Елементарні збудження електронів у приповерхневій області аморфного та відпаленого стопу Fe₇₃,₆Cu₁Nb₂,₄Si₁₅,₈B₇,₂
Методою спектроскопії характеристичних втрат енергії електронів досліджено електронні стани поверхні аморфного та відпаленого стопу Fe₇₃,₆Cu₁Nb₂,₄Si₁₅,₈B₇,₂ (FINEMET) і його компонентів. Характеристичні втрати електронів вимірювалися зміною енергії жмута первинних електронів Е₀ від 150 до 650 еВ. Сп...
Gespeichert in:
| Veröffentlicht in: | Успехи физики металлов |
|---|---|
| Datum: | 2011 |
| Hauptverfasser: | , |
| Format: | Artikel |
| Sprache: | Ukrainisch |
| Veröffentlicht: |
Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України
2011
|
| Online Zugang: | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/98161 |
| Tags: |
Tag hinzufügen
Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
|
| Назва журналу: | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| Zitieren: | Елементарні збудження електронів у приповерхневій області аморфного та відпаленого стопу Fe₇₃,₆Cu₁Nb₂,₄Si₁₅,₈B₇,₂ / В.О. Тіньков, А.С. Ходаківський // Успехи физики металлов. — 2011. — Т. 12, № 2. — С. 183-207. — Бібліогр.: 68 назв. — укр. |
Institution
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine| _version_ | 1860013715605159936 |
|---|---|
| author | Тіньков, В.О. Ходаківський, А.С. |
| author_facet | Тіньков, В.О. Ходаківський, А.С. |
| citation_txt | Елементарні збудження електронів у приповерхневій області аморфного та відпаленого стопу Fe₇₃,₆Cu₁Nb₂,₄Si₁₅,₈B₇,₂ / В.О. Тіньков, А.С. Ходаківський // Успехи физики металлов. — 2011. — Т. 12, № 2. — С. 183-207. — Бібліогр.: 68 назв. — укр. |
| collection | DSpace DC |
| container_title | Успехи физики металлов |
| description | Методою спектроскопії характеристичних втрат енергії електронів досліджено електронні стани поверхні аморфного та відпаленого стопу Fe₇₃,₆Cu₁Nb₂,₄Si₁₅,₈B₇,₂ (FINEMET) і його компонентів. Характеристичні втрати електронів вимірювалися зміною енергії жмута первинних електронів Е₀ від 150 до 650 еВ. Спектри характеристичних втрат енергії складалися з основних піків, яких інтерпретували як такі, що відповідають поверхневим й об’ємним плазмонам, їх модам, міжзонним переходам та йонізаційним втратам. З’ясовано, що виміряні енергії збудження плазмонів не відповідають розрахованим значенням згідно з класичною теорією колективних збуджень у твердому тілі. Для всіх зразків спостерігалися зміни інтенсивности ліній поверхневих та об’ємних плазмонів в залежності від енергії первинних електронів Е₀.
Electron energy loss spectroscopy is used at investigation of the electron states of amorphous and annealed Fe₇₃,₆Cu₁Nb₂,₄Si₁₅,₈B₇,₂ alloy surface and alloy components. Electron energy losses are measured at changing of the primary electron beam energies Е₀ from 150 to 650 eV. The characteristic energy loss spectra consist of main peaks, which are interpreted as corresponding to the surface and bulk plasmons, combination surface and bulk loss, high harmonics of plasma losses, interband transitions, and ionization of core levels. The measured energies for the plasmon excitations are found to be in disagreement with values calculated according to the classical theory of the collective excitations in solids. Changes in the intensity lines of surface and bulk plasmons are observed for all specimens depending on primary electron energy Е₀.
Методом спектроскопии характеристических потерь энергии электронов исследованы состояния электронов поверхности аморфного и отожжённого сплава Fe₇₃,₆Cu₁Nb₂,₄Si₁₅,₈B₇,₂ (FINEMET) и его компонентов. Характеристические потери электронов измерялись в интервале энергии пучка первичных электронов Е₀ от 150 до 650 эВ. Спектры характеристических потерь состояли из пиков, которые интерпретировались как соответствующие поверхностным и объёмным плазмонам, их модам, межзонным переходам и ионизационным потерям. Установлено, что измеренные энергии возбуждения плазмонов отличаются от результатов, полученных в рамках классической теории коллективных возбуждений в твёрдом теле. Для всех образцов наблюдались изменения интенсивности линий поверхностных и объёмных плазмонов в зависимости от энергии первичных электронов Е₀.
|
| first_indexed | 2025-12-07T16:43:01Z |
| format | Article |
| fulltext |
183
PACS numbers: 68.37.Hk, 71.45.Gm, 73.20.Mf, 73.22.Lp, 79.20.Uv, 82.80.Pv
Елементарні збудження електронів у приповерхневій області
аморфного та відпаленого стопу Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2
В. О. Тіньков, А. С. Ходаківський
Інститут металофізики ім. Г. В. Курдюмова НАН України,
бульв. Акад. Вернадського, 36,
03680, МСП, Київ-142, Україна
Методою спектроскопії характеристичних втрат енергії електронів дослі-
джено електронні стани поверхні аморфного та відпаленого стопу
Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2 (FINEMET) і його компонентів. Характеристичні
втрати електронів вимірювалися зміною енергії жмута первинних елект-
ронів Е0 від 150 до 650 еВ. Спектри характеристичних втрат енергії склада-
лися з основних піків, яких інтерпретували як такі, що відповідають пове-
рхневим й об’ємним плазмонам, їх модам, міжзонним переходам та йоні-
заційним втратам. З’ясовано, що виміряні енергії збудження плазмонів не
відповідають розрахованим значенням згідно з класичною теорією колек-
тивних збуджень у твердому тілі. Для всіх зразків спостерігалися зміни
інтенсивности ліній поверхневих та об’ємних плазмонів в залежності від
енергії первинних електронів Е0.
Electron energy loss spectroscopy is used at investigation of the electron states
of amorphous and annealed Fe73.6Cu1Nb2.4Si15.8B7.2 alloy surface and alloy com-
ponents. Electron energy losses are measured at changing of the primary elec-
tron beam energies Е0 from 150 to 650 eV. The characteristic energy loss spec-
tra consist of main peaks, which are interpreted as corresponding to the sur-
face and bulk plasmons, combination surface and bulk loss, high harmonics of
plasma losses, interband transitions, and ionization of core levels. The meas-
ured energies for the plasmon excitations are found to be in disagreement with
values calculated according to the classical theory of the collective excitations
in solids. Changes in the intensity lines of surface and bulk plasmons are ob-
served for all specimens depending on primary electron energy Е0.
Методом спектроскопии характеристических потерь энергии электронов
исследованы состояния электронов поверхности аморфного и отожжённого
сплава Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2 (FINEMET) и его компонентов. Характеристи-
ческие потери электронов измерялись в интервале энергии пучка первич-
ных электронов Е0 от 150 до 650 эВ. Спектры характеристических потерь
состояли из пиков, которые интерпретировались как соответствующие по-
Успехи физ. мет. / Usp. Fiz. Met. 2011, т. 12, сс. 183—207
Оттиски доступны непосредственно от издателя
Фотокопирование разрешено только
в соответствии с лицензией
© 2011 ИМФ (Институт металлофизики
им. Г. В. Курдюмова НАН Украины)
Напечатано в Украине.
184 В. О. ТІНЬКОВ, А. С. ХОДАКІВСЬКИЙ
верхностным и объёмным плазмонам, их модам, межзонным переходам и
ионизационным потерям. Установлено, что измеренные энергии возбужде-
ния плазмонов отличаются от результатов, полученных в рамках классиче-
ской теории коллективных возбуждений в твёрдом теле. Для всех образцов
наблюдались изменения интенсивности линий поверхностных и объёмных
плазмонов в зависимости от энергии первичных электронов Е0.
Ключові слова: аморфний стоп Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2, поверхня, спектрос-
копія характеристичних втрат енергії електронів, плазмони, йонізаційні
втрати.
(Отримано 8 лютого 2011 р.)
1. ВСТУП
Останнім часом особливий інтерес серед магнето-м’яких матеріялів
представляє новий аморфний стоп Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2. Цей амор-
фний стоп з нанокристалічною структурою зерна, відомий як
FINEMEТ, є дуже принадним магнето-м’яким матеріялом через йо-
го відмінну магнетну проникність навіть у діяпазоні високих частот
[1, 2]. Такий тип матеріялів виготовляється з швидко загартованого
аморфного матеріялу відпалом при температурах вище, аніж тем-
пература кристалізації. Зазвичай FINEMET складається з надма-
лих зерен в декілька десятків нанометрів, що, як вважається, ви-
кликають магнето-м’які властивості [2]. Багато робіт [1—4] по сто-
пам FINEMET було присвячено дослідженню магнетних властивос-
тей, електронної структури, поверхневого складу, аморфної струк-
тури та стану поверхні стопу Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2 за допомогою
просвітлювальної електронної мікроскопії (ПЕМ), Рентґенової фо-
тоелектронної спектроскопії, часовопролітної вторинної мас-спект-
рометрії та рентґеноструктурної аналізи, але на даний час відсутні
дослідження характеристичних втрат енергії електронів.
