Bachelorarbeit - Humboldt

Bestimmung der Austrittsarbeit
von metallischen Schichtkristallen
Bachelorarbeit
Humboldt-Universität zu Berlin
Mathematisch-Naturwissenschaftliche Fakultät I
Institut für Physik
Autor
Geboren
Abgabedatum
Korrektor
Zweitkorrektor
Betreuer
Karl Mildner-Spindler
24.06.1985, Berlin
05.09.2008
Prof. Dr. Recardo Manzke
PD Dr. Christoph Janowitz
M.Sc. Mohamed Moustafa
Inhaltsverzeichnis
1 Einleitung
1
2 Die untersuchten Schichtkristalle und ihre Herstellung
2.1 Übergangsmetalldichalkogenide . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.2 Züchtung der Kristalle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3
3
5
3 Grundlagen und experimentelle Methoden
3.1 Die Austrittsarbeit . . . . . . . . . . .
3.2 Photoemissionsspektroskopie . . . . . .
3.2.1 Prinzip . . . . . . . . . . . . . .
3.2.2 Experimenteller Aufbau . . . .
3.3 Kelvinmethode . . . . . . . . . . . . .
3.3.1 Prinzip . . . . . . . . . . . . . .
3.3.2 Experimenteller Aufbau . . . .
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7
7
7
7
11
13
13
15
4 Messungen und Ergebnisse
19
5 Zusammenfassung
25
Literaturverzeichnis
27
iii
1 Einleitung
Die Steigerung der Effizienz von Solarzellen ist eines der Hauptziele der aktuellen
Photovoltaikforschung. Übliche Zellen aus Silizium können allerdings nur einen
maximalen theoretischen Wirkungsgrad von 31% (Schockley-Queisser-Limit) erreichen. Außerdem besitzt Silizium eine indirekte Bandlücke und dadurch einen
geringen Absorptionskoeffizienten, sowie eine für das Sonnenspektrum eigentlich
zu kleine Bandlücke. Zum erreichen höherer Effizienzen müssen deshalb auch neue
Materialien gefunden und erforscht werden.
Die Übergangsmetalldichalkogenide haben einige Eigenschaften, die sie für die
Photovoltaik interessant machen:
Sie verfügen über ein sehr hohes Absorptionsvermögen. Der Wachstum erfolgt
in quasi-zweidimensionalen dünnen Schichten. Dadurch kommen sie einerseits der
Forderung nach dünnen Solarzellen entgegen. Andererseits sind diese Schichten
untereinander nur durch van-der-Waals-Kräfte gebunden, so dass sich leicht ungestörte Oberflächen ohne Oberflächenzustände erzeugen lassen. Dadurch wird es
möglich, ideale Schottkykontakte mit Ihnen zu erzeugen. Bei Halbleiterkristallen
aus dieser Stoffgruppe, wie zum Beispiel ZrSx Se1−x , lässt sich darüber hinaus mit
dem Parameter x sehr einfach die Bandlücke des späteren Kristalls linear einstellen. Dies macht diese Stoffgruppe auch interessant für Tandemzellen, in denen dem
einfallenden Licht mehrere Bandlücken angeboten werden.
Bildet man einen Schottkykontakt zwischen Übergangsmetalldichalkogeniden
mit Halbleitereigenschaften und solchen mit metallischen Eigenschaften, hat man
bereits die Grundlage einer Schottkysolarzelle, welche auf der Folge Metall/Halbleiter/Rückkontakt basiert.
Für den Schottkykontakt in so einer Zelle benötigt man nun ein Metall, dessen Austrittsarbeit höher ist als die Elektronenaffinität des Halbleiters. Hingegen
braucht man für den ohmschen Rückkontakt ein Metall, dessen Austrittsarbeit der
Elektronenaffinität entspricht.
Um zu verschiedenen Halbleitern passende Metalle finden zu können, wurden
deshalb in dieser Arbeit die Austrittsarbeiten der drei metallischen Übergangsmetalldichalkogenide TiTe2 , NbTe2 und TaS2 bestimmt.
Die Berechnung der Austrittsarbeit erfolgte aus Photoelektronenspektren, die
mittels Photoemission an der BEST-Beamline am BESSY aufgenommen wurden.
Zusätzlich war geplant, diese Ergebnisse noch mit Resultaten aus Messungen der
Kontaktpotentialdifferenz mit der Kelvinsonde zu vergleichen.
1
1 Einleitung
2
2 Die untersuchten Schichtkristalle und
ihre Herstellung
2.1 Übergangsmetalldichalkogenide
Die hier verwendeten metallischen Schichkristalle TiTe2 , NbTe2 und TaS2 stammen aus der Stoffgruppe der Übergangsmetalldichalkogenide. Diese kristallinen
Festkörper bestehen aus den Metallen der IV., V. und VI. Nebengruppe wie Titan, Tantal und Molybdän und den Chalkogenen Schwefel, Selen und Tellur der
VI. Hauptgruppe.
Die in dieser Arbeit untersuchten Kristalle sind metallisch, das heißt sie besitzen
keine Bandlücke. Aus anderen Elementen bestehende Übergangsmetalldichalkogenide können hingegen auch Halbleitereigenschaften besitzen. Dazu sei aber auf
die zeitgleich zu dieser Arbeit erfolgten Untersuchungen von Michael Niehle verwiesen.
Eine herausragende Eigenschaft dieser Kristalle ist die Schichtstruktur. Sie wachsen meistens in einer 1T-Struktur, die in Abbildung 2.1 zu sehen ist. Jeweils
drei Chalkogenatome bilden mit dem zenralen Übergangsmetallatom eine Dreieckspyramide. In jeder Elemntarzelle stehen zwei dieser Pyramiden Spitze auf
Spitze und sind gegeneinander um 180◦ gedreht. Zum Beispiel wächst TiTe2 immer in dieser Struktur. Eine weiter Möglichkeit der Kristallisierung ist die 2HStruktur. Dabei sind die Dreieckspyramiden nicht gegeneinander gedreht. Die
Strukturen werden dann noch einmal unterschieden je nach dem welche Position die Übergangsmetallatome in zwei benachbarten Schichten zueinander haben.
Siehe dazu Abbildung 2.2. NbTe2 kann beispielsweise so wachsen. TaS2 wächst
normalerweise in einer 1T-Struktur, kann aber in eine 2H-Struktur umgewandelt
werden.
Innerhalb der Elementarzellen besteht eine starke kovalent-ionische Bindung.
