Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Киселев В.Ф. -> "Основы физики поверхности твердого тела " -> 73

Основы физики поверхности твердого тела - Киселев В.Ф.

Киселев В.Ф., Козлов С.Н., Зотеев А.В. Основы физики поверхности твердого тела — М.: МГУ, 1999. — 284 c.
Скачать (прямая ссылка): osnovifizikipoverhnostitverdogotela1999.djvu
Предыдущая << 1 .. 67 68 69 70 71 72 < 73 > 74 75 76 77 78 79 .. 128 >> Следующая

фазу плоских волн нормальных колебаний решетки. Последующие расчеты
Марадудина привели к выводу, что локальные моды частично неупорядоченной
поверхности слабо связаны с "тепловой фононной баней" кристалла. Теория
прямо указывает на возможность появления избытков энергии в поверхностных
фазах.
5.2.2. Поверхностное плавление. Реконструкция поверхностной фазы, большие
амплитуды колебаний атомов и затрудненный обмен колебательной энергией с
объемом создают благоприятные условия для всякого рода структурных
перестроек. В 5.1.1 мы уже отмечали подобные необратимые фазовые переходы
типа порядок-порядок, приводящие к перестройке сверхрешеток. С ростом
температуры может реализоваться и переход порядок-беспорядок, т.е.
плавление, которое начинается с поверхности (Т^ <Т^, Тт - температура
плавления). Для грубой оценки начала подвижности структурных элементов
решетки часто используют температуру Таммана Tj~ 0,3-0,5Тт. На частично
разупорядоченной поверхности она может быть только ниже.
В 1910 г. Линдеман высказал предположение, что кристалл начинает
плавиться, когда среднеквадратичное смещение его атомов
< х2 > достигнет некоторой критической величины: л/< х2 > = cdo , где
коэффициент с , в зависимости от типа решетки, принимает значения от 0,1
до 0,2. В дебаевском приближении согласно (5.5)
, ,2 MkBD
Тт =(cd0) x-j1- ¦ (5.14)
3 h
Как мы отмечали в 5.2.1, температура Дебая поверхностной фазы почти вдвое
меньше объемной, поэтому и . В дальнейшем
эта простая формула подвергалась уточнениям, которые, однако, не
Природа атомарно-чистых поверхностей твердого тела
163
меняют заложенный в нее механизм процесса. Плавление начинается с
поверхности и фронт расплава движется внутрь кристалла. Наглядное
представление о траекториях атомов при таком разупоря-дочивающем переходе
дают численные методы молекулярной динамики, основанной на интегрировании
классических уравнений движений атомов-шаров при заданном законе
взаимодействия между ними - рис.5.5. Оказалось, что заметное разупо-
рядочение наблюдается только для "рыхлых" граней кристалла. Зависимость
толщины расплавленного слоя d от температуры описывается для металлов
соотношением
rf-ln (Тт-Тух- (5.15)
для молекулярных кристаллов
d~ \п(Тт-Ту1/2 (5.16)
Тамман и Линдеман связывают понижение Т", на поверхности только с
большими амплитудами колебаний атомов и меньшей дебаевской температурой.
Ряд исследователей справедливо отмечают несовершенство такого подхода к
фазовому переходу. Необходимо рассматривать динамические параметры обеих
соприкасающихся фаз - твердое тело-жидкость. К сожалению, методы ДМЭ, POP
и УФС позволяют судить только о структурных изменениях твердого тела и не
дают информацию о подвижных разупорядоченных фазах. В этом отношении они
уступают методу ЯМР, который четко фиксирует появление подвижной фазы,
например, в случае поверхностного плавления льда при Т < Т," (см.7.4.2).
5.3. Электронные свойства
5.3.1. Фотоэлектронная спектроскопия. Вследствие высокой плотности
ПЭС на атомарно-чистых поверхностях полупроводников, традиционные полевые
методы изучения их энергетического спектра становятся мало пригодными.
Они совершенно неприменимы к металлам. В этих случаях одним из основных
методов исследования энергетического спектра атомарно-чистых поверхностей
твердого те-
-р 14-
РИС. 5.5. Каргина начата поверхностного гпаате-ния Si (100) согласно
данным мслекулярно-динамического моделирования [ 10]
164
Глава 5
ла является фотоэлектронная спектроскопия. В этом методе на поверхность
исследуемого кристалла направляется поток фотонов с энергией hv и
анализируется энергетическое и угловое распределение эмитированных в
вакуум электронов (см. рис.5.6,а). Согласно уравнению Эйнштейна
hv = дФу + Е\ + Е, (5.17)
где Е\ - энергия связи электрона в начальном состоянии, измеренная
относительно энергии Ферми, Ф 7- - термоэлектронная работа выхода; Е -
кинетическая энергия эмитированного электрона в вакууме непосредственно у
поверхности. Для того, чтобы найти функцию распределения эмитированных
электронов по энергиям, между исследуемым кристаллом и коллектором
прикладывают тормозящее напряжение Ус- Угловое распределение анализируют,
располагая коллектор электронов под разными углами к поверхности.
Процесс фотоэмиссии можно условно разбить на три стадии: а) возбуждение
электронов из занятого состояния (1) в незаполненное (2) за счет энергии
фотона; 6) перенос возбужденных электронов к поверхности; в) выход
электронов в вакуум через приповерхност-
/IV
Ес
т
л У
Е у ^7777777777,
Е
vac
Рис.5.6. а. Принцип фотоэлектронной спектроскопии. 1 - исследуемый
полупроводниковый кристалл (эмиттер), 2 - вакуумный промежуток, 3 -
металлический коллектор. /\ Fc- энергии Ферми в эмиттере и коллекторе; Фт
и Фс- величины термоэлектронной работы выхода из эмиттера и коллектора;
Vc - "задерживающее" напряжение между эмиттером и коллектором; Evac -
энергия электрона в вакууме у поверхности эмиттера, б. Принцип
Предыдущая << 1 .. 67 68 69 70 71 72 < 73 > 74 75 76 77 78 79 .. 128 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed