Bilder von a) 30 Å und b) 60 Å dicken granularen CoPt3(111)-Filmen,
die bei Raumtemperatur auf WSe2(0001) aufgdedampft wurden. ........................ 48
Abb. 5.19: RHEED-Bilder aufgenommen während des Wachstums von CoPt3 auf
WSe2(0001) bei 300°C. (a) nach einer Bedeckung von 1 Å und (b) 30 Å
CoPt3. Man sieht deutlich die Gitterfehlanpassung von 17%. .............................. 49
Abb. 5.20: STM Bilder (links) und dazugehörige Verteilung des Inseldurchmessers
(rechts) für 0,3 Å CoPt3 aufgedampft bei (a) Raumtemperatur und (b) 300°C.
Der mittlere Inseldurchmesser d und die Standardabweichung σ ist angegeben. .................................................................................................................... 50
Abb. 5.21: STM-Bild einer CoPt3(111) Nanostruktur aufgedampft bei 300°C auf
WSe2(0001) mit zugehörendem Höhenprofil und Modell der WulffKonstruktion, das zu einer möglichen Nanostrukturgeometrie mit {111} und
{100} Facetten führt.............................................................................................. 52
Abb. 5.23: Magnetische SQUID-Hysteresekurven gemessen bei unterschiedlichen
Temperaturen von CoPt3(111) Nanostrukturen, die bei RT auf WSe2(0001)
aufgewachsen wurden (Bedeckung: 0,3 Å). Das magnetische Feld wurde
senkrecht zur Filmebene angelegt. ........................................................................ 54
Abb. 5.24: ZFCM- und FCM Kurven von 0,3 Å CoPt3, Tdep = 300°C. Der Anstieg in der
ZFCM-Kurve bei etwa 40 K entspricht der Blockingtemperatur der Nanostrukturen............................................................................................................... 55
Abb. 5.25: SQUID-Hysterese-Kurven für 0,3 Å CoPt3 auf WSe2 für Tdep = RT und
Tdep = 300°C. Für die Probe, die bei Raumtemperatur hergestellt wurde, erhält
man eine senkrechte magnetische Anisotorpie und für die Probe, die bei 300°C
hergestellt wurde, ist die magnetisch leichte Achese in der Filmebene................ 56
Abb. 6.1: Vergleich des chemischen Ordnungsparameters η und der uniaxialen Anisotropie Ku der 30 Å dicken granularen CoPt3-Filme und der 3000 Å dicken
kontinuierlichen CoPt3-Filme................................................................................ 58
Abb. 8.1: Phasendiagramm der Co-Pt-Legierung [Ma90]. ................................................... 65
Abb. 8.2: Gitterparameter der CoxPt1-x-Legierung. .............................................................. 66
70
Anhang
Tabellenverzeichnis:
Tab. 5.1:
Tab. 5.2:
Tab. 5.3:
Tab. 5.4:
Zusammenfassung des chemischen Ordnungsparameters für verschiedene
Aufdampftemperaturen und der Komposition der jeweiligen Proben mit einer
jeweiligen Dicke von 30 Å.................................................................................... 38
Zusammenfassung der rhomboedrischen Verzerrung bei verschiedenen Aufdampftemperaturen der 30 Å dicken granularen CoPt3 Filme aufgedampft auf
WSe2...................................................................................................................... 40
Zusammenfassung der Kohärenzlängen in der Filmebene (L||) und in
Wachstumsrichtung (L⊥) bei verschiedene Aufdampftemperaturen der 30 Å
dicken granularen CoPt3 Filme aufgedampft auf WSe2........................................ 40
Zusammenfassung der Inseldichte, des mittleren Inseldurchmessers, der
mittleren Höhe, des Aspektverhältnisses, der Halbwertsbreite der an die
Größenverteilung angepassten Gaußkurve und der Anzahl der Atome pro
mittleren Volumens für unterschiedliche CoPt3 – Bedeckungen und verschiedene Aufdampftemperaturen (Dampfraten: 0,043 Å/s für Pt und 0,01 Å/s
für Co). .................................................................................................................. 53
Anhang
71
8.4 Patent: Magnetisches Bauelement, DE 10044226.9
Gegenstand der patentierten Erfindung (Erfinder: Prof. Dr. Günter Schatz, Dr. Manfred
Albrecht, Dr. Mireille Maret, Andreas Maier, Frank Treubel) ist die Art der Herstellung eines
magnetischen Filmes und die Eigenschaften des Substrats, auf welches der Film aufgebracht
wird. Dieser Sachverhalt hört sich in der Sprache eines Patents folgendermaßen an:
„Die vorliegende Erfindung betrifft ein Element, umfassend ein Substrat, das
eine Oberflächenrauigkeit von kleiner als 5 nm und gesättigte Bindungen an den
Oberflächen aufweist, und einen mindestens auf einer Seite des Substrats aufgebrachten MPt3-Film mit zur Filmebene senkrechter magnetischer Anisotropie,
wobei M aus einem Metall der 5. bis 9. Nebengruppe des Periodensystems, Nickel
oder Gadolinium ausgewählt ist, ein Verfahren zu dessen Herstellung sowie die
Verwendung eines solchen Elements als magnetisches Bauelement, beispielsweise
als magnetischer Sensor oder magneto-opitsches Speicherelement.“
Das Patent beinhaltet also z.B. die Herstellung eines granularen CoPt3-Filmes auf einem
WSe2-Schichtgitterhalbleiter mittels Molekularstrahlepitaxie. Wie in Abb. 5.14 und Abb. 5.15
dargestellt ist, zeigt ein granularer CoPt3-Film (Dicke < 100 Å), der bei Raumtemperatur bzw.