Da jedes Chalkogenatom mit zwei benachbarten Elementarzellen in der Horizontalen geteilt wird, besteht diese Bindung auch mit den horizontalen Nachbarzellen, so dass sich stark gebundene Ebenen bilden. Diese stapeln dann wiederum übereinander und es bildet sich die Stapelfolge Chalkogen-ÜbergangsmetallChalkogen. Zwischen den Ebenen besteht aber nur eine schwache van-der-WaalsBindung, da die Elementarzellen nach außen elektronisch abgeschlossen sind. Deshalb werden diese Kristalle auch als quasi-zweidimensional“ bezeichnet. Außer”
3
2 Die untersuchten Schichtkristalle und ihre Herstellung
Abbildung 2.1: 1T-Struktur im a) direkten und b) reziproken Raum, aus [1]
Abbildung 2.2: i) 1T-Struktur , ii) 2Ha -Struktur und iii) 2Hb -Struktur, aus [2]
4
2.2 Züchtung der Kristalle
Abbildung 2.3: Schematischer Aufbau eines Zuchtofens, aus [1]
dem führt dies dazu, dass sich Übergangsmetalldichalkogenide sehr leicht spalten
lassen, zum Beispiel mit Klebeband. Dabei entstehen hochreine, ungestörte Oberflächen. Bei anderen Kristalltypen werden bei der Spaltung kovalente Bindungen
zerstört. Dabei entstehen so genannte ”dangling bonds”, also offene Bindungen an
der Oberfläche. Diese führen zu Problemen wie der Adsorption von Fremdatomen
oder Oberflächenrekonstruktion und erschweren das Herstellen von idealen Schottkykontakten. Aufgrund der beschriebenen Schichtstruktur treten diese Probleme
bei Übergangsmetalldichalkogeniden nicht auf.
2.2 Züchtung der Kristalle
Zur Züchtung der Übergangsmetalldichalkogenid-Kristalle wurde das sogenannte
Chemical Transport Reaction (CTR)-Verfahren verwendet. Dabei werden die Ausgangsstoffe in ihrem gewünschten stöchiometrischen Verhältnis abgewogen und zusammen mit Iod, das später als Transportgas dient, in eine Quarzampulle gefüllt.
Die Ampulle muss für die Zucht zugeschmolzen werden, da die Reaktion in einem
geschlossenen thermodynamischen System erfolgt und außerdem Verunreinigungen
von außen verhindert werden sollen. Dazu wird zunächst über eine Vorpumpe in der
Ampulle ein Druck im Bereich von p ∼ 5·10−3 mbar erzeugt. Ist der Druck erreicht,
wird der untere Teil der Ampulle mit einem Gasbrenner an einer dafür vorgesehen
Verjüngung abgeschmolzen und versiegelt. Damit das Iod beim Abschmelzen nicht
verdampft, wird das untere Ende der Ampulle, in dem sich die Ausgangstoffe
befinden, mit flüssigem Stickstoff gekühlt.
Die geschlossene Ampulle wird dann in einen Zuchtofen gelegt, dessen prinzipieller Aufbau in Abbildung 2.3 zu sehen ist. Der Ofen besitzt vier Zonen, deren
Temperatur einzeln geregelt werden kann. Zum Auslesen der Temperatur befindet
sich in jeder Zone ein Thermoelement. Die Steuerung erfolgt über einen Computer.
Die äußeren beiden Zonen haben eine etwas höhere Temperatur als ihre inneren
5
2 Die untersuchten Schichtkristalle und ihre Herstellung
Abbildung 2.4: Verschiedene Resultate aus einer Zucht von NbTe2
Nachbarzonen und dienen als Temperaturpuffer nach außen. Das Ende der Ampulle
mit den Ausgangstoffen befindet sich in der wärmeren Zone 2 und die Kristalle
sollen sich in der kälteren Zone 3 bilden. Dabei liegt die Temperatur der wärmeren
Zone bei ungefähr 900◦ C und die der kälteren Zone 50◦ C tiefer.
Für die Kristallbildung ist folgende chemische Reaktion verantwortlich [3]:
ÜI4 + 2Ch ÜCh2 + 2I2
(2.1)
Hierbei steht Ü für das Übergangsmetall und Ch für das Chalkogen. Die Reaktion
ist endotherm, deshalb geht das Übergangsmetall im wärmeren Bereich die Verbindung mit Iod ein und kristallisiert zusammen mit dem Chalkogenen im kälteren
Bereich an natürlichen Keimen zum gewünschten Kristall. Laut [1] ist der Anteil
des in die Kristalle eingebauten Iods vernachlässigbar.
Die in dieser Arbeit untersuchten Kristalle TiTe2 , NbTe2 und TaS2 waren in der
Arbeitsgruppe bereits vorhanden. Anhand dieser Kristalle war allerdings sichtbar,
dass die Ergebnisse der Züchtung von hexagonalen Plättchen mit bis zu 3mm
Durchmesser über polykristalline miteinander verwachsene Haufen bis zu formlosen nichtkristallinen Materialansammlungen reichen. Die Resultate der Züchtung
hängen laut [1] und [3] nämlich sehr empfindlich von kleinen Unterschieden der
Ausgangsbedingung ab und können manchmal fast zufällig wirken.
Für die Untersuchungen mussten deshalb unter dem Mikroskop geeignete Einkristalle mit guten Oberflächen ausgewählt werden.
6
3 Grundlagen und experimentelle
Methoden
3.1 Die Austrittsarbeit
Die in dieser Arbeit untersuchte Eigenschaft der metallischen Schichtkristalle ist
die Austrittsarbeit eφ. Dabei handelt es sich um die kleinste Energie, die benötigt
wird, um ein Elektron aus einem Festkörper zu entfernen.
Dazu wird es aus dem höchsten Energieniveau des Festkörpers in einen Ruhezustand außerhalb des Festkörpers gebracht, der Vakuumniveau EV ac genannt
wird.
In Metallen erfüllen die Elektronen mit der höchsten Energie die Fermiverteilung
W (E):
1
(3.1)
e
+1
Dabei ist µ das chemische Potenzial und kB die Boltzmann-Konstante. Bei T →
0K geht das chemische Potential in die Fermienergie EF über, bei der die Verteilung dann eine scharfe Kante hat. Bei Metallen ist dies gleichzeitig die Energie
des letzten besetzten Zustands bei T = 0K. Allerdings kann man selbst bei Zimmertemperatur µ und EF im Rahmen der Messgenauigkeit nicht unterscheiden.
Deshalb werden sie einfach gleich behandelt.