Спектроскопія характеристичних втрат енергії електронів
(СХВЕЕ) є потужною методикою аналізу поверхні, може бути вико-
ристана для одержання інформації про фізико-хемічний стан мате-
ріялу як функції від глибини зондування через варіювання енергії
пучка первинних електронів Е0 [5, 6]. СХВЕЕ дуже чутлива до хе-
мічного стану та структури приповерхневої области твердого тіла.
Загалом СХВЕЕ складається з характеристичних втрат електронів,
які з’являються через міжзонний та внутрішньозонний електронні
переходи, йонізаційні втрати, поверхневі й об’ємні плазмони. Ха-
рактеристичні піки завдяки електронним збудженням залежати-
муть від густини заповнених або порожніх електронних станів ма-
теріялів і піки збуджень плазмонів будуть залежати від властивос-
тей електронів провідности. Таким чином, правильна інтерпрета-
ція експериментальних спектрів СХВЕЕ може дати значну інфор-
ЕЛЕМЕНТАРНІ ЗБУДЖЕННЯ ЕЛЕКТРОНІВ У ПРИПОВЕРХНЕВІЙ ОБЛАСТІ 185
мацію про природу речовини.
Метою даної роботи є дослідження спектрів характеристичних
втрат енергії поверхні аморфного стопу Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2 до і пі-
сля відпалу в діяпазоні енергії первинних електронів Е0 = 150—650
еВ. Спектри втрат енергії електронів (ВЕЕ) з поверхні аморфного
стопу можуть бути складні в їх інтерпретації; в цьому випадку були
вимірювані спектри ВЕЕ компонентів стопу для того, щоб повністю
та точно розуміти виявлені втрати енергії для поверхні стопу.
2. ЕКСПЕРИМЕНТ
Аморфні стрічки, товщиною 25 мкм та шириною 10 мм, були вигото-
влені методою швидкого охолодження розтопу на обертаючому мід-
ному диску в Інституті металофізики НАН України. Аморфний стан
стопу був перевірений за допомогою рентґеноструктурної аналізи
(FeKα). Результати рентґеноструктурної аналізи аморфного та відпа-
леного станів зображено на рис. 1. Як це і зазвичай спостерігається
для аморфного стопу, широкий дифракційний пік Fe є домінуючим.
Для відпаленого або кристалічного стопу реєструється основний пік
α-Fe (110) та інші маленькі дифракційні піки (200) й (211). Для конт-
ролю якості морфології поверхні аморфного стопу використовували
растровий електронний мікроскоп (РЕМ) JSM-6490LV (JEOL, Япо-
нія) з енергодисперсійним спектрометром (ЕДС) INCA Energy 450XT,
який використовувався для напівкількісної аналізи. Для РЕМ-
досліджень було вибрано два режими зйомки поверхні за допомогою
детектора вторинних електронів та обернено розсіяних електронів.
Рис. 1. Результати рентґеноструктурної аналізи стопуFe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2.
186 В. О. ТІНЬКОВ, А. С. ХОДАКІВСЬКИЙ
Всі експерименти було виконано в надвисоковакуумній системі з
робочим тиском нижче 5⋅10
−8
Па після відпалу [7]. Камера була
оснащена квазисферичним енергоаналізатором, який дозволяв ре-
алізувати наступні методи дослідження: Оже-електронна спектрос-
копія (ОЕС), спектроскопія втрат енергії електронів та дифракція
повільних електронів. Розрізняльна здатність аналізатора по енер-
гії складала ΔE/E = 0,1—0,3% для енергій Е0 < 650 еВ. Всі спектри
ВЕЕ були виміряні в діяпазоні енергії первинних електронів Е0 =
150—650 еВ з кроком 50 еВ.
Присутність значної кількости сірки, вуглецю, азоту та кисню на
поверхні матеріялу, спонукало до використання кількох циклів
бомбардування йонами Ar
+
(600 еВ) з густиною електричного стру-
му 5 мкА/см2
при нормальному куті падіння на поверхні зразка.
Вважали, що поверхня зразків є атомарно чистою в тому випадку,
Рис. 2. Спектри ВЕЕ, одержані для полікристалічного Fe при різних Е0.
ЕЛЕМЕНТАРНІ ЗБУДЖЕННЯ ЕЛЕКТРОНІВ У ПРИПОВЕРХНЕВІЙ ОБЛАСТІ 187
коли піки S, N та O були відсутні в ОЕС-спектрах, але для аморфних
стрічок було виявлено, що концентрація вуглецю складає приблиз-
но до 1%. Спектри ВЕЕ також були виміряні для відпаленого стану
стопу. Для цього аморфна стрічка нагрівалася за допомогою вольф-
рамової спіралі до температури Т ≈ 750°С (1023 К) протягом 15 хв.
Температура вимірювалася за допомогою Pt/Pt—10%Rh термопари,
що була прикладена до поверхні стопу. Відпалений стан стопу ана-
лізували рентґеноструктурною методою (рис. 1).
3. РЕЗУЛЬТАТИ ТА ОБГОВОРЕННЯ
Спектри ВЕЕ для чистих компонентів стопу Fe, Si, B, Nb та аморф-
ного стопу Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2 (вільна поверхня) представлені на
рис. 2—6 для енергій пучка первинних електронів Е0 у діяпазоні від
Рис. 3. Спектри ВЕЕ, одержані для полікристалічного Si при різних Е0.
188 В. О. ТІНЬКОВ, А. С. ХОДАКІВСЬКИЙ
150 до 650 еВ. Для чистої міді експериментальні дані були взяті з
роботи [8]. В спектрах ВЕЕ були вибрані наступні типи характерис-
тичних втрат: міжзонні та внутрішньозонні електронні переходи,
плазмонні збудження та їх гібридні моди, йонізаційні втрати та де-
які не ідентифіковані піки.
В таблиці наведено середні значення перерахованих вище втрат
та їх природа збудження в усьому діяпазоні енергії первинних еле-
ктронів Е0. Аналізу втрат енергії електронів для зразків буде обго-
ворено нижче.
Основна проблема при інтерпретації експериментальних резуль-
татів характеристичних втрат енергії – вирішити, які з втрат, що
спостерігаються, мають бути інтерпретовані як плазмонні втрати.
Згідно з роботою [9] використовується наступний критерій: 1) або
втрата енергії з’являється через серії ліній з рівними інтервалами
Рис. 4. Спектри ВЕЕ, одержані для полікристалічного В при різних Е0.
ЕЛЕМЕНТАРНІ ЗБУДЖЕННЯ ЕЛЕКТРОНІВ У ПРИПОВЕРХНЕВІЙ ОБЛАСТІ 189
(однаково роздільних ліній) в залежності від Е0, або знайдена тіль-
ки одна широка лінія за таких обставин, що запобігло б спостере-
женню багатьох втрат; 2) у випадках, коли є відносна інтенсивність
різних характеристичних ліній втрат, лінії плазмонів ідентифіку-
ються як найбільш інтенсивні втрати в спектрах; 3) подібність з ек-
спериментальними даними інших авторів, де тверде тіло було дос-
ліджено декількома різними експериментами. Розглядаємо лише ті
лінії втрат, що були виявлені всіма дослідниками.
Такі критерії були необхідні, оскільки була значна кількість ва-
ріантів втрат, повідомлених різними дослідниками; критерії ви-
явилися абсолютно вдалими при ідентифікації плазмових втрат по
всьому діяпазону Е0.
Для заданого інтервалу енергії первинних електронів, глибина
зондування електронів λ при фіксованій величині Е0 може значно
Рис. 5. Спектри ВЕЕ, одержані для полікристалічногоNb при різних Е0.
190 В. О. ТІНЬКОВ, А. С. ХОДАКІВСЬКИЙ
відрізнятися в залежності від типу матеріялу [5]. Таким чином, ко-
ректним буде оцінити λ для всіх об’єктів дослідження. Для цього
ми використовували експериментальні дані для довжини вільного
пробігу електронів λ, яких зібрано у роботах [10, 11] для чистих хе-
мічних елементів. Далі, одержані дані апроксимували наступною
функцією:
0
nkEλ = , (1)
де k, n – параметри підгонки. В результаті для чистих елементів
були одержані наступні коефіцієнти: для Fe k = 0,46, n = 0,48; для Si
k = 0,19, n = 0,67; для Cu k = 0,85, n = 0,39; для Nb k = 0,24, n = 0,65;
для В k = 0,37, n = 0,49 (де λ(E0) у Å).