bei 100°C auf WSe2 aufgedampft wurde, eine senkrechte magnetische Anisotropie mit einer
Koerzitivfeldstärke von 300 Oe bzw. 150 Oe. Das Vorhandensein einer senkrechten magnetischen Anisotropie, hat den Vorteil gegenüber einer logitudinalen Anisotropie herkömmlicher
magnetischer Speicherfilme, dass die gespeicherte Information gegenüber Demagnetisierung
stabiler ist. Zur Verschiebung von Domänenwänden zwischen Domänen mit jeweils senkrechten magnetischen Anisotropien muss mehr Energie aufgebracht werden, als zwischen
Domänen mit longitudinaler Anisotropie. Dadurch können die Domänen bei vergleichbarer
Stabilität auf kleinerem Raum realisiert und so eine höhere Speicherdichte erreicht werden.
IBM forscht ebenfalls intensiv an magnetischen Speichermedien mit einer senkrechten
magnetischen Anisotropie und hat auch schon ein Schreib-/Lesekopfdesign dafür entwickelt
[IBM2].
Ausserdem haben die granularen Filme mit einer Dicke bis zu 50 Å eine mittlere
Korngröße, die kleiner als 10 nm ist (siehe Abb. 5.4). Die Korngröße ist ein entscheidendes
Kriterium für das Signal-Rausch-Verhältnis bei einem Lese-Schreib-Vorgang auf einer
Festplatte. Je kleiner die einzelnen Körnen sind, um so besser ist dieses Verhältnis.
Das Substrat ist in diesem Patent dahingehend festgelegt, dass es eine geringe Rauigkeit
hat (< 5 nm) und eine chemisch inerte Oberfläche besitzt, die keine freien kovalenten oder
ionischen Bindungen hat. Als Beispiele sind dafür Schichtgitterhalbleiter (z.B. MoSe2, MoS2,
ReSe2, ReS, WSe2 oder WS2), Graphit oder Polymerschichten angegeben, was aber keine Beschränkung auf diese Beispiele bedeutet. Des weiteren beinhaltet das Patent auch, dass das
72
Anhang
Substrat auf eine Trägerschicht in variabler Dicke aufgebracht werden kann. Es ist z.B.
bekannt, dass WSe2 großflächig hergestellt [Te96] oder das ZnSe auf kommerziellen GaAsWafern aufgedampft [Bo00] werden kann. Dies gilt auch für WSe2.
Der entscheidende Vorteil gegenüber momentan verwendeten magnetischen Speicherschichten besteht darin, dass diese nur aus einer Schicht besteht, nämlich aus dem
granularen CoPt3-Film, der in einem Aufdampfprozess bei Raumtemperatur hergestellt
werden kann, eine senkrechte magnetische Anisotropie besitzt und eine mittlere Korngröße
hat, die kleiner als 10 nm ist.
Das deutsche Patent wurde mittlerweile als internationales Patent unter der Nummer
PCT/EP01/09228 angemeldet.
Da ich als Erfinder an den Einnahmen aus diesem Patent mit 6,66% beteiligt bin, sollten
sich interessierte Käufer doch gerne hier melden:
Technologie-Lizenz-Büro (TLB)
der Baden-Württembergischen Hochschulen GmbH
Ettlinger Strasse 25
76137 Karlsruhe
http://www.tlb.de/
ein Dankeschön ...