Die Austrittsarbeit lässt sich also folgendermaßen schreiben:
W (E) =
E−µ
kB T
eφ = EV ac − EF
(3.2)
Zur Bestimmung der Austrittsarbeit sollten zwei verschiedene Methoden, die
Photoemissionsspektroskopie und die Bestimmung der Kontaktpotentialdifferenz
mit einer Kelvinsonde, verwendet werden.
3.2 Photoemissionsspektroskopie
3.2.1 Prinzip
Die elementare Grundlage der Photoemissionsspektroskopie ist der 1886 von Heinrich Hertz und Wilhelm Hallwachs untersuchte äußere photoelektrische Effekt. Sie
7
3 Grundlagen und experimentelle Methoden
Abbildung 3.1: Prinzip der Photoemissionsspektroskopie, aus [4]
stellten fest, dass aus reinen Metalloberflächen, die mit Licht bestrahlt werden,
Elektronen austreten und dass deren kinetische Energie abhängig von der Frequenz des eingestrahlten Lichts ist. Albert Einstein beschrieb den Effekt in seiner
Arbeit von 1905 theoretisch und stellte die bekannte Energiebilanzgleichung für
die Elektronen mit der maximalen kinetischen Energie auf:
EKin,max = hν − eφ
(3.3)
Diese Gleichung gilt für senkrecht austretende Elektronen an der Fermikante. Die
Energie, die nicht für die Überwindung der Austrittsarbeit benötigt wird, geht in
kinetische Energie des freien Elektrons über.
Für Elektronen, die energetisch tiefer liegen, gilt folgende Gleichung:
EKin = hν − eφ − EB
(3.4)
Dabei ist EB die Bindungsenergie des Elektrons im Vergleich mit der Fermienergie. Gilt eφ + EB > hν, so kann das entsprechende Elektron den Festkörper nicht
mehr verlassen.
Betrachtet man den Prozess im realen Festkörper, erweist sich das so genannte
Drei-Stufen-Modell als sinnvoll:
1. Anregung
Das Elektron wird durch das Photon aus seinem Anfangszustand in einen
angeregten Endzustand des Festkörpers gebracht.
2. Transport zur Oberfläche
Das Elektron bewegt sich durch den Kristall zur Oberfläche. Auf dem Weg
kann es durch verschiedene Wechselwirkungen Energie verlieren.
8
3.2 Photoemissionsspektroskopie
400000
Zählrate
300000
200000
E
100000
SECO
E
F
0
5
10
15
E
20
/eV
Kin
Abbildung 3.2: Beispiel: Photoemissionsspektrum von TiTe2
3. Durchtritt durch die Oberfläche
Das Elektron verlässt den Festkörper durch die Oberfläche und muss dabei
das innere Potential V0 des Festkörpers überwinden. Dies ist im Prinzip die
Höhe des Potentialtopfs“.
”
Im Experiment wird der Festkörper mit monochromatischem Licht bestrahlt und
mit einen Detektor eine sogenannte energy distribution curve“ (EDC) gemessen.
”
Sie stellt den Elektronenenergien ihre Zählrate, also ihre Intensität, gegenüber.
Das so aufgenommene Spektrum hat zwei scharfe Kanten, an denen die Intensität
auf das Untergrundrauschen abfällt, siehe dazu Abbildung 3.2.
Einerseits gibt es bei der Fermienergie EF eine scharfe Kante. Sie wird durch
die Elektronen verursacht, die im Ferminiveau direkt an der Oberfläche sitzen. Sie
müssen aus keinem tieferen Energiezustand angeregt werden und verlieren keine
Energie beim Weg durch den Festkörper. Elektronen mit höherer Energie kann
es aber wegen Gleichung 3.3 nicht geben. Sekundärelektronen, die auf dem Weg
durch den Festkörper Energie verloren haben, werden mit geringen Energien emittiert. Ab einem bestimmten Wert, der Sekundärelektronenkante ESECO (SECO secondary electron cutoff), reicht die kinetische Energie nicht mehr aus, um die
Austrittsarbeit zu überwinden, dort ergibt sich also eine zweite Kante.
Im experimentellen Aufbau sind sowohl Probe als auch der Detektor elektrisch
mit dem Rest der Anlage verbunden. Dadurch gleichen sich ihre Ferminiveaus
an. Allerdings besitzt der Detektor selbst eine Austrittsarbeit eφDet , die allgemein
9
3 Grundlagen und experimentelle Methoden
Abbildung 3.3: Energieniveauschema einer mit dem Detektor verbundenen Probe, aus [4]
höher ist als die Austrittsarbeit eφS der Probe. eφDet stellt für die einfallenden
Elektronen eine Potentialkante dar, die überwunden werden muss, wie in Abbildung 3.3 zu sehen ist. Da niederenergetische Elektronen dies nicht schaffen, muss
eine negative Vorspannung UB (B - bias) angelegt werden, die es erlaubt, diese
Elektronen zu detektieren. Bei den Messungen wurde die Vorspannung von 1,5VBatterien geliefert, die in Reihe geschaltet wurden. Dabei wurden die Spektren
nacheinander bei 0V , 1, 5V , 3, 0V und 4, 5V (Abweichungen von diesen Spannungen ergaben sich durch sich ändernde Ladungszustände der Batterien) gemessenen,
um deren Verschiebung und Längenänderung nachvollziehen zu können. Im Idealfall ändert sich die Länge des Spektrums zunächst und bleibt dann konstant, da
erst die ESECO -Kante sichtbar und dann nur noch mitverschoben wird.
Die Positionen von EF und ESECO ergeben sich wie folgt:
EF = hν − eφDet + eUB
(3.5)
ESECO = eφS − eφDet + eUB
(3.6)
Die Differenz der eingestrahlten Energie hν und der Spektrumslänge EF − ESECO
ist dann die Austrittsarbeit der Probe:
eφS = hν − (EF − ESECO )
10
(3.7)
3.2 Photoemissionsspektroskopie
3.2.2 Experimenteller Aufbau
Bei Photonenenergien im Bereich von 10 bis 100 eV, also den typischerweise bei
Photoemissionsexperimenten verwendeten, liegt die mittlere freie Weglänge der
Elektronen unter 1nm [6]. Das heißt die gemessenen Elektronen stammen aus den
oberen Kristallschichten. Die Methode ist also sehr auf saubere Oberflächen angewiesen. Weiterhin haben Elektronen an Luft eine für die Detektion zu geringe freie
Weglänge. Deshalb finden Photoemissionsmessungen im Ultrahochvakuum (UHV)
statt, das heißt bei Drücken im Bereich von 10−10 mbar. Aufgrund der Schichtstruktur lassen sich die Übergangsmetalldichalkogenide sehr gut im Vakuum mit
Spalthebeln oder Klebeband spalten. Damit sind reine Oberflächen für längere Zeit
gewährleistet.