Рис. 6. Спектри ВЕЕ, одержані для аморфного стопу Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2
(вільна поверхня) при різнихЕ0.
Т
А
Б
Л
И
Ц
Я
.
У
с
е
р
е
д
н
е
н
і
д
а
н
н
і
х
а
р
а
к
т
е
р
и
с
т
и
ч
н
и
х
в
т
р
а
т
е
н
е
р
г
ії
е
л
е
к
т
р
о
н
ів
д
л
я
F
e
,
S
i,
B
,
N
b
,
C
u
і
п
о
в
е
р
х
н
і
а
м
о
р
ф
-
н
о
г
о
с
т
о
п
у
F
e
7
3
,6
C
u
1
N
b
2
,4
S
i 1
5
,8
B
7
,2
т
а
ї
х
і
н
т
е
р
п
р
е
т
а
ц
ія
в
д
іа
п
а
з
о
н
і
е
н
е
р
г
ій
E
0
=
1
5
0
—
6
5
0
е
В
.
i
F
e
S
i
B
N
b
C
u
*
F
e
7
3
.6
C
u
1
N
b
2
.4
S
i 1
5
.8
B
7
.2
∆E
i
(е
В
)
Ін
т
ер
-
п
р
ет
а
ц
ія
∆E
i
(е
В
)
Ін
т
е
р
-
п
р
е
т
а
ц
ія
∆E
i
(е
В
)
Ін
т
е
р
-
п
р
е
т
а
ц
ія
∆E
i
(е
В
)
Ін
т
е
р
-
п
р
е
т
а
ц
ія
∆E
i
(е
В
)
Ін
т
е
р
-
п
р
е
т
а
ц
ія
∆E
i
(е
В
)
Ін
т
е
р
-
п
р
е
т
а
ц
ія
1
2
3
4
5
6
7
8
9
1
0
1
1
1
2
1
3
1
1
3
,1
E
п
1
,3
ΔE
1
1
2
,1
E
п
1
3
,6
E
п
8
,9
ΔE
1
1
4
,1
E
п
2
2
3
,5
E
о
б
8
,9
E
п
2
5
,8
E
о
б
2
4
,3
E
о
б
1
2
,5
ΔE
M
4
,5
2
3
,1
E
b
3
2
4
,5
2
E
п
1
4
,9
E
о
б
3
6
,5
E
п
+
E
о
б
4
6
,4
∆E
N
2
2
1
,8
E
п
3
7
E
п
+
E
о
б
4
3
7
E
п
+
E
о
б
2
4
E
п
+
E
о
б
4
6
ΔE
4
6
1
,4
∆E
N
1
2
7
,8
E
о
б
4
4
2
E
о
б
5
4
7
2
E
о
б
3
4
2
E
о
б
5
1
,6
2
E
о
б
7
3
,7
3
E
о
б
3
7
,5
ΔE
M
1
,2
5
7
,5
Δ
F
e 2
,3
M
E
6
5
7
,5
ΔE
M
2
,3
5
1
,5
3
E
о
б
7
7
,4
3
E
о
б
9
6
,4
4
E
о
б
4
2
ΔE
6
7
5
,5
Δ
C
u 2
,3
M
E
7
6
2
ΔE
M
2
6
6
4
E
о
б
1
9
1
ΔE
K
2
0
7
ΔE
M
4
5
5
,7
ΔE
7
8
2
Δ
C
u 1
M
E
8
7
1
,5
ΔE
8
7
2
—
7
8
ΔE
п
2
1
2
ΔE
M
5
6
8
,5
ΔE
8
9
2
Δ
F
e 1
M
E
9
8
3
ΔE
9
8
2
5
E
о
б
7
4
ΔE
M
2
,3
1
0
3
Δ
S
i 2
L
E
1
0
9
2
ΔE
M
1
9
2
ΔE
1
0
8
1
,6
ΔE
M
1
1
1
0
Δ
S
i 3
L
E
1
1
1
0
9
ΔE
L
2
,3
1
2
2
Δ
с
т
1
1
E
1
2
1
3
6
,6
Δ
с
т
1
2
E
1
3
1
5
7
,5
Δ
с
т
1
3
E
1
4
1
7
8
,5
Δ
с
т
1
4
E
1
5
1
9
1
Δ
B K
E
1
6
2
0
1
,4
Δ
с
т
1
6
E
*
Д
а
н
і
в
з
я
т
о
з
р
о
б
о
т
и
[
8
].
192 В. О. ТІНЬКОВ, А. С. ХОДАКІВСЬКИЙ
У випадку аморфного стопу Fe73.6Cu1Nb2.4Si15.8B7.2 ми апроксиму-
вали всі дані для чистих елементів, яких наведено на рис. 7, та оде-
ржали наступні параметри k = 0,385 та n = 0,507. Це дозволяє оці-
нити глибину зондування поверхні при зміні енергії первинних
електронів Е0 = 150—650 еВ, яка змінюється від 4,88 Å до 10,27 Å.
3.1. Плазмонні збудження
В рамках моделю газу вільних електронів енергія плазмону визна-
чається наступним виразом [9]:
2
об
0
e n
E
m
= ω =
ε
0 , (2)
де – Планкова стала; ω0 – циклічна частота об’ємного плазмону; е
та m – заряд та маса електрону відповідно; n – кількість валентних
електронів на одиницю об’єму; ε0 – діелектрична проникність віль-
ного простору. Енергія поверхневого плазмону Eп пов’язана с енергі-
єю об’ємного плазмону наступним рівнанням [12]:
= + ε
п об п
1E E , (3)
де εп – діелектрична константа. В рамках моделю розглядається
εп = 1, тобто п об
2E E= .
Рис. 7. Експериментальні дані залежности довжини вільного пробігу еле-
ктронів λ від енергії первинних електронів Е0 для чистих компонентів
стопу Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2.
ЕЛЕМЕНТАРНІ ЗБУДЖЕННЯ ЕЛЕКТРОНІВ У ПРИПОВЕРХНЕВІЙ ОБЛАСТІ 193
По-перше, ми будемо аналізувати енергію плазмону для чистих
хемічних елементів в рамках розглянутого моделю. Якщо прийняти,
що тільки електрони валентної зони беруть участь в плазмових осци-
ляціях nFe = 8 (3d64s2), nSi = 4 (3s23p2), nB = 3 (2s22p1), nNb = 5 (4d45s1),
nCu = 11 (3d104s1), тоді згідно рівнань (2) та (3) енергія поверхневого
плазмону та об’ємного плазмону для чистих Fe, Si, B, Nb та Cu буде
Fe
п
E = 21,56 еВ і
Fe
об
E = 30,49 еВ,
Si
п
E = 11,52 еВ і
Si
об
E = 16,53 еВ,
B
п
E =
= 16,33 еВ і
B
об
E = 23,09 еВ,
Nb
п
E = 13,78 еВ і
Nb
об
E = 19,49 еВ та
Cu
п
E =
= 25,2 еВ і
Cu
об
E = 35,64 еВ відповідно. Як видно з таблиці, для чистих
компонентів стопу, крім Si, експериментальні піки поверхневих та
об’ємних плазмонів локалізовані при нижчій втраті енергій в спектрі
енергії електронів у порівнянні з тим, що слідує з моделі газу вільних
електронів, але ці дані добре узгоджуються з результатами, одержа-
ними іншими авторами [8, 13—46]. Фактично, ріжниця між експери-
ментальними даними та моделлю газу вільних електронів спостеріга-
лася неодноразово для багатьох хемічних елементів, і це може бути
викликано такими основними причинами: 1) неповна участь валент-
них електронів у колективних збудженнях; 2) зміщення плазмонної
енергії при появі міжзонних та внутрішньозонних переходів у спект-
рах ВЕЕ перехідних металів; 3) участь у процесі внутрішніх елект-
ронних оболонок з ефективною масою m
*, визначених по правилу су-
ми; та, ймовірно, 4) чистота і рельєф приповерхневої области твердого
тіла [9]. Наприклад, відомо, що для кремнію енергія поверхневих и
об’ємних плазмонів складає 12 еВ та 17 еВ, відповідно [26—29]. Од-
нак, згідно з нашими результатами енергія плазмонів дорівнює ≅ 9 еВ
та ≅ 15 еВ. Найвірогідніше, зсув енергії плазмонів в сторону змен-
Рис. 8. Залежність діелектричної константи від енергії первинних електро-
нів Е0 для поверхні стопу Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2 та його чистих компонентів.
