3 Auger-Elektronenspektroskopie (AES) - KOPS - Universität Konstanz

Wachstum selbstorganisierter 

Gadolinium-Nanostrukturen auf 

Wolframdiselenid 

Diplomarbeit 

vorgelegt von 

Andreas Liebig 

ArbeitsgruppeProf.Dr.G.Schatz 

Fachbereich Physik 

Mathematisch-Naturwissenschaftliche Sektion 

Universität Konstanz

ii 

Es ist nicht einfach, erfolglose von erfolgreichen Experimenten zu 

unterscheiden, denn die meisten Arbeiten, die am Schluß erfolgreich 

sind, stellen das Resultat einer Reihe erfolgloser Experimente dar, in 

denen die Schwierigkeiten schrittweise ausgemerzt wurden. 

Robert H. Goddard

Inhaltsverzeichnis 

Einleitung v 

1 Metallische Nanostrukturen auf Schichtgitterhalbleitern 1 

1.1 Nukleation und Kristallwachstum . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1 

1.1.1 Oberflächenenergie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1 

1.1.2 Wulff-Konstruktion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2 

1.1.3 Realkristalle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3 

1.1.4 Dünne Schichten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4 

1.1.5 G itterfehlanpassung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7 

1.2 G adolinium . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8 

1.3 Wolframdiselenid . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8 

1.3.1 Tunnelspektroskopie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9 

2 Experimentelle Grundlagen 11 

2.1 Molekularstrahlepitaxie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11 

2.2 Die MBE-Anlage MEDUSA . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12 

2.2.1 Triodenpumpe . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13 

2.2.2 Deposition . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13 

2.3 Untersuchungsmethoden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13 

2.3.1 AES . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13 

2.3.2 Elektronenbeugung an Oberflächen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15 

2.3.3 Rastertunnelmikroskopie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17 

3 Auger-Elektronenspektroskopie (AES) 21 

3.1 Einführung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21 

3.2 Quantifizierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22 

3.2.1 Apparative Einflüsse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22 

3.2.2 mittlere freie Weglänge . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27 

3.2.3 Stöchiometrie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28 

3.2.4 Adsorbatschichten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30 

3.3 Zusammenfassung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32 

4 Ergebnisse 35 

4.1 Beobachtungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35 

4.2 Augerspektroskopie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37 

4.3 STM . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 40 

4.3.1 erste Versuche . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 40 

4.3.2 Dünne Filme . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42 

iii

Inhaltsverzeichnis 

4.3.3 Nanostrukturierte Filme . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42 

5 Zusammenfassung 47 

6 Ausblick 49 

7 Literaturverzeichnis 51 

8 Danke! 55 

iv

Einleitung 

Die Ausnutzung der Selbstorganisation 

zur Strukturierung wurde in den letzten Jahren 

zunehmend untersucht, da die Strukturgröße 

der technisch verwendeten Bauteile 

bereits nahe der Auflösungsgrenze optischer 

Lithographie liegt. Elektronenstrahllithographie 

gestattet zwar deutlich kleinere 

Strukturen, ist aber für die industrielle Anwendung 

noch zu aufwendig. Hochinteressant 

ist daher in diesem Zusammenhang auch die 

Kombination von lithographischen Techniken 

mit selbstorganisierten Wachstumsprozessen 

(siehe Kapon [Kap02]). 

In den vergangenen Jahren wurden für 

die Legierung CoPt3 teilweise äußerst interessante 

magnetische Eigenschaften festgestellt. 

So kann es zum Beispiel in einem 

dünnen Film zu magnetischer Anisotropie 

senkrecht zur Fläche kommen (siehe Rooney 

et al. [RST95]). Andererseit hat sich 

gezeigt, dass CoPt3 auf dem Schichtgitterhalbleiter 

WSe2 nicht nur in reinem Inselwachstum 

kristallisiert, sondern die inerte 

Substratoberfläche das Auftreten einer chemisch 

geordneten Legierung begünstigt. 