AR65-Anlage in der Arbeitsgruppe EES
Die Photoemissionsmessungen sollten an der AR65-Anlage, die direkt im Institut
steht, durchgeführt werden. Es handelt sich dabei um eine Anordnung, bei der die
Probe mittels eines Manipulators zentral in der Hauptkammer positioniert wird.
Sie wird von einer Helium-Gaslampe beleuchtet. Der Energieanalysator des Typs
AR65 ist auf einem Zweiachsen-Goniometer aufgebaut, welches sich um die Probe
dreht. Mittels des Azimutal- und Polarwinkels sind damit fast alle Raumwinkel
anfahrbar.
Leider haben immer neue Probleme die Verwendung der Anlage verhindert:
So wurde am Anfang versucht, eine nicht funktionierende Ionen-Getter-Pumpe
wieder in Betrieb zu nehmen, auf deren Einsatz dann aber verzichtet wurde.
Auch die mechanische Winkelsteuerung des Energieanalysators war nicht exakt
und konnte nicht reproduzierbar durch computergesteuerte Schrittmotoren durchgeführt werden.
Später blockierte die Winkeleinstellung sogar, so dass die Bodenplatte der Hauptkammer, auf der sie befestigt ist, abgenommen und die Fehlfunktion als ein in das
Kugellager gefallener Spalthebel identifiziert wurde. Das Problem konnte somit
gelöst werden.
Auch war es nicht möglich, den Lichtfleck der Helium-Gaslampe auf die Probe
zu bringen. Eine Rotation des Drehflansches, mit dem die Lampe befestigt ist,
sollte zur Lösung führen.
Im Zuge der weiteren Positionierungsversuche der Lampe kam es aber auch
zweimal zu einem Bruch der Glaskapillare, die zur Lichtstrahlverengung dient. Da
diese in die Kammer hineinragt, ist sie vermutlich mit dem µ-Metallmantel, der
im Inneren der Kammer Magnetfelder abschirmt, kollidiert.
Da aber jede dieser Reparaturen erhebliche Umbau- und Ausheizzeiten sowie
bei den Kapillaren auch wochenlange Lieferzeiten erfordert, wurde die Nutzung
11
3 Grundlagen und experimentelle Methoden
Abbildung 3.4: Aufbau des hemisphärischen Energieanalysators, aus [6]
der Anlage letztlich durch den engen Zeitrahmen der Bachelorarbeit unmöglich.
Messung an der BEST-Beamline am BESSY
Ende Juli wurde es möglich, mit der ARPES-Anlage an der BEST-Beamline (5mNIM) am BESSY zu messen. Dabei handelt es sich um einen Aufbau für die winkelaufgelöste Photoemissionsspektroskopie (ARPES - angle resolved photoemission
spectroscopy). Als Lichtquelle dient die Synchrotronstrahlung, aus der mittels eines
normal incidence monochromators“ (NIM) die gewünschte Wellenlänge gewonnen
”
wird. Dabei bedeutet normal incidence“, dass der weiße Lichtstrahl, der am Dipol”
magneten erzeugt wird, nahezu senkrecht auf ein Beugungsggitter trifft. Der NIM
hat das Maximum seiner Intensität bei ungefähr 22eV und dort eine Auflösung von
2, 1meV [7]. Für die Messungen wurde deshalb eine Anregungsenergie von 22eV
gewählt.
Nach der Reflexion am Monochromator wird das Licht in die Hauptkammer
geleitet, wo es auf die zentral positionierte Probe trifft, die computergesteuert bewegbar und drehbar ist. Im Gegensatz zur oben beschrieben AR65-Anlage mit
Goniometer wird der Winkel hier über die Probe bestimmt, während der Energieanalysator fest ist.
Nach dem Photoemissionsprozess bewegen sich die Elektronen von der Probe zum hemisphärischen Scienta-Energieanalysator, dessen prinzipieller Aufbau in
Abbildung 3.4 zu sehen ist.
Dabei werden die Elektronen der zu messenden Energie zunächst über ein elektrostatisches Linsensystem auf den Eingangsschlitz des Analysators fokussiert.
Vom Eingangsschlitz bewegen sich die Elektronen durch ein radiales Feld zur anderen Seite der Schnittfläche der Halbkugel und treffen dort auf einen zweidimen-
12
3.3 Kelvinmethode
sionalen Detektor.
Auf diesem treffen in der Mitte die Elektronen der gewünschten Energie und des
gewählten Winkels auf. In Richtung des Kugelradius ist die Energieachse des zweidimensionalen Detektors, senkrecht dazu werden die unterschiedlichen Emissionswinkel aufgetragen. Eine wichtige Einstellgröße des Analysators ist die sogenannte
Pass-Energie EP ass . Sie entspricht der kinetischen Energie, die ein Elektron braucht
um eine Trajektorie auf dem mittleren Radius der Halbkugel zu durchlaufen. Das
angesprochene Linsensystem muss daher die Elektronen im Mittel auf diese PassEnergie abbremsen. Einerseits beeinflusst die Pass-Energie die Energieauflösung
nach:
∆E ∼
EP ass
2rd
(3.8)
rd ist der Radius des Analysators. Andererseits beschränkt sie auch das maximal
gleichzeitig detektierbare Energieintervall der Elektronen.
Im sogenannten sweep modus“ des Analysators kann nun ein Spektrum belie”
biger Energiebreite erzeugt werden, indem man die Abbremsspannung der Linse
variiert. Dadurch bewegt sich das Intervall nacheinander durch die gewünschten
Energien. Nach dem Detektionsprozess müssen dann die Einzelspektren gemäß
ihrer Energieverschiebung aufintegriert werden, um anschließend zum gesamten
Energiespektrum zusammengefügt zu werden.
Für diese Arbeit wurde die normale Emission aus den Proben gemessen, wobei
der gemessene Winkelbreich um die Senkrechte ±9◦ und die Pass-Energie 5eV
war. Die Proben waren außerdem durch den Kryostaten auf eine Temperatur von
(20 ± 2)K gekühlt.
Bei der Bestimmung der Austrittsarbeit über die Sekundärelektronenkante kann
es zu Problemen kommen. Bei einer Vorspannung im Bereich der halben PassEnergie muss das Abbremselement der Linse die Elektronen beschleunigen. Dafür
ist es aber nicht geeignet. Deswegen ist es notwendig eine Vorspannung anzulegen,
die höher als die halbe Pass-Energie ist.