194 В. О. ТІНЬКОВ, А. С. ХОДАКІВСЬКИЙ
шення енергії, в порівнянні з результатами робіт [26—28], пов’язано з
с поверхневими ефектами, так як глибина зондування для кремнію у
вибраному діяпазоні Е0 невелика і змінюється від 5,4 Å до 14,5 Å. По-
ява оксидів кремнію на поверхні можна виключити, оскільки раніше
було встановлено, що формування оксидів на поверхні кремнію приз-
водить до значного збільшення енергії плазмонів [29, 30]. При підго-
товці атомно-чистої поверхні, попередньо аморфизовану поверхню
кремнію бомбардували йонами арґону і в подальшому відпалювали
при високий температурі. В результаті цього в приповерхневому на-
норозмірному шарі можуть бути присутні як аморфна, так і криста-
лічна фази. Не варто виключати присутність залишкових дефектів й
імплантованих йонів арґону в при поверхневій області, що обумовле-
но йонним опроміненням. Ми вважаємо, що у випадку кремнію сума-
рний внесок раніше згаданих поверхневих ефектів вірогідно призво-
дить до зміщення енергії плазмонних збуджень в сторону зменшення
енергії. Також експеримент показав, що для чистих Fe, Si, B, Nb та
Cu відношення плазмових енергій Eоб/Eп перевищує теоретичні зна-
чення і дорівнює, відповідно, 1,79, 1,67, 2,13, 1,78 та 1,27.
На рисунку 8 зображено експериментальну залежність діелектри-
чної константи від Е0 для досліджених матеріялів. Ця невідповід-
ність між теорією та експериментом спостерігалась неодноразово для
багатьох металів [13, 32, 45, 46]. Слід зазначити, що теорія передба-
чає абсолютно плоску поверхню в області вакуум—тверде тіло та не
враховує реальний фізико-хемічний стан металевих поверхонь. За-
стосовуючи гідродинамічний модель для напівнескінченного металу,
в якому електронна густина основного стану різко падає до нуля на
межі метал—вакуум, Рітчи передбачив [46], що ґрадієнт в електрон-
ній густині може викликати вищі порядки мультипольних поверх-
невих збуджень на додаток до класичної поверхневої моди. Відпові-
дно, гідродинамічна модель враховує плавне зниження електронної
густини основного стану на поверхні, передбачаючи вищезазначені
додаткові моди. Наприклад, для мультипольного поверхневого пла-
змону він передбачає, що Eоб/Eп ≈ 1,73 завдяки ефекту деполяризації
поверхневого заряду на сферичних частинках.
Як показано на рис. 6, виміряні спектри для аморфного стопу
Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2 має складну структуру, але по природі форму-
вання вони подібні до спектру для чистого Fe. Експериментально
встановлено, що для аморфного стопу основні значення енергії пове-
рхневих та об’ємних плазмонів є близькими до енергій плазмонів чи-
стого заліза. Це не було несподіванкою, тому що концентрація Fe в
стопі найбільша у порівнянні з іншими елементами. Тому, логічно,
передбачається, що переважно атоми Fe зумовлюватимуть характер
формування плазмових осциляцій у ВЕЕ-спектрах для стопу
Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2. Для відпаленого стопу було виявлено, що енер-
гія плазмонних збуджень локалізована при нижчих втратах енергії у
ЕЛЕМЕНТАРНІ ЗБУДЖЕННЯ ЕЛЕКТРОНІВ У ПРИПОВЕРХНЕВІЙ ОБЛАСТІ 195
порівнянні з аморфним станом стопу. Таким чином, в діяпазоні ене-
ргій первинних електронів Е0 = 150—650 еВ середня величина енергії
поверхневих та об’ємних плазмонів складає Eп = 14,1 еВ, Eоб = 23,05
еВ і Eп = 11,4 еВ, Eоб = 21,83 еВ для аморфного та відпаленого стану
відповідно.
Модель газу вільних електронів передбачає, що первинні елект-
рони з енергією Е0 можуть зазнавати багаторазові та гібридні втрати
на плазмонних збудженнях, що експериментально спостерігалось
для багатьох хемічних елементів [9, 47]. В нашому випадку іденти-
фікацію комбінованих втрат було засновано на наступних спостере-
женнях: по-перше, було з’ясовано, що інтенсивність цих піків є чу-
тливою до забруднення поверхні, та, по-друге, вони з’являються при
енергії, рівної сумі поверхневих та/чи об’ємних втрат. Гібридні мо-
Рис. 9. Залежність енергії поверхневих плазмонів Еп від енергії первинних
електронів Е0 для поверхні стопу Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2 та його чистих
компонентів.
196 В. О. ТІНЬКОВ, А. С. ХОДАКІВСЬКИЙ
ди поверхнево-об’ємних втрат спостерігались в спектрах ВЕЕ, які
інтерпретовано як суму поверхневих та об’ємних плазмонів Eоб + Eп,
для елементів Fe, Si, B і стопу Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2 дорівнюють 37
еВ, 24 еВ, 36,5 еВ і 37 еВ відповідно. Були виявлені комбінації бага-
торазових втрат плазмонних мод: для Fe 2Eп ≈ 24,5 еВ, 2Eоб ≈ 47 еВ;
для Si 2Eоб ≈ 34 еВ, 3Eоб ≈ 51,5 еВ, 4Eоб ≈ 66 еВ, 5Eоб ≈ 82 еВ; для О
2Eоб ≈ 51,6 еВ, 3Eоб ≈ 77,4 еВ; для Nb 3Eоб ≈ 73,7 еВ, 4Eоб ≈ 96,4 еВ; для
поверхні стопу 2Eоб ≈ 44 еВ. Наведена інтерпретація щодо вищих га-
рмонік поверхневих і об’ємних плазмонів та їх комбінацій узгоджу-
ється з результатами, яких було представлено в інших експеримен-
тальних роботах для чистих компонентів стопу [13—40].
На рисунках 9 і 10 представлено залежності енергії поверхневих і
Рис. 10. Залежність енергії об’ємних плазмонів Еоб від енергії первинних
електронів Е0 для поверхні стопу Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2 та його чистих
компонентів.
ЕЛЕМЕНТАРНІ ЗБУДЖЕННЯ ЕЛЕКТРОНІВ У ПРИПОВЕРХНЕВІЙ ОБЛАСТІ 197
об’ємних плазмонів у діяпазоні енергії пучка первинних електронів
150—650 еВ для чистих Fe, Si, B, Nb, Cu і стопу Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2.
Для всіх зразків спостерігався немонотонний характер енергії від Е0.
Було встановлено незначну зміну енергії поверхневих плазмонів для
Si, B, Nb, Cu та аморфного стопу в діяпазоні енергій Е0 = 150—250 еВ.
Для Fe та відпаленого стопу поведінка Еп від Е0 має ідентичний хара-
ктер та значення Еп збільшується із підвищенням енергії первинних
електронів Е0. Спостерігалося зменшення енергії об’ємного плазмо-
ну Еоб при Е0 < 300 еВ для Fe та поступове зростання енергії об’ємного
плазмону Еоб із збільшенням енергії Е0 для Fe, Si, B, Nb, аморфного
та відпаленого стопу, і незначне зменшення для Cu. Залежності Еп та
Еоб від Е0 мають однакову тенденцію для аморфного та відпаленого
станів стопу. Однак, для аморфного стопу поверхневі та об’ємні пла-
змони локалізовані при вищих втратах енергії у порівнянні з відпа-
леним стопом у всьому діяпазоні енергії Е0.
Ріжниця в локалізації енергії плазмонів в залежності від стану
стопу Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2 може буди пояснена в термінах «вільно-
го об’єму». Добре відомо [48], що густина аморфних стопів на кіль-
ка процентів нижче від густини кристалічних стопів одного й того
ж хемічного складу. Це визвано тим, що в аморфних стопах існують
області (вільний об’єм) з флуктуаціями електронної густини, роз-
мір яких може варіюватися від долів атомного діяметра до кількох
сотень нанометрів в залежності від експериментальних умов одер-
жання аморфних стрічок. Зазвичай вільний об’єм розділяють на дві
основні складові: структурно-обумовлений та надлишковий. Над-
лишковий вільний об’єм уявляють як дефект внутрішньої структу-
ри, видалення якого не призводить до зміни характеристик аморф-
ного стану. В протилежність цьому, структурно-обумовлена скла-
дова є невід’ємною характеристикою аморфного стану, яка повніс-
тю анігілює тільки при повній кристалізації стопу [49]. Оскільки
наявність вільного об’єму в аморфному стопі буде викликати внут-
рішні напруги, логічно припустити, що це може призводити до збі-
льшення енергії плазмонів. Нагрів аморфного стопу буде стимулю-
вати процеси структурної релаксації і анігіляцію дефектів структу-
ри чи вільного об’єму. Як результат, це призведе до зменшення ене-
ргії плазмонних збуджень, що й було встановлено в наших експе-
риментальних результатах.
