книги / Нанотехнология

Рис. 2.10. Схема полевого ионного микроскопа: 1 — острие эмиттера; 2 — микроканальная пластина; 3 — люминесцентный экран; 4 — силовые линии поля

и может осуществляться туннелирование электрона, причем вероятность туннелирования имеет вид подобный (2.14). Ширина потенциального барьера уменьшается при уменьшении расстояния атома до поверхно­ сти металла. Это уменьшение вызвано силами зеркального изображения или обменными и корреляционными выражениями, которые могут да­ вать вклад в потенциал. Однако существует кратчайшее расстояние х с, на котором атом все еще может быть ионизован полем, это расстояние определяется условием, чтобы уровень основного состояния атома распо­ лагался над уровнем Ферми металла и туннелировал на свободный уровень металла. При расстояниях меньших металл не может принять электрон, поскольку электронный уровень атома располагается ниже уровня Фер­ ми и переход на занятые уровни невозможен. Величина х с может быть

Если взять атом Не в качестве газа изображения, то для поверхности вольфрама получим х с = 4 А при ф = 4,5 эВ, Е( = 24,5 эВ и F = 5 В/ А.

Метод позволяет получать изображения отдельных атомов упоря­ доченной структуры поверхности металла, а также дефекты структуры. На рис. 2.12 показана фотография поверхности платины с дефектом структуры [5].

Необходимо отметить, что поскольку изображения получаются в весь­ ма специфических условиях: бомбардировка поверхности ионами гелия

Рис. 2.11. а) потенциальная энергия свободного атома; б) потенциальная энергия атома в сильном электрическом поле; в) потенциальная энергия атома вблизи по­ верхности металла: ф — работа выхода, Б,- — потенциал ионизации атома, х с — расстояние от плоскости зеркального изображения электрона (в первом приближе­ нии от поверхности), на котором электронный атомный уровень становится равным

уровню Ферми

или другого изображающего газа, высокие электрические поля и тонкие острия с нанометровым радиусом кривизны, происходит быстрое залечи­ вание вакансий, отрыв выступающих атомов и т. д., что приводит к полу­ чению равномерной картины с идеально упорядоченным расположением

изображающих газов дает возможность получения изображений поверхно­ стей легкоплавких металлов Си, Аи, А1. Качественные указания по выбору изображающего газа для металлов дают температуры плавления металлов. Например, металлы с температурой плавления 2 000° С могут изобра­ жаться с помощью Не. Ионы Ne и Аг можно использовать для металлов с температурами плавления 2 000-г 1 000° С и 1 000-г600° С соответственно.

2.3. Сканирующая зондовая микроскопия

Сканирующая зондовая микроскопия включает в себя туннельную и атомно-силовую микроскопию. Эти методы позволяют проводить ис­ следования поверхности на атомном, молекулярном или нанокластерном уровне.

2.3.1. Сканирующая туннельная микроскопия

Сканирующая туннельная микроскопия (СТМ) была разработана Биннигом и Рорером [6], а в 1986 г. им была присуждена Нобелевская премия (см. также [7,8]).

Схема туннельного микроскопа показана на рис. 2.13.

СТМ включает пьезокерамический сканер, меняющий свои геомет­

линейно изменяющееся во времени напряжение на Х-секцию или Г-сек- цию пьезосканера и измеряя перемещение зонда по вертикали, можно просканировать участок поверхности и получить его топографическое изображение.

Принцип работы СТМ основан на туннелировании электронов с по­ верхности твердого тела на зонд-острие микроскопа. Атомное и электрон­ ное строение токопроводящих поверхностей исследуется на расстояниях d = 0,5 -г 1,0 нм. На таких расстояниях перекрывание атомных орбиталей острия и поверхности очень мало, так что образуется наноконтакт с про­ водимостью а = d J /d V , определяемой вероятностью туннелирования электронов сквозь потенциальный барьер

где ф » V — работа выхода электрона {V — напряжение на зонде) и плотностью электронов проводимости р(Е, г) в точке расположения острия

координата острия, Ер — уровень Ферми.