3.3 Kelvinmethode
3.3.1 Prinzip
Diese Methode basiert auf der von Lord Kelvin das erste Mal beobachteten Kontaktpotentialdifferenz UCP D (CPD - contact potential difference): Wenn zwei nahe
beieinander angeordnete Festkörper mit verschiedenen Fermienergien elektrisch
leitend verbunden werden, so gleichen sich deren Ferminiveaus im Zuge der Herstellung des thermodynamischen Gleichgewichts aneinander an. Dazu fließen La-
13
3 Grundlagen und experimentelle Methoden
Abbildung 3.5: Energieniveauschema zweier Metalle vor (links) und nach (rechts) dem Herstellen eines elektrischen Kontaktes
dungsträger vom Stoff mit dem höheren Ferminiveau zum Stoff mit dem niedrigeren Ferminiveau und sammeln sich dort an der Oberfläche. Dadurch gibt es eine
Potentialdifferenz zwischen den Festkörpern, die Kontaktpotentialdifferenz, und es
herrscht ein elektrisches Feld zwischen ihnen. Dabei ergibt sich UCP D , wie in Abbildung 3.5 zu sehen, aus der Differenz der Austrittsarbeiten der beiden Festkörper:
UCP D = ∆φ
(3.9)
Kelvin schlug vor, mit dieser Methode die Autrittsarbeit zu bestimmen. Dazu
wird der zu untersuchenden Probe eine Referenzfläche gegenübergestellt und mit
dieser elektrisch leitend verbunden. Nun stellt sich die Kontaktpotentialdifferenz
ein. Wenn aber die Austrittsarbeit eφRef der Referenzfläche bekannt ist, so kann
man auch die Austrittsarbeit eφS (S - sample) der Probe berechnen:
UCP D = ∆φ = φRef − φS
(3.10)
Die Messung von UCP D sollte durch Bestimmung des Stromflusses bei der Kontaktierung erfolgen. Eine erhebliche Verbesserung dieser Methode wurde durch
W.A. Zisman entwickelt: Die Probe und die Referenzfläche werden in Form eines
Plattenkondensators angeordnet, wobei die Referenzfläche parallel mit einer festen
Frequenz um ihre Ruhelage schwingt. Dadurch hat der Plattenkondensator eine
Kapazität, die sich zeitabhängig ändert. Zusätzlich wird in Reihe eine Spannungsquelle der Spannung UB geschaltet, siehe Ersatzschaltbild in Abbildung 3.6. Es
gilt:
Q=C ·U
14
(3.11)
3.3 Kelvinmethode
Abbildung 3.6: Stark vereinfachtes Ersatzschaltbild der Kelvinmethode, aus [5]
Hier ist Q die Ladung auf dem Kondensator, C seine Kapazität und U die Spannung zwischen diesen Platten. Diese Spannung ergibt sich als Summe aus der
Kontaktpotentialdifferenz UCP D und Spannung UB :
U = UCP D + UB
(3.12)
Da der fließende Strom i(t) die Ableitung der Ladung Q nach der Zeit und die
Spannung U konstant ist, folgt:
dC
dC
dQ
=
·U =
· (UCP D + UB )
(3.13)
dt
dt
dt
Kompensiert man jetzt über die Spannungsquelle UB den fließenden Strom zu
i(t) = 0, so gilt:
i(t) =
UCP D = −UB
(3.14)
Damit kann man aus der angelegten Gegenspannung UB sofort die Kontaktpotentialdifferenz und damit die Austrittsarbeit der Probe bestimmen, wenn die Austrittsarbeit der Referenzfläche bekannt ist.
3.3.2 Experimenteller Aufbau
Zur Nutzung der Kelvinmethode sollte eine in der Arbeitsgruppe vorhandene Kelvinsonde verwendet werden. Diese ist auf Abbildung 3.7 schematisch zu sehen, sie
besitzt ein goldbedampftes Drahtnetz als Referenzelektrode, die über ein Drahtgestell an einer Schwingungslamelle befestigt ist. Die Anregung der Lamelle erfolgt
über ein Piezoelement, dass durch das Steuergerät mit einer Wechselspannung seiner Resonanzfrequenz in Bewegung versetzt wird. Die Referenzfläche ist gegen den
15
3 Grundlagen und experimentelle Methoden
Abbildung 3.7: Herstellerbild der Kelvinsonde
Rest der Sonde elektrisch isoliert und nur durch einen dünnen Golddraht zu einem
seperat geführten Kabel mit der Auswertungselektronik verbunden.
Da die Kelvinmethode empfindlich auf Oberflächenverunreinigungen reagiert,
muss auch sie im UHV angewendet werden. Deshalb ist die beschriebene Sonde
an einer Halterung befestigt, die an einem entsprechenden Flansch an eine UHVKammer angebracht werden kann. Die Sonde lässt sich dann von außen zur Mitte
der Kammer hin und wieder zurück bewegen und um die Längsachse drehen. Damit sollte sie vor einer Probe, die am zentralen Manipulator befestigt ist, positioniert werden. Das Steuergerät ist sowohl für die Schwingungsanregung als auch die
Signalverarbeitung verantwortlich. Dazu ist es über einen Anschluss mit dem Piezoelement und über einen anderen mit dem Verbindungskabel, zu dem der dünne
Golddraht von der Referenzelektrode führt, verbunden. Intern wird das Signal
von der Goldelektrode verarbeitet. Ein zum zeitlich veränderlichen Strom proportionales Signal ist entweder direkt oder durch einen Filter zu seiner führenden
Sinusfrequenz umgewandelt über einen Ausgang auf einem Oszilloskop verfolgbar.
Weiterhin wird das Singnal von einem Lock-In-Verstärker ausgewertet und es kann
automatisch eine entsprechende Gegenspannung UB eingestellt werden, die auch
wieder über einen weiteren Ausgang verfolgt werden kann. Der automatische Modus lässt sich aber auch abschalten und über einen Helipot am Gehäuse manuell
eine Gegenspannung zuschalten und regulieren.
Zu Beginn des Arbeitszeitraumes war die Sonde in einer Kammer der Arbeitsgruppe EES eingebaut. Sie war allerdings erst nach dem Umzug der Kammer von
Kiel nach Berlin wieder eingebaut worden und seit dem nicht mehr in Betrieb
gewesen. Es zeigte sich schnell, dass die Sonde einerseits nicht parallel zu einer
Probenoberfläche ausgerichtet werden konnte und andererseits auch die Referenzfläche durch das Steuergerät nicht in Schwingung versetzt werden konnte. Deshalb
16
3.3 Kelvinmethode
wurde die Sonde ausgebaut, um Probleme an Luft“ besser erkennen und beheben
”
zu können.