Wie Albrecht et al. [AMT01] gezeigt 

haben, kann das selbstorganisierte Wachstum 

ausgenutzt werden, um eine sehr scharfe 

Größenverteilung der Strukturen zu erhalten. 

Die granularen Strukturen sind von 

großem Interesse für die magnetische Datenspeicherung. 

Es wird angenommen, dass es 

möglich ist, durch solche Materialien von der 

bisherigen in-plane-Lage der benutzten Domänen 

zu einer senkrechten Orientierung zu 

gelangen. Dies würde höhere Speicherdichten 

ermöglichen. 

In den klassischen Ferromagneten Eisen, 

Cobalt und Nickel wird der Magnetismus 

von den itineranten 3d-Elektronen getragen 

(Stoner-Magnetismus). Im Gegensatz dazu 

sind bei den Seltenerdmetallen die 4f-Elektronen 

lokalisiert (Heisenberg-Magnetismus). 

Daher fanden in den vergangenen Jahren die 

C15-Lavesphasen RM2 (R Seltenerdmetall, 

M 3d-Übergangsmetall Fe, Co, Ni) zunehmendes 

Interesse. Es gibt in dieser Klasse sowohl 

Paramagneten als auch Band- und Heisenberg-Ferromagneten. 

Teilweise wird auch 

durch das Molekularfeld der Seltenerdatome 

ein Band-Magnetismus induziert (de la Presa 

et al. [PMP00]). 

Das Ziel der vorliegenden Arbeit war 

es nun, das Wachstum von Gadolinium auf 

Wolframdiselenid zu charakterisieren. Als 

Fernziel war dabei die Untersuchung von 

GdNi2-Strukturen auf dem selben Substrat 

angedacht. 

Aber bereits die reinen Gadolinium- 

Strukturen sind von einigem Interesse. Für 

Filme aus 3d-Bandmagneten wurde bereits 

vor längerem die Abnahme der Curie-Temperatur 

mit der Filmdicke untersucht. Gajdzik 

et al. [GTS98] haben vor einigen Jahren das 

Verhalten von Gadolinium-Filmen im Submonolagen-Bereich 

untersucht. Dabei wurde 

Lagenwachstum auf der Niob(110)-Oberfläche 

untersucht. Ferromagnetisches Verhalten 

wurde bis hinab zu einer halben Monolage 

nachgewiesen. 

Da das System Gadolinium auf Wolframdiselenid 

aufgrund der van-der-Waals- 

Oberfläche des Substrates Inselwachstum erwarten 

ließ, lag es nahe, die Untersuchungen 

v

Einleitung 

an diesem System fortzuführen. 

Allerdings war dabei eine Schwierigkeit 

zu erwarten: Die Seltenerdmetalle haben 

einen sehr großen Atomradius. Bei allen bisher 

auf den Schichtstrukturhalbleitern untersuchten 

Metallen war die Gitterkonstante 

kleiner als die des Substrates. Dies ist bei 

vi 

Gadolinium gerade umgekehrt. Die dadurch 

auftretende hohe Grenzflächenspannung läßt 

zwar erst recht Inselwachstum erwarten, dies 

kann aber unerwünschte Auswirkungen auf 

die Kristallstruktur haben und zu amorphem 

Wachstum führen.

1 Metallische Nanostrukturen auf 

Schichtgitterhalbleitern 

1.1 Nukleation und Kristallwachstum 

Bei dem Aufwachsen von Strukturen auf 

Oberflächen handelt es sich um Nichtgleichgewichtsprozesse. 

Bevor die Vorgänge auf einer 

Oberfläche diskutiert werden, wollen wir 

einen Blick auf das Wachstum von Kristallen 

im Gleichgewicht oder Quasi-Gleichgewicht 

werfen. 

Dazu betrachten wir zunächst die Bildung 

eines Kristalls aus einer Lösung (es besteht 

kein grundlegender Unterschied zu der 

Kristallbildung aus der Schmelze und der aus 

der Gasphase). 