При розсіюванні первинних електронів від поверхні металів та їх
стопів у роботах [8, 44, 45, 50] неодноразово спостерігалась диспер-
сія плазмонів при змінюванні енергії Е0. Виявлена залежність енер-
гій поверхневих та об’ємних плазмонів від енергії первинних елект-
ронів (рис. 9 та 10) може бути пов’язана з дисперсією плазмонних
осциляцій, тобто із залежністю між частотою та хвильовим векто-
ром плазмону ω = ω(q) [47]. Дуже цікавою є поведінка функції Еп в
залежності від Е0, як характеристика приповерхневої області. Де-
198 В. О. ТІНЬКОВ, А. С. ХОДАКІВСЬКИЙ
якими авторами [51, 52] теоретично досліджувався вплив неоднорі-
дної густини електронних станів в приповерхневій області на диспе-
рсію плазмонних осциляцій. В [51] була запропонована модель, що
дозволяє одержати аналітичне рішення, яке описує профіль елект-
ронної густини поверхні: надлишок або дефіцит електронів провід-
ности в тонких поверхневих шарах. За цим модельом нахил Eп(k||)
відповідає випадку, коли є дефіцит електронів провідности для Si, B
та надлишок електронів провідности для металів Fe, Nb, Cu. На на-
шу думку, для компонентів стопу спостережуваний шар із зміненою
густиною електронів провідности пов’язаний з зміною міжплощин-
них відстаней (поверхнева релаксація: розширення та стискання)
зовнішніх шарів елементів. Для чистих Si, B це також може бути
через наявність напівпровідникових властивостей цих матеріялів.
Для стопу Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2 ця модель показує дефіцит та над-
лишок електронів провідности в тонких поверхневих шарах для
аморфного та відпаленого станів відповідно. Проте ми допускаємо,
що, перш за все, поява дисперсії плазмонів для різних елементів ви-
кликана складною зонною структурою та неоднорідністю густини
електронних станів у приповерхневій області.
Відомо, що на густину електронних станів у поверхневих шарах
може впливати такий ефект, як поверхнева сеґреґація і фазові пе-
ретворення та виділення. Це явище викликане мінімізацією вільної
енергії поверхні стопів і є типовим для більшости складних сполук,
коли концентрація елементів у приповерхневій області відрізня-
ється від концентрації об’єму [53]. Тому змінені поверхневі шари
будуть також впливати на дисперсію поверхневих і об’ємних плаз-
монів при змінюванні первинної енергії Е0 або глибини зондування.
На рисунку 11 показано РЕМ-зображення поверхні аморфного
стопу Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2 (з результатами рентґеноспектральної
аналізи), який був відпалений у надвисокому вакуумі за температури
Т ≈ 750°С (1023 К) протягом 15 хв. РЕМ-зображення, яке було одер-
жано у режимі зворотньорозсіяних електронів, дозволяє виділити
три головні фази за Z-контрастом: яскрава, темна та сіра домінуюча
фази. В порівнянні з вихідним станом стопу результати напівкількіс-
ної аналізи показали, що сама яскрава фаза містить в собі підвищену
концентрацію атомів Cu і Nb та не містить атомів В, а її розмір варію-
ється від 20 нм до 200 нм. Склад найбільшої сірої фази близький до
вихідного складу стопу з підвищеним вмістом Si і заниженим вмістом
B, утворюючи нанокристаліти, розмір яких в середньому складає 500
нм. Темна фаза, з завищеним вмістом В, виділилася як у вигляді
окремих ділянок розміром 250—500 нм, так й по межам нанокриста-
літів сірої фази.
У роботах [54—56] вивчався стоп Fe73,5Cu1Nb3Si13,5B9 (за складом
близький до нашого) в нанокристалічному (нанофазному) стані, що
одержаний в результаті кристалізацій аморфних стрічок при різ-
ЕЛЕМЕНТАРНІ ЗБУДЖЕННЯ ЕЛЕКТРОНІВ У ПРИПОВЕРХНЕВІЙ ОБЛАСТІ 199
них температурах і часу витримки.
Результати досліджень на ПЕМ показали, що відпал стопу при Т
близьких до наших характеризується кристалізацією нанозерен,
розмір яких перевищує 150 нм з утворенням різних фаз: α-твердий
розчин з вмістом кремнію до 18 ат.% (сіра фаза), боридів заліза і
фази типу Fe(Nb,B) (темна фаза). Для FINEMET кремній і бор вико-
ристовують для одержання аморфної структури в швидко загарто-
Рис. 11. РЕМ-зображення поверхне-
вої структури відпаленого стопу
Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2 з результатами
мікроаналізи у відповідних точках.
200 В. О. ТІНЬКОВ, А. С. ХОДАКІВСЬКИЙ
ваній плівці. Ніобій формує більш дрібні кластери міді, утримуючи
ріст кристалічної фази до більш високої температури та перешко-
джає формуванню боридів заліза. Мідь сприяє формуванню класте-
рів, збагачених міддю на початковій стадії відпалу, та забезпечує
початок кристалізації з більшого числа центрів по всьому об’єму
матеріялу.
Ми не виключаємо, що в нашому випадку збагачені міддю світлі
фази представляють собою ці самі центри, але остаточно сформова-
ні (див. рис. 11).
Характеристичні втрати енергії електронів у біметалевих стопах
типу Al—M (де M – Mg, V, Ti, Mn, Fe, Co, Ni, Cu) досліджувались
при різних складах в роботах [57—60]. Наприклад, вимірювання
плазмонних втрат у стопах Al—Mg та Al—Cu було скорельовано зі
складом плівок стопу, що був визначений хемічним мікроаналізом
[57, 58]. Було показано, що спектри стопів не можуть бути пояснені
допущенням простої суперпозиції або комбінації спектрів компо-
нентів цих стопів. Через те, що бінарні системи Al—Mg та Al—Cu
мають складну фазову структуру, автори [57, 58] припускають, що
спектри стопів є суперпозицією спектрів, які відповідають різним
фазам стопу. Це припущення було детально перевірено для всього
діяпазону концентрацій стопів Al—Mg і Al—Cu, та виявлено, що ене-
ргія об’ємних плазмонів не має лінійної залежности при різних
складах. І навпаки, в роботах [59, 60] для стопу Al—M (де M – від Ti
до Ni) експериментальні дані плазмонів показують лінійну залеж-
ність від концентрації компонентів стопу.
Згідно з роботами [59, 60] експериментальна кількість валентних
електронів у одиниці об’єму для аморфного стопу Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2
nст при Е0 може бути розрахована наступним чином:
= ст 0 0
( ) ( )
j j
j
n E N n E , (4)
де j – це метали Fe, Si, B, Nb та Cu; Nj – це кількість j-атомів на
одиницю об’єму (у нашому випадку для аморфного стопу – це
об’ємна атомова концентрація компонентів стопу); 0
( )
j
n E – це ек-
спериментальна кількість валентних електронів на одиницю об’єму
для чистих j-елементів при фіксованій енергії Е0. Підставивши рів-
нання (4) у рівнання (2) і (3) та використовуючи експериментальні
дані, ми обчислили енергії поверхневих та об’ємних плазмонів в
залежності від енергії первинних електронів Е0. Результати обчис-
лень для стопу показано на рис. 9, 10. Одержані результати добре
відповідають експериментальним даним.
Для поверхневих плазмонів розрахована функція Eп(Е0) локалі-
зована між значеннями для аморфного та відпаленого стопів, тоді
як у випадку Eоб(Е0) інша ситуація. При низьких середніх значен-
нях енергії первинних електронів Е0 < 200 еВ розрахована функція
ЕЛЕМЕНТАРНІ ЗБУДЖЕННЯ ЕЛЕКТРОНІВ У ПРИПОВЕРХНЕВІЙ ОБЛАСТІ 201
Eоб(Е0) є абсолютно ідентичною енергіям об’ємних плазмонів для
аморфного стопу, а при енергії Е0 > 250 еВ функція Eоб(Е0) близька
до експериментальних даних Eоб для відпаленого стану стопу.
3.2. Інтенсивність лінії плазмонів
При змінюванні енергії первинних електронів спостерігалися зміни
інтенсивности ліній (ІЛ) поверхневих та об’ємних плазмонів для
всіх зразків (див. рис. 2—6). Природа появи поверхневих плазмонів
в спектрах ВЕЕ пов’язана з фізичним та хемічним станом поверхне-
вих шарів нанометрової товщини. Також відомо, що ймовірність
Рис. 12. Відношення інтенсивности ліній поверхневих та об’ємних плаз-
монів Rп,об в залежності від Е0 для стопу Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2 та його чис-
тих компонентів.
202 В. О. ТІНЬКОВ, А. С. ХОДАКІВСЬКИЙ
збудження поверхневих плазмонів первинними електронами буде
безпосередньо пов’язана з їх глибиною зондування твердого тіла.
Зростання енергії первинних електронів призводитиме до збіль-
шення імовірності збудження об’ємних плазмонів та ослаблення
лінії інтенсивности поверхневих плазмонів в спектрах ВЕЕ [12].