Man stellte fest, dass die Sonde entweder beim Umzug oder beim Ausbau beschädigt worden war: Das Drahtgestell der Referenzelektrode war verbogen und der
Golddraht zwischen Referenzelektrode und Verbindungskabel gerissen. Anfragen
zu möglichen Reparaturverfahren beim Elektroniker der Arbeitsgruppe und der
Elektronikwerkstatt des Instituts liefen ins Leere, so dass das Goldkabel dann mit
Silberepoxidkleber, der für das UHV geeignet ist, wieder befestigt wurde. Durch
eine Verstellung an einem internen Potentiometer des vorhanden Steuergerätes
konnte dann auch erreicht werden, dass die Sonde zu schwingen begann. Allerdings
waren prinzipielle Betriebsversuche an Luft, die auch möglich, aber natürlich nicht
exakt sind, wenig befriedigend. Einerseits entsprach das Signal auf dem Oszilloskop
nicht den Beschreibungen in der Bedienungsanleitung und [5], andererseits war ein
starkes periodisches Signal auch ohne Probe vor der Referenzfläche zu sehen. Es
wäre aber zu erwarten, dass dann gar kein Signal zu sehen ist.
Deswegen wurde die gesamte Anordnung mit Sonde und Steuergerät in die Elektronikwerkstatt gebracht. Während den Untersuchungen dort brach ohne weiteres
Zutun während der Vibration das Drahtgestell der Goldelektrode. Das Drahtgestell war durch Punktschweißen an der Schwinglamelle befestigt worden. Da sich
heraustellte, dass am Institut kein Gerät dafür vorhanden ist, musste das Drahtgestell ebenfalls mit Silberepoxidkleber wieder an der Lamelle befestigt werden.
Diese Methode erwies sich auch als vorerst ausreichend, da die Elektrode wieder
zum Schwingen gebracht werden konnte.
Ein starkes, von der Probe unabhängiges Signal, war aber immernoch zu sehen,
weshalb die Sonde wieder in die Elektronikwerkstatt gebracht wurde. Die Untersuchungen zeigten, dass die Kontakte von Schwingungsanregung und Signalkabel
räumlich deutlich voneinander getrennt werden müssen, da sie sich sonst stark
stören. Zusätzlich zeigte sich noch, dass ein Potentiometer im Steuergerät anders
verlötet war, als im Schaltplan. Dies wurde entsprechend geändert. Danach war
ein Signal messbar, dass abhängig vom Abstand der Probe zur Referenzelektrode
war und auch kompensiert werden konnte. Allerdings konnte es nie vollständig auf
eine Nulllinie, beziehungsweise Rauschen, gesetzt werden.
Deswegen wurde versucht, mit Hilfe einer peak to peak“-Methode zu arbeiten.
”
Dabei wird die Spannungsdifferenz zwischen einem Maximum und einem Minimum
des Signals bei verschiedenen manuell eingestellten Gegenspannungen UB gemessen. Diese werden dann für unterschiedliche Vibrationsamplituden der Sonde als
Graphen aufgetragen. Dabei ergeben sich Geraden mit unterschiedlicher Steigung.
Es wäre zu erwarten gewesen, dass sich diese Geraden von der selben Probe in einem Punkt schneiden, der idealerweise auf der Spannungsachse liegt. Die Graphen
schnitten sich aber an verschiedenen Stellen, mit Abweichungen von bis zu 1eV .
17
3 Grundlagen und experimentelle Methoden
Um auszuschließen, dass ein Problem mit der Elektronik vorliegt, wurde deshalb
ein Steuerungsgerät aus der Arbeitsgruppe an der Universität Kiel zugesandt. Mit
diesem ließen sich dann gute Messungen durchführen, die den Beschreibungen
entsprachen und das Signal konnte durch die Automatik auf Rauschen reduziert
werden. In meiner Abwesenheit kam es aber bei der Handhabung der Sonde wieder
zu einer starken Beschädigung, bei der das Drahtgestell der Elektrode verbogen
und einseitig aus dem Silberepoxidkleber herausgelöst wurde und der Golddraht
abermals riss. Nach erneuter Reparatur der Sonde konnte mit dem Kieler Gerät
keine Schwingung hervorgerufen werden.
Da aufgrund der zeitintensiven Arbeit an der Kelvinsonde und den Unterbrechungen dieser Arbeit durch die ebenfalls sehr zeitintensive Arbeit an der AR65Kammer bereits ein großer Teil der Bearbeitungszeit verstrichen war, konnte die
Kelvinmethode im Rahmen dieser Arbeit nicht mehr zur Anwendung kommen.
18
4 Messungen und Ergebnisse
Die Spektren wurden bei den Vorspannungen nach Tabelle 4.1 aufgenommen. Bei
NbTe2 wurde aufgrund eines Spannungsverlusts der Batterien bei einer Spannung
mehr gemessen.
Anhand einer genau vermessenen Fermikante von TiTe2 wurde die Genauigkeit
der Messung bestimmt. Die Parameter waren: Pass-Energie EP ass = 5eV , Breite
des Eintrittsschlitzes (gerade) ∆s = 0, 5mm, Auflösung des Monochromators (bei
22ev) ∆Ehν = 2.1eV , 10meV Schrittweite und es wurden 80 sweeps gemessen.
Die Fermikante wurde mit einer Fermi-Verteilung gefittet (siehe Abbildung 4.1).
Der Anteil der Temperatur an der Breite der Fermi-Verteilung bei T = 20K ist
∆ET = 4kB T = 6, 9meV . Für die tatsächliche Breite von 40meV ist aber noch die
Genauigkeit der Messung mit verantwortlich. Die Gesamtbreite ∆Eges der Kurve
folgt also aus:
∆Eges =
p
∆EM ess + ∆ET
(4.1)
Damit ergibt sich die temperaturbereinigte Auflösung der Messung zu ∆EM ess =
39meV . Dies ist gleichzeitig die höchste Genauigkeit, mit der eine Energie bei den
Messungen bestimmt werden kann.
Die kompletten Spektren der Proben wurden bis auf die Schrittweite von 25meV
mit den selben Paramatern aufgezeichnet. Wie oben bereits erläutert, wurde bei
verschiedenen Vorspannungen gemessen, um die Verschiebung und Längenänderung
der Spektren verfolgen zu können.
In den Abbildungen 4.2, 4.3 und 4.4 sind die Spektrumslängen gegen die jeweiligen Vorspannungen aufgetragen. Die Spektren werden zunächst mit steigender
Vorspannung länger und konvergieren dann gegen eine feste Länge.