73
Ein Dankeschön …
An dieser Stelle möchte ich mich bei allen bedanken, die mich während meiner Zeit in
der Arbeitsgruppe Schatz unterstützt haben und die dazu beigetragen haben, dass ich immer
sehr viel Spaß hatte.
Herr Prof. Dr. G. Schatz gab mir am Ende meiner Diplomzeit die Möglichkeit, noch
weitere Jahre der Physik treu zu bleiben und hat mich als Doktorand in seine Arbeitsgruppe
aufgenommen. Ich möchte mich für sein Vertrauen in mich bedanken und auch für die
Freiheiten, die er mir während meiner gesamten Zeit gab, auch im Namen meines Sohnes
Maximilian, der das Babyschwimmen mit seinem Papi montagmorgens sehr genossen hat.
Manfred Albrecht, der von unserer Arbeitsgruppe seit Mai diesen Jahres als Verstärkung
zu IBM nach Kalifornien ausgeliehen wurde, um den Laden dort so richtig aufzumischen, hat
mich nicht nur in physikalischen Dingen sehr gut betreut und immer einen guten Rat parat
gehabt, sondern wir hatten auch sehr viel Spaß an so manchem Hemdglonkerumzügen und
Abenden im Brauhaus.
Bei Mireille Maret möchte ich mich dafür bedanken, dass ich von ihrem Wissen über
Legierungsfilme und Kristallsysteme profitieren durfte. Ausserdem ist sie eine wahre
Meisterin im Umgang mit Röntgendiffraktometern und –spektren. Je voudrais la remercier
pour son aide.
Frank Treubel und Bernd Riedlinger, “meinen” zwei Diplomanten danke ich für die
erfolgreiche Arbeit im Labor, den netten Aufenthalt in Hamburg und wünsche ihnen alles gut
für ihre eigene Doktorarbeiten.
Uwe Mazur, der letztes Jahr zu unserer Gruppe gestoßen ist, hat die MBE-Apparatur
unter seine Fittiche genommen und herausgeputzt. Man sieht bei technischen Angelegenheiten sofort, dass er Ingenieur ist. Alle technischen Dinge werden sehr gewissenhaft und
genau erledigt, nicht so hingepfuscht wie bei Physikern.
Bei Eric Beaurepaire möchte ich mich für die MOKE-Messungen bedanken.
Mit Helmut Wider habe ich mehrere interessante Wochen in Krakau erlebt. Die Arbeit
mit ihm dort im Labor hat großen Spaß gemacht und wir hatten so manch interessantes
Gespräch über unsere Kinder.
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ein Dankeschön ...
Alexander Barth, der seit Anfang des Jahres ein weiterer Büro-Kollege ist, ist immer gut
gelaunt und lässt kein Fest aus. Es macht Spaß, mit ihm im Labor zu arbeiten und auch ihm
wünsche ich alles gute für seine Diplomarbeit.
Markus Dippel und Marianne Pleines, die es beide ins mit Franken entlohnende Ausland
gezogen hat, haben ebenfalls lange Zeit zu einem netten Arbeitsklima beigetragen. Mariannes
Lachen musste einen einfach zum Fröhlichsein anstecken.
PD Dr. Christof Niedermayer hat mir sehr nützliche Tipps, nein nicht zur Börse, sondern
zu einem guten Kinderarzt um die Ecke und zu Einschlafproblemen von kleinen Kindern
gegeben. Man kann mit ihm neben Physik auch sehr gut über andere Dinge diskutieren.
PD Dr. Manfred Deicher hat mich in meiner Eigenschaft als Computerfuzzi unserer
Arbeitsgruppe immer mit der neuesten Software versorgt und für jedes Computerproblem ein
offenes Ohr gehabt. Vielen Dank dafür.
Ich möchte mich natürlich auch bei den ganzen restlichen “Mitbewohnern“ auf P10
bedanken. Die Atmosphäre in der Kaffeeecke und die gegenseitige Hilfsbereitschaft war
immer toll.
Last but not least möchte ich mich natürlich bei meinen Eltern, die immer dafür gesorgt
haben, dass es ihrem Bub an nichts fehlt, und bei meiner mittlerweile auf insgesamt drei
Mitgliedern angewachsenen Familie bedanken. Danke für eure Unterstützung!