Тому для кожного хемічного елементу та їх стопів можливо визна-
чити діяпазон енергії первинних електронів, в якому лінія поверх-
невих плазмонів буде виявлятися в спектрах характеристичних
втрат. Спираючись на цю концепцію в роботах [44, 45] було запро-
поновано визначати відношення ІЛ поверхневих та об’ємних плаз-
монів через енергію Е0 за допомогою наступного рівнання:
=
+
п,об
п,об пл 0
еф 0 п об
пл 0 пл 0
( )
( )
( ) ( )
I E
R E
I E I E
, (5)
де
п,об
пл
I – ІЛ поверхневих та об’ємних плазмонів в залежності від
Е0. Результати обчислень для всіх зразків показано на рис. 12.
Загасання функції
п,об
еф 0
( )R E є різною для всіх зразків і різне зна-
чення енергії первинних електронів Е0, при яких інтенсивність лі-
нії поверхневих і об’ємних плазмонів є рівною. Для бору, заліза та
кремнію функція
п
еф
R повністю загасає при енергії Е0 < 250 еВ та 300
еВ відповідно, тоді як для ніобію та міді загасання залежности
п
еф 0
( )R E має тривалий характер. При енергії Е0 = 150 еВ значення
п
еф
R ≥ 0,9 для всіх чистих компонентів, крім Si. Для відпаленого
стопу, у порівнянні з аморфним станом, спостерігалось плавне зага-
сання
п
еф 0
( )R E . Але при низьких енергіях Е0 = 150—250 еВ функція
п
еф
R < 0,25 для відпаленого стопу, тоді як для аморфного стопу мак-
симальне значення
п
еф
R спостерігалось при Е0 = 150 еВ.
В роботах [12, 47] було виявлено зміни інтенсивности лінії повер-
хневих плазмонів відносно об’ємних плазмонів в залежності від ек-
спериментів при відбитті чи на проходження електронів крізь зра-
зок, товщини плівки та кута між поверхнею і розсіяними електро-
нами. В експериментах на проходження електронів для металів по-
верхневий плазмон легко ідентифікувати через характер зміни лінії
інтенсивности як функції товщини плівки та кута падіння первин-
них електронів. Було встановлено, що у випадку Ag, Al, Mg та Si ін-
тенсивність лінії об’ємних плазмонів є пропорційною товщині плів-
ки, тоді як лінія інтенсивности поверхневих плазмонів не залежить
від товщини. Тому поверхневі плазмонні збудження стають більш
домінуючими із зменшенням товщини плівки. Також виявлено, що
пік поверхневого плазмону зростає швидше ніж пік об ємного плаз-
мону, коли кут між поверхнею та розсіяними електронами зменшу-
ється. При дослідженнях на відбиття, перший критерій, наведений
вище, для ідентифікації поверхневих плазмонів може бути апрок-
симований варіюванням енергії первинних електронів Е0 [12]. Очі-
ЕЛЕМЕНТАРНІ ЗБУДЖЕННЯ ЕЛЕКТРОНІВ У ПРИПОВЕРХНЕВІЙ ОБЛАСТІ 203
кувалося, що пік поверхневого плазмону стане більш помітним від-
носно піку об’ємних плазмонів, в той час коли глибина проникнення
електронів зменшується із зменшенням енергії Е0. Проте в [61] Трі-
лвел повідомляє, що глибина проникнення, як метод ідентифікації
плазмонних збуджень, не є повністю однозначним. В роботах [17,
61—63] при варіюванні первинної енергії електронів спостерігалась
поява піків плазмонних збуджень для Ti, V, Cr, Fe та MgO. Для ни-
зьких енергій Е0 спостерігалось домінування поверхневих плазмо-
нів відносно піку об’ємних плазмонів, але із збільшенням енергії Е0
(або глибини зондування) для всіх зразків лінія інтенсивности
об’ємних плазмонів значно зростає по відношенню до поверхневих
плазмонів. При інтерпретації цих явищ для відбитих електронів іс-
нує декілька припущень, які інколи не узгоджуються між собою.
Проте, ми вважаємо, що для чистих металів зменшення лінії інтен-
сивности поверхневого плазмону із збільшенням енергії первинних
електронів Е0 пов’язано із зменшенням імовірності їх збудження на
відповідній глибині зондування приповерхневого шару та, навпаки,
це збільшує імовірність збудження об’ємних плазмонів [12]. У ви-
падку стопів до амплітуди загасання поверхневого плазмону можуть
бути додані сеґреґації одного або декількох компонентів стопу, фа-
зові виділення (див. рис. 11), а також результати зміни товщини
приповерхневої области стопу [8, 44, 45].
3.3. Міжзонні та внутрішньозонні переходи, йонізаційні втрати
В результаті взаємодії первинних електронів з електронами твердо-
го тіла відбуваються також міжзонні та внутрішньозонні переходи.
Часто механізм збудження таких характеристичних втрат буде за-
лежати від електронної та зонної структур матеріялів та локалізації
електронів в діяпазоні енергій ΔE = 0—10 еВ. Тільки від поверхонь Si
та Cu у спектрах ВЕЕ були виявлені піки слабої інтенсивности, які
визначені як міжзонні та внутрішньозонні переходи ΔE1 ≈ 1,3 еВ та
ΔE1 ≈ 8,9 еВ відповідно. Ці результати узгоджуються з іншими екс-
периментальними даними [8, 64], де досліджувалися спектри втрат
енергії при різних енергіях первинних електронів Е0 = 0,1—3 еВ для
Si(100). Попік та інші в [51] передбачали, що втрата енергії 1,3 еВ
пов’язана з електронним переходом між Бріллюеновими зонами
25
( )h′Γ —Χ1(Σ3) або 25
( )l′Γ —Χ1(Δ1). В представленій роботі для Si втрату
ΔE1 виявлено тільки при E0 < 200 еВ.
Поряд з збудженнями валентних електронів первинні електрони
можуть втратити частину енергії на йонізацію кістякових електро-
нів твердого тіла [65]. При йонізації внутрішнього рівня електрони,
що мають первинну енергію Е0, будуть формувати особливі піки в
спектрах характеристичних втрат dN/dE, відповідно до кінетичних
енергій
204 В. О. ТІНЬКОВ, А. С. ХОДАКІВСЬКИЙ
( )і 0 і 0 зв стану
E E E E E= − Δ = − − ε , (6)
де ΔEі – йонізаційна втрата, що є характеристичною для хемічного
елементу; Езв – енергія зв’язку внутрішнього електронного рівня;
εстану – енергія вакантного стану в зоні провідности. Вважається,
що більшість структурних піків, що спостерігалися для чистих
елементів в області високих втрат енергії, з’являються в результаті
збуджень внутрішніх рівнів і тому Рентґенові атомові рівні енергії
[66] є корисними при ідентифікації. В таблиці для всіх зразків
представлені значення йонізаційних втрат та механізм збудження.
Було встановлено, що поява йонізаційних ліній в спектрах ВЕЕ бу-
де залежати від енергії первинного електрону. Для поверхні заліза
піки внутрішніх рівнів М2 і М23 були виявлені при Е0 > 150 еВ, тоді
як лінія М1 спостерігалась тільки при Е0 > 500 еВ [13—19]. Від пове-
рхонь кремнію та бору йонізаційні лінії ΔEL2,3 та ΔEK були виявлені
при енергіях E0 > 200 еВ та 350 еВ [23—31, 36, 67]. У випадку повер-
хні ніобію були ідентифіковані чотири йонізаційні втрати ΔEN2 і
ΔEN1, ΔEM4 і ΔEM5 [38—42]. Проте при першому погляді положення
втрати енергії ΔE3 = ΔEN1 може бути визначений, як дублетна мода
2Еоб об’ємного плазмону. Як показано на рис. 5, інтенсивність лінії
характеристичної втрати ΔE3 ідентична до лінії інтенсивности
об’ємного плазмону у всьому діяпазоні енергії первинних електро-
нів E0, але це не є типовим для багатократної моди плазмону [47].
Тому для ніобію втрату ΔE3 не потрібно зв’язувати з модою 2Еоб, але
ми не відкидаємо, що втрата ΔE3 може бути результатом перекри-
вання втрат ΔEN1 та 2Еоб.