Messung TiTe2
1
0V
2
1,6V
3
3,2V
4
4,8V
5
NbTe2
0V
1,5V
2,8V
3,6V
4,4V
TaS2
0V
1,4V
2,8V
4,4V
Tabelle 4.1: Verwendete Vorspannungen
19
4 Messungen und Ergebnisse
600000
Messdaten
Fermi-Verteilungs-Fit
500000
Zählrate
400000
300000
200000
100000
0
21,98
22,00
22,02
22,04
22,06
22,08
E
22,10
22,12
22,14
22,16
/eV
Kin
Abbildung 4.1: Fit einer Fermi-Verteilung an die genau vermessene Fermikante von TiTe2
Bei NbTe2 und TaS2 war gut zu sehen, dass jeweils die letzten beiden Spektren
die gleiche Länge hatten, also komplett zu sehen waren. Auf Abbildung 4.5 ist
die Verschiebung von TaS2 zu sehen. Bei 2, 8V ist die Sekundärelektronenkante
zu sehen und die Spektrumsform ändert sich zu 4, 4V nicht mehr. Am Fuß der
Sekundärelektronenkante ist Rauschen zu sehen, dass vermutlich von Elektronen
aus dem Probenhalter stammt. Aufgrund des Zählratenunterschiedes zur sichtbaren Kante spielt es aber für die Auswertung keine Rolle. Bei den beiden Proben
NbTe2 und TaS2 lässt sich also aus der Länge des letzten Spektrums sicher die
Autrittsarbeit bestimmen.
Die Länge des sichtbaren Spektrums von TiTe2 hat sich bis zur letzen Vorspannung geändert. Das heißt man kann nicht defintiv sagen, ob es sich bei der
letzten um die tatsächliche Spektrumslänge handelt. Das liegt wahrscheinlich daran, dass die Sekundärelektronenkante auch bei 3, 1V Vorspannung zu dicht an der
halben Pass-Energie lag. Allerdings endet das Spektrum bei 4, 8V bei einer Elektronenenergie von 4eV , was deutlich über der halben Pass-Energie liegt. Es ist also
anzunehmen, dass die letzte Spektrumslänge korrekt ist.
Zur Bestimmung der Spektrumslängen ∆ESpektrum wurden die Kanten bei EF
und ESECO bestimmt. Die Fermikanten wurden mit einer Fermiverteilung gefittet
und somit an der halben Höhe der Kante EF bestimmt. Die Messunsicherheit ist
bei diesen Kanten ∆EM ess . Die Sekundärelektronenkanten wurden an der steilsten
Stelle linear gefittet und der Schnittpunkt mit der Energieachse zu ESECO be-
20
18,0
17,5
E
Spektrum
/eV
17,0
16,5
16,0
15,5
15,0
0
1
2
3
4
5
U /V
B
Abbildung 4.2: Änderung der Spektrumslänge bei TiTe2
17,8
17,6
17,4
17,0
16,8
16,6
E
Spektrum
/eV
17,2
16,4
16,2
16,0
15,8
0
1
2
3
4
5
U /V
B
Abbildung 4.3: Änderung der Spektrumslänge bei NbTe2
16,6
16,4
16,2
E
Spektrum
/eV
16,0
15,8
15,6
15,4
15,2
15,0
14,8
14,6
0
1
2
3
4
5
U /V
B
Abbildung 4.4: Änderung der Spektrumslänge bei TaS2
21
4 Messungen und Ergebnisse
600000
U =0V
B
U =1,4V
B
U =2,8V
B
U =4,4V
B
Zählrate
400000
200000
0
0
2
4
6
8
10
12
E
14
16
18
20
22
/eV
Kin
Abbildung 4.5: Veränderung des Spektrums von TaS2 bei verschiedenen Vorspannungen
22
Zählrate
400000
200000
0
3
4
5
E
/eV
Kin
Abbildung 4.6: Linearer Fit an die Sekundärelektronenkante von TiTe2 (Vorspannung 4,8V)
stimmt. Die Unsicherheiten der Fitparameter waren beim üblichen Ansatz zur linearen Regression (y = a+bx) im Hinblick auf die Genauigkeit der Anlage sehr groß
(im Bereich von 10%). Anschließend wurde ein verbesserter Ansatz (y = a(x−x0 ))
gewählt, der Abweichungen unter der vorher bestimmten Messunsicherheit lieferte
(im Bereich von 0,1%). Hierbei muss die Unsicherheit der Regression und die Minimalunsicherheit ∆EM ess beachtet werden. Ein Beispiel für die lineare Regression
ist in Abbildung 4.6 zu sehen.
Es war auch zu beobachten, dass die Batterien die Vorspannung nicht so zuverlässig wie gewünscht lieferten. Zum Beispiel änderte sich die Position der Sekundärelektronenenkante von NbTe2 zwischen zwei Messungen, die mit einer Pause von einer Stunde durchgeführt wurden, um 100meV . Die Dauer der einzelnen
Messungen war immer 15 Minuten, darum ist es gerechtfertigt, etwa 25meV als
zusätzliche Unsicherheit der Spektrumslänge mit zu berücksichtigen.
Die gesamte Messunsicherheit ergibt sich damit aus der Auflösung der Anlage,
der Auflösung des Monochromators, der Unsicherheit der Geradenregression und
einer Unsicherheit der Vorspannung. Die Gesamtunsicherheit der Ergebnisse dieser
Arbeit ist also ±60meV .
Damit ergaben sich die Ergebnisse in Tabelle 4.2.
Für TaS2 findet sich ein Referenzwert in [8]. Der in dieser Arbeit gefundene
Wert von 5, 57eV deckt sich innerhalb des Fehlerbereichs mit dem dort gefunde-
23
4 Messungen und Ergebnisse
T iT e2
N bT e2
T aS2
EF /eV
22, 072
21, 576
21, 610
ESECO /eV
4, 156
4, 014
5, 183
∆ESpektrum /eV
17, 916
17, 562
16, 427
eΦS /eV
4, 08
4, 44
5, 57
u/eV
±0, 06
±0, 06
±0, 06
Tabelle 4.2: Werte für EF , ESECO , ∆ESpektr und eΦS
nen Wert von 5, 6eV für TaS2 mit einer 2H-Struktur. Für 1T-TaS2 wurde in [8]
eine Austrittsarbeit von 5.2eV bestimmt, also ein Wert, der sich nicht mit dem
hier gefunden deckt. Es muss also noch untersucht werden, ob es sich bei den
für diese Arbeit verwendeten Kristallen tatsächlich um eine 2H-Struktur handelt,
da die Herstellung von solchen Kristallen laut [8] eine spezielle Präparation des
normalerweise in 1T-Struktur wachsenden TaS2 erfordert.