Таким образом, изменение тока, протекающего через контакт при смещении острия по поверхности (при некоторых выбранных значени­ ях V и d), пропорционально изменению электронной плотности р(Е , R), связанной с рельефом поверхности. Для «одноатомных» остриев (когда туннельный ток определяется перекрыванием с поверхностью орбитали одного, ближайшего к поверхности атома) 6J/6R « 1,0 нА/нм. Тако­ го изменения тока достаточно, чтобы, сканируя участок поверхности, получить его токовое изображение с разрешением в доли нанометра. Спектроскопические измерения зависимости а = f(V ) позволяют вос­ становить энергетическое распределение электронов в выбранных точках поверхности.

Необходимо отметить, что формулы (2.19), (2.20) справедливы для упруги* туннельных переходов, т. е. когда энергия электрона не меняется при переходе через через туннельный барьер.

Применение СТМ позволяет проводить исследования отдельных ато­ мов и молекул, нанокластеров, наблюдать процессы перестройки по­ верхности, процессы адсорбции и десорбции на атомно-молекулярном уровне отдельных атомов. СТМ может применяться также для создания искусственных поверхностных структур с помощью перенесения атомов с острия на поверхность.

Кроме электронного распределения СТМ позволяет также измерять колебательные спектры молекул.

Большой интерес представляют эффекты спин-зависящего и не­ упругого туннелирования электронов. Первые связаны с туннельными переходами, вероятность которых зависит от ориентации электронного спина, вторые —- с процессами, в которых туннелирующие электроны обмениваются энергией с электронными и колебательными степенями свободы адсорбированных частиц.

Эти процессы исследуются с помощью вольтамперных характери­ стик —- пороговых и резонансных. Пороговые особенности наблюдаются

цы, находящейся под острием СТМ, проводимость туннельных контактов меняется скачкообразно

ются при напряжениях, при которых увеличивается ток за счет резонанс­ ного туннелирования.

С использованием пороговых особенностей СТМ исследуются одно­ квантовые колебательные переходы и электронные переходы единичных адсорбированных молекул. Однако вероятность одноквантовых колеба­ тельных переходов невелика и составляет 0,01 -г 0,05.

Более чувствительны методы СТМ с использованием резонансных особенностей к исследованиям многоквантовых и комбинированных ко­ лебательных переходов единичных молекул, адсорбированных на по­ верхности. На рис. 2.15 приведены вольтамперные характеристики ко­ лебательных спектров молекул воды, адсорбированной на поверхности окисленного титана [7].

Отчетливо заметны резонансы, соответствующие одноквантовым

колебательным переходам молекул воды. Значения квантов hw\ и hw2 близки к известным из ИК спектроскопии значениям квантов валент­ ных и деформационных колебаний молекул воды (/iu;i(HK) = 0,46 эВ, hw2{}\K) = 0,20 эВ), адсорбированных на поверхности окисленного титана. Области поверхности, в которых наблюдались спектры типа,

плитуды колебаний иглы за счет взаимодействия зонда с шероховатостью поверхности пропорционально высоте ее рельефа.

Магнитно-силовой микроскоп (МСМ) [9] использует кроме вандерваальсовых сил магнитные дипольные силы. При удалении на 10 50 нм на зонд оказывают влияние практически только магнитные си­

где г — единичный радиус-вектор вдоль выбранного направления, т — магнитный момент кластера. Таким образом, сила взаимодействия между иглой МСМ и магнитным кластером равна

З(гга)2 - ш то ]

Для дипольных моментов по оси z сила взаимодействия между иглой и кластером равна Fz = - 6 m0m /z4, а величина градиента силового поля dF/dz = 24m0m /z4.

Например, для двух кластеров железа диаметром 10 нм (то = т ~ 9* 10~29 А-м2), расположенных на расстоянии 10 нм, значение магнитной силы взаимодействия составляет ~4,9 • 10-11 Н, а градиент силы — ~ 1,9 • 10-2 Н/м. Такие величины и регистрирует МСМ. Чувствительность по магнитному потоку составляет 10“4 Тл.

Схема механической системы МСМ показана на рис. 2.18. Кантилевер размещается над образцом, при этом, магнитная сила F ,

действующая на образец, приводит к изгибу кантилевера и вертикаль­ ному перемещению иглы. В соответствии с законом Гука это перемеще­ ние определяется механической жесткостью кантилевера со значениями