При інтерпретації характеристичних втрат з поверхні стопу
Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2 ми приймали до уваги як енергетичне розмі-
щення та інтенсивність лінії в спектрах ВЕЕ у порівнянні зі спект-
рами ВЕЕ для чистих компонентів стопу. Завдяки цьому, ми визна-
чили наступні йонізаційні втрати:
Fe
2,3M
EΔ та
Fe
1M
EΔ ,
Cu
2,3M
EΔ та
Cu
1M
EΔ ,
Si
2L
EΔ та
Si
3L
EΔ ,
B
K
EΔ (див. табл.). Але в спектрах ВЕЕ від поверхні
стопу не було виявлено жодну йонізаційну лінію Nb. Імовірно, це
може бути пов’язано з поверхневими ефектами цього стопу, напри-
клад, з таким явищем, як поверхнева сеґреґація. При варіюванні
енергії первинних електронів від 150 еВ до 650 еВ для відпаленого
та аморфного стопів не спостерігався значний зсув енергії йоніза-
ційних втрат. Проте встановлено зміну інтенсивности йонізаційної
лінії компонентів стопу при зміні Е0. Ми вважаємо, що в першу
чергу це пов’язане із зміною елементного складу в приповерхневій
області стопу. Добре відомо, що відносна лінія інтенсивности йоні-
заційної втрати компоненту стопу є пропорційною до концентрації
цього елементу в системі. Тому правильне відділення йонізаційних
піків дозволить в нашій наступній роботі дослідити розподіл елеме-
нтів за глибиною для поверхні стопу Fe73,6Cu1Nb2,4Si15,8B7,2 методами
ЕЛЕМЕНТАРНІ ЗБУДЖЕННЯ ЕЛЕКТРОНІВ У ПРИПОВЕРХНЕВІЙ ОБЛАСТІ 205
йонізаційної спектроскопії, як це було зроблено для поверхні стопу
Co—Cr—Mo [44, 48].
Ми не ідентифікували деякі характеристичні втрати для всіх
зразків, що з’являлись в спектрах характеристичних втрат. Мож-
ливо, їх поява – результат перекривання і віднімання та/або дода-
вання міжзонних переходів, плазмонів, йонізаційних втрат та Оже-
ліній. (В таблиці їх було позначено як втрату енергії ΔEі.)
4. ВИСНОВКИ
Спектер характеристичних втрат енергії електронів для зовнішньої
поверхні стрічки аморфного стопу Fe73,6Si15,8B7,2Cu1Nb2,4 має склад-
ну структуру, яка подібна такій для чистого Fe, а енергії поверхне-
вих і об’ємних плазмонів в стопі є близькими до енергій плазмонів у
Fe. В аморфному стопі поверхневі та об’ємні плазмони з’являються
при більших втратах енергії, чим у кристалізованому стопі (відпа-
леному при 750°С). Це явище пояснюється в термінах вільного
об’єму, фазових перетворень та явищем поверхневої сеґреґації. Ха-
рактер дисперсії поверхневих і об’ємних плазмонів при змінюванні
енергії первинних електронів може свідчити про дефіцит електро-
нів провідности в тонких поверхневих шарах в аморфному стопі та
їх надлишок у кристалізованому стані. Варіювання енергії первин-
них електронів призводить до зміни інтенсивности йонізаційних
ліній компонентів стопу без помітного зсуву енергії йонізаційних
втрат для відпаленого та аморфного стопів, що головним чином
пов’язано із зміною елементного складу в приповерхній області
стопу.
ПОДЯКА
Автори висловлюють подяку проф. М. О. Васильєву за корисну
дискусію та д-ру В. К. Носенко за надання експериментальних зра-
зків аморфних стопів.
ЦИТОВАНА ЛІТЕРАТУРА
1. Y. Yoshizawa, S. Oguma, and K. Yamauchi, J. Appl. Phys., 64: 6044 (1988).
2. G. Herzer, Nanocrystalline Soft Magnetic Alloys: Handbook of Magnetic Mate-
rials (Ed. K. H. J. Bushow) (Amsterdam: Elsevier Science: 1997).
3. S. P. Chenakin, M. A. Vasylyev, G. G. Galstyan, and N. Kruse, Surf. Sci., 600:
3394 (2006).
4. S. P. Chenakin, G. G. Galstyan, A. B. Tolstogouzov, and N. Kruse, Surf. Inter-
face Anal., 41: 231 (2009).
5. Surface and Thin Film Analysis Principles, Instrumentation, Applications (Eds.
206 В. О. ТІНЬКОВ, А. С. ХОДАКІВСЬКИЙ
H. Bubert and H. Jenett) (Weinheim: Wiley-VCH Verlag GmbH: 2002).
6. H. Ibach, Electron Energy Loss Spectroscopy and Surface Vibrations (New
York: Academic Press: 1982).
7. M. A. Vasil’ev and S. D. Gorodetsky, Vacuum, 37: 723 (1987).
8. M. A. Vasylyev, V. A. Tinkov, and B. E. Nieuwenhuys, J. Electron Spectrosc.
Relat. Phenom., 159: 63 (2007).
9. D. Pines, Elementary Excitations in Solids (New York: Benjamin Press: 1963).
10. M. P. Seah and W. A. Dench, Surf. Interface Anal., 1, No. 1: 2 (1979).
11. C. J. Powell and A. Jablonski, J. Phys. Chem. Ref. Data, 28, No. 1: 19 (1999).
12. H. Raether, Surface Plasmon on Smooth and Rough Surface and Grating (Ber-
lin: Springer-Verlag: 1986).
13. J. L. Robins and J. B. Swan, Proc. Phys. Soc., 76: 875 (1960).
14. E. A. Bakulin, M. M. Bredov, and V. A. Vasiliev, Sov. Phys. Solid State, 13:
3114 (1972).
15. D. L. Misell and A. J. Atkins, Phil. Mag., 27: 95 (1973).
16. C. Wehekel and B. Gauthé, Phys. Stat. Sol. B, 64: 515 (1974).
17. B. Egert and G. Panzner, J. Phys. F: Metal Phys., 11: L233 (1981).
18. P. N. Ross and K. A. Gaugler, Surf. Sci., 122: L579 (1982).
19. G. N. Raikar and S. M. Thurgate, J. Phys.: Condens. Matter, 3: 1931 (1991).
20. F. Yubero and S. Tougaard, Surf. Interface Anal., 19: 269 (1992).
21. W. S. M. Werner, Surf. Sci., 26: 588 (2005).
22. W. S. M. Werner, Surf. Sci., 601: 2125 (2007).
23. J. E. Rowe and S. B. Christman, Phys. Lett. A, 43: 377 (1973).
24. A. Koma and R. Ludeke, Phys. Rev. Lett., 35: 107 (1975).
25. J. E. Rowe, H. Ibach, and H. Froitzheim, Surf. Sci., 48: 44 (1975).
26. C. H. Chen, J. Silcox, and R. Vincent, Phys. Rev. B, 12: 64 (1975).
27. J. Stiebling and H. Raether, Phys. Rev. Lett., 40: 1293 (1978).
28. K. J. Gruntz, L. Ley, and R. L. Johnson, Phys. Rev. B, 24: 2069 (1981).
29. M. Dapor, Surf. Sci., 600: 4728 (2006).
30. G. Nicotra, C. Bongiorno, L. Caristia et al., Microelectronic Eng., 84: 486
(2007).
31. E. Paparazzo, L. Moretto, and M. Brolatti, Vacuum, 65: 193 (2002).
32. W. S. M. Werner, Surf. Sci., 526: L159 (2003).
33. S. Tougaard and F. Yubero, Surf. Interface Anal., 36: 824 (2004).
34. Y. Yu, Z. Tang, Y. Jiang, K. Wu, and E. Wang, Surf. Sci., 600: 4966 (2006).
35. W. S. M. Werner, L. Kövér, S. Egri et al., Surf. Sci., 585 (2005).
36. H. E. Bishop and J. C. Riviére, Appl. Phys. Lett., 16: 21 (1970).
37. J. M. Thomas, T. G. Sparrow, M. K. Uppal, and B. G. Wlliams, Phil. Trans. R.
Soc. Lond. A, 318: 259 (1986).
38. M. J. Lynch and J. B. Swan, Aust. J. Phys., 21: 811 (1968).
39. V. V. Zashkvara, M. I. Korsunskii, V. S. Red’kin, and V. E. Masyagin, Sov.
Phys. Solid State, 11: 3083 (1970).
40. V. V. Zashkvara, M. I. Korsunskii, V. S. Red’kin, and K. Sh. Chokin, Sov. Phys.
Solid State, 14: 1891 (1973).
41. J. H. Weaver, D. W. Lynch, and C. G. Olson, Phys. Rev. B, 7: 4311 (1973).
42. W. K. Schubert and E. L. Wolf, Phys. Rev. B, 20: 1855 (1979).
43. I. Stará, S. Zuber, B. Gruzza, and V. Matolín, Vacuum, 50: 89 (1998).
44. M. A. Vasylyev, V. A. Tinkov, and P. A. Gurin, Appl. Surf. Sci., 254: 4671
(2008).
ЕЛЕМЕНТАРНІ ЗБУДЖЕННЯ ЕЛЕКТРОНІВ У ПРИПОВЕРХНЕВІЙ ОБЛАСТІ 207
45. M. A. Vasylyev and V. A. Tinkov, Surf. Rev. Lett., 15, No. 5: 635 (2008).
46. R. H. Ritchie, Phys. Rev., 106: 874 (1957).
47. H. Raether, Excitation of Plasmons and Interband Transitions by Electrons.
Springer Tracts in Modern Physics. Vol. 88 (Berlin: Springer-Verlag: 1980).