24
5 Zusammenfassung
Ziel dieser Arbeit war es, die Austrittsarbeit von verschiedenen metallischen Übergangsmetalldichalkogeniden mittels der Photoemission und der Kelvinmethode zu
bestimmen.
Die Kelvinmethode konnte aufgrund von vielfältigen technischen Problemen
letztlich nicht zum Einsatz kommen. Einerseits gab es Schwierigkeiten bei der
Signalverarbeitung mit dem Steuergerät. Die Ausgangssignale entsprachen nicht
dem Erfahrungsbericht in [5] und führten nicht zu guten Ergebnissen. Andererseits
zeigten sich Mängel an der Sonde selbst. So brach das Drahtgestell der Goldelektrode, vermutlich durch Materialermüdung. Auch riss der Golddraht, der diese
Elektrode mit dem Signalkabel verbindet.
Die unzulängliche Signalverarbeitung konnte auf das vorhandene Steuergerät
zurückgeführt werden, da mit einem später zugeschickten Kontrollgerät aus Kiel
deutlich bessere Ausgangssignale erzeugt wurden.
Das Problem des gebrochenen Drahtgestells konnte durch eine Reparatur mit
Silberepoxidkleber zeitweise behoben werden. Allerdings brach die Klebestelle auf
Grund der Vibration später wieder. Der dünne Golddraht wurde ebenfalls festgeklebt, riss jedoch noch mehrmals. Jede der Reparaturen mit Silberepoxidkleber
hat nachweislich allein durch das Eigengewicht des Klebers das Schwingungsverhalten der Elektrode beeinflusst. Dadurch konnten nie vergleichbare Messungen
durchgeführt werden.
Sollen in Zukunft Messungen mit der Kelvinmethode durchgeführt werden, muss
die Kelvinsonde entweder in professionelle Reparatur gegeben oder eine neue angeschafft werden.
An der BEST-Beamline am BESSY konnten Photoemissionsmessungen durchgeführt werden. Diese lieferten die diskutierten Spektren. Für zukünftige Messungen zeigte sich, dass experimentelle Parameter wie die Erzeugung der Vorspannung
und die Wahl der Pass-Energie optimiert werden müssen, da zum Beispiel die Vorspannungen nicht im gewünschten Maß konstant waren. Auch ist der Aufbau, der
für die winkelaufgelöste Photoemissionsspektrokopie gedacht ist, nur bedingt zur
Bestimmung der Austrittsarbeit geeignet, da es im Bereich niedriger Elektronenenergien zu Verzerrungen der Spektren kommt.
Es wurde aus den erhaltenen Spektren die Austrittsarbeit der drei metalli-
25
5 Zusammenfassung
schen Schichtkristalle TiTe2 , NbTe2 und TaS2 bestimmt. Bei TaS2 wurde eine
Übereinstimmung mit Werten aus der Literatur [8] gefunden. Diese lassen vermuten, dass es sich beim untersuchten Kristall um eine 2H-Struktur handelt. Allerdings bleibt es hier noch eine Aufgabe für die Zukunft, die Kristallstruktur der
verwendeten Probe zu charakterisieren und als 2H zu verifizieren. Zu den Ergebnissen von TiTe2 und NbTe2 waren zwar keine Vergleichswerte verfügbar. Die große
Genauigkeit der verwendeten Messapparatur und die anschließende Auswertung
der Daten legen aber eine hohe Genauigkeit der bestimmten Austrittsarbeiten nahe.
26
Literaturverzeichnis
[1] Christof Gaiser, Untersuchung an quasi-zweidimensionalen HfSx Se2−x Einkristallen (Diplomarbeit), Humboldt-Universität zu Berlin, 2002
[2] Thorsten Boeker, Electronic band structure and van der Waals epitaxy of the
molybdenumdichalcogenides: New materials for thin film solar cells (Dissertation, Humboldt-Universität zu Berlin, 2000
[3] Steffen Duhm,
Schottkykontakte auf HfSSe (Diplomarbeit), HumboldtUniversität zu Berlin, 2004
[4] Steffen Duhm, Organic/Metal Interfaces: Electronic and Structural Properties
(Dissertation), Humboldt-Universität zu Berlin, 2008
[5] Gunnar Post, Bandverbiegung an GaSb (001)-Oberflächen durch Goldadsorbate - Messungen mit der Kelvinsonde (Diplomarbeit), Christian-AlbrechtsUniversität Kiel, 1992
[6] Andrea Damascelli, Probing the Electronic Structure of Complex Systems by
ARPES, Physica Scripta. Vol. T109, 61-74, 2004
[7] Thorsten Zandt, Lenart Dudy, Christoph Janowitz, Recardo Manzke, Gerd Reichardt, Wolfgang Eberhardt, Beamline for Education and Scientific Training (BEST): A new VUV beamline at BESSY, in Vorbereitung, 2008
[8] Toshihiro Shimada, Fumio S. Ohuchi, Bruce A. Parkinson, Work Function and
Photothreshold of Layered Metal Dichalcogenides, Jpn. J. Appl. Phys. Vol. 33
(1994) pp.26996-2698, 1994
27
Danksagung
Zunächst möchte ich der gesamten Arbeitsgruppe Elektronische Eigenschaften und
Supraleitung (EES) für die tolle Arbeitsatmosphäre und die Hilfsbereitschaft danken.
Professor Recardo Manzke danke ich für das interessante Thema und Mohamed
Moustafa für die Betreuung dieser Arbeit.
Torsten Stemmler danke ich für die Mitarbeit an der AR65-Anlage und der Kelvinsonde.
Ein großer Dank geht an Valentina Scherer und Stephan Thürmer, die mir sehr
bei den Messungen am BESSY und der Auswertung meiner Daten geholfen haben.
Dafür, dass er sich die Zeit genommen hat, meine Arbeit noch einmal zu lesen und
mit mir zu diskutieren, gebührt Lenart Dudy mein besonderer Dank.
Zum Schluss möchte ich mich noch bei Mareike Gruse bedanken, die die Rechtschreibung dieser Arbeit auf Herz und Nieren geprüft hat.
Eigenständigkeitserklärung
Hiermit versichere ich, dass ich die vorliegende Arbeit selbständig verfasst und
keine anderen als die angegebenen Quellen und Hilfsmittel verwendet habe.
Berlin, den 05.09.2008
Karl Mildner-Spindler