48. А. М. Глезер, Б. В. Молотилов, Структура и механические свойства
аморфных сплавов (Москва: Металлургия: 1992).
49. V. I. Betekhtin, E. L. Gyulikhandanov, A. G. Kadomtsev et al., Phys. Solid
State, 42, No. 8: 1460 (2000).
50. V. E. Korsukov and A. S. Lukyanenko, Z. Phys. B, 53: 143 (1983).
51. A. D. Boardman, B. V. Paranjape, and R. Teshima, Surf. Sci., 49: 275 (1975).
52. B. B. Dasgupta, P. Kumar, and D. E. Beck, Surf. Sci., 48: 241 (1975).
53. P. A. Dowben and A. Miller, Surface Segregation Phenomena (Boca Raton, FL:
CRC Press: 1990).
54. Н. И. Носкова, В. В. Сериков, А. А. Глазер и др., ФММ, 7: 80 (1992).
55. Н. И. Носкова, Е. Г. Пономарева, ФММ, 82, № 5: 163 (1996).
56. T. Graf, M. Kopcewicz, and J. Hesse, J. Phys.: Condens. Matter, 8: 3897 (1996).
57. O. Klemperer and J. P. G. Shepherd, Brit. J. Appl. Phys., 14: 89 (1963).
58. D. R. Spalding and A. J. F. Metherell, Phil. Mag., 18: 41 (1968).
59. E. A. Bakulin, M. M. Bredov, and V. A. Vasiliev, Sov. Phys. Solid State, 14:
2430 (1972).
60. J. L. Verger-Gaugry, P. Guyot, and M. Audier, Phys. Lett. A, 117: 307 (1986).
61. J. Thirlwell, Proc. Phys. Soc., 91: 552 (1967).
62. G. W. Simmons and E. J. Scheibner, J. Appl. Phys., 43: 693 (1992).
63. V. E. Henrich, G. Dresselhaus, and H. L. Zeiger, Phys. Rev. B, 22: 4764 (1980).
64. T. Yu. Popik, V. M. Feyer, O. B. Shpenik, and Yu. V. Popik, Rad. Phys. Chem.,
68: 251 (2003).
65. R. L. Gerlach, J. Vac. Sci. Technol., 8: 599 (1971).
66. K. Siegbahn, C. Nordling, A. Fahlman et al., ESCA: Atomic, Molecular and Sol-
id State Structure Studied by Means of Electron Spectroscopy (Uppsala:
Almqvist and Wiksells: 1965).
67. R. F. Egerton, Phil. Trans. R. Soc. Lond. A, 305: 521 (1982).
68. V. A. Tinkov, M. A. Vasylyev, and P. A. Gurin, Vacuum, 83: 1014 (2009).
|
| id | nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-98161 |
| institution | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| issn | 1608-1021 |
| language | Ukrainian |
| last_indexed | 2025-12-07T16:43:01Z |
| publishDate | 2011 |
| publisher | Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України |
| record_format | dspace |
| spelling | Тіньков, В.О. Ходаківський, А.С. 2016-04-09T16:29:52Z 2016-04-09T16:29:52Z 2011 Елементарні збудження електронів у приповерхневій області аморфного та відпаленого стопу Fe₇₃,₆Cu₁Nb₂,₄Si₁₅,₈B₇,₂ / В.О. Тіньков, А.С. Ходаківський // Успехи физики металлов. — 2011. — Т. 12, № 2. — С. 183-207. — Бібліогр.: 68 назв. — укр. 1608-1021 PACS numbers: 68.37.Hk, 71.45.Gm, 73.20.Mf, 73.22.Lp, 79.20.Uv, 82.80.Pv https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/98161 Методою спектроскопії характеристичних втрат енергії електронів досліджено електронні стани поверхні аморфного та відпаленого стопу Fe₇₃,₆Cu₁Nb₂,₄Si₁₅,₈B₇,₂ (FINEMET) і його компонентів. Характеристичні втрати електронів вимірювалися зміною енергії жмута первинних електронів Е₀ від 150 до 650 еВ. Спектри характеристичних втрат енергії складалися з основних піків, яких інтерпретували як такі, що відповідають поверхневим й об’ємним плазмонам, їх модам, міжзонним переходам та йонізаційним втратам. З’ясовано, що виміряні енергії збудження плазмонів не відповідають розрахованим значенням згідно з класичною теорією колективних збуджень у твердому тілі. Для всіх зразків спостерігалися зміни інтенсивности ліній поверхневих та об’ємних плазмонів в залежності від енергії первинних електронів Е₀. Electron energy loss spectroscopy is used at investigation of the electron states of amorphous and annealed Fe₇₃,₆Cu₁Nb₂,₄Si₁₅,₈B₇,₂ alloy surface and alloy components. Electron energy losses are measured at changing of the primary electron beam energies Е₀ from 150 to 650 eV. The characteristic energy loss spectra consist of main peaks, which are interpreted as corresponding to the surface and bulk plasmons, combination surface and bulk loss, high harmonics of plasma losses, interband transitions, and ionization of core levels. The measured energies for the plasmon excitations are found to be in disagreement with values calculated according to the classical theory of the collective excitations in solids. Changes in the intensity lines of surface and bulk plasmons are observed for all specimens depending on primary electron energy Е₀. Методом спектроскопии характеристических потерь энергии электронов исследованы состояния электронов поверхности аморфного и отожжённого сплава Fe₇₃,₆Cu₁Nb₂,₄Si₁₅,₈B₇,₂ (FINEMET) и его компонентов. Характеристические потери электронов измерялись в интервале энергии пучка первичных электронов Е₀ от 150 до 650 эВ. Спектры характеристических потерь состояли из пиков, которые интерпретировались как соответствующие поверхностным и объёмным плазмонам, их модам, межзонным переходам и ионизационным потерям. Установлено, что измеренные энергии возбуждения плазмонов отличаются от результатов, полученных в рамках классической теории коллективных возбуждений в твёрдом теле. Для всех образцов наблюдались изменения интенсивности линий поверхностных и объёмных плазмонов в зависимости от энергии первичных электронов Е₀. Автори висловлюють подяку проф. М. О. Васильєву за корисну дискусію та д-ру В. К. Носенко за надання експериментальних зразків аморфних стопів. uk Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України Успехи физики металлов Елементарні збудження електронів у приповерхневій області аморфного та відпаленого стопу Fe₇₃,₆Cu₁Nb₂,₄Si₁₅,₈B₇,₂ Elementary Excitations of Electrons in Surficial Region of the Amorphous and Annealed Fe₇₃,₆Cu₁Nb₂,₄Si₁₅,₈B₇,₂ Alloy Article published earlier |
| spellingShingle | Елементарні збудження електронів у приповерхневій області аморфного та відпаленого стопу Fe₇₃,₆Cu₁Nb₂,₄Si₁₅,₈B₇,₂ Тіньков, В.О. Ходаківський, А.С. |
| title | Елементарні збудження електронів у приповерхневій області аморфного та відпаленого стопу Fe₇₃,₆Cu₁Nb₂,₄Si₁₅,₈B₇,₂ |
| title_alt | Elementary Excitations of Electrons in Surficial Region of the Amorphous and Annealed Fe₇₃,₆Cu₁Nb₂,₄Si₁₅,₈B₇,₂ Alloy |
| title_full | Елементарні збудження електронів у приповерхневій області аморфного та відпаленого стопу Fe₇₃,₆Cu₁Nb₂,₄Si₁₅,₈B₇,₂ |
| title_fullStr | Елементарні збудження електронів у приповерхневій області аморфного та відпаленого стопу Fe₇₃,₆Cu₁Nb₂,₄Si₁₅,₈B₇,₂ |
| title_full_unstemmed | Елементарні збудження електронів у приповерхневій області аморфного та відпаленого стопу Fe₇₃,₆Cu₁Nb₂,₄Si₁₅,₈B₇,₂ |
| title_short | Елементарні збудження електронів у приповерхневій області аморфного та відпаленого стопу Fe₇₃,₆Cu₁Nb₂,₄Si₁₅,₈B₇,₂ |
| title_sort | елементарні збудження електронів у приповерхневій області аморфного та відпаленого стопу fe₇₃,₆cu₁nb₂,₄si₁₅,₈b₇,₂ |
| url | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/98161 |
| work_keys_str_mv | AT tínʹkovvo elementarnízbudžennâelektronívupripoverhnevíioblastíamorfnogotavídpalenogostopufe736cu1nb24si158b72 AT hodakívsʹkiias elementarnízbudžennâelektronívupripoverhnevíioblastíamorfnogotavídpalenogostopufe736cu1nb24si158b72 AT tínʹkovvo elementaryexcitationsofelectronsinsurficialregionoftheamorphousandannealedfe736cu1nb24si158b72alloy AT hodakívsʹkiias elementaryexcitationsofelectronsinsurficialregionoftheamorphousandannealedfe736cu1nb24si158b72alloy |