Die Löslichkeit des Stoffes ist von der 

Temperatur abhängig. Solange die Temperatur 

ausreichend hoch ist, ist die Lösung stabil. 

Bei tieferen Temperaturen wird die feste 

(kristalline) Phase stabil. In einem Übergangsbereich 

(Ostwald-Miers-Bereich) ist die 

kristalline Phase bereits stabil, es können 

sich aber keine Kristallite spontan bilden 

[Mue97]. Das bedeutet, ein Keimkristall in 

der übersättigten Lösung wächst, ohne dass 

weitere Keime entstehen. Deshalb ist dieser 

Bereich für die Kristallzucht sehr wichtig. Zu 

starke Unterkühlung würde spontane Keimbildung 

ermöglichen, der entstehende Festkörper 

wäre polykristallin. 

Da durch die Kristallisation die Konzentration 

abnimmt, muß die Lösung während 

des Kristallwachstums langsam abgekühlt 

werden. 

Bei geologischen Prozessen, bei denen extrem 

geringe Abkühlraten auftreten, können 

daher riesige Einkristalle entstehen (bei Feldspat 

bis zu mehreren Metern Länge [Nys01]). 

Die atomare Struktur des – idealen, ohne 

Wandberührung wachsenden – Kristalls 

ist dabei in seinem Inneren durch die Wechselwirkung 

(kovalent, ionisch oder van-der- 

Waals) zwischen seinen Bausteinen sowie deren 

” Form“ gegeben. 

Was bestimmt aber nun die makroskopische 

” Form“ (Morphologie) des Kristalls? 

1.1.1 Oberflächenenergie 

Da wir uns noch bei der thermodynamischen 

Beschreibung des Kristalls befinden, muß die 

Kristallform aus einer Gleichgewichtsbedingung 

folgen. Die folgende Beschreibung folgt 

in etwa [Lut96]. 

Betrachten wir eine Oberfläche eines 

Festkörpers im Gleichgewicht mit der 

Dampfphase. Die Zustandsgrößen des Festkörpers 

müssen in der Grenzschicht (mit einer 

Dicke t) stetig in die des Dampfes übergehen. 

Dabei wird der Druck p –alsKraft 

orthogonal zu einer Einheitsfläche – in allen 

Richtungen gleich sein, genau wie im Dampf. 

Auch die Kraft senkrecht zur Grenzfläche 

wird immer gleich sein. 

Für eine Fläche bt senkrecht zur Oberfläche 

muß die Kraft etwas modifiziert werden: 

1

1 Metallische Nanostrukturen auf Schichtgitterhalbleitern 

f⊥ = pbt − γb (1.1) 

Dabei ist γ die Grenzflächenspannung. 

Um zur Freien Energie zu gelangen, betrachten 

wir eine differentielle Volumenänderung 

eines Volumenelements der Oberfläche 

V S = A ∗ t (t ist wieder die Dicke der Grenzschicht) 

durch eine Flächenänderung dA und 

eine Dickenänderung dt. Die zu verrichtende 

Arbeit ist: 

−pAdt−(pt−γ)dA = −p(Adt+tdA)+γdA 

= −pdV S + γdA (1.2) 

Für das Differential der Freien Energie ergibt 

sich: 

dF S = −S S dT − pdV S + γdA + � 

i 

µidn S i 

(1.3) 

SS , V S , nS i sind Entropie, Volumen und Teilchenzahl 

des Grenzflächenbereichs. Ausnutzen 

der Homogenität des Integrationsvolumens 

ergibt: 

dF S � 

= −dη −pV S + γA + � 

� 

i 

µin S i 

(1.4) 

Da sich die Freie Energie im selben Verhältnis 

wie Volumen, Fläche und Teilchenzahl 

ändern muß, gilt weiter: 

dF S = −F S dη (1.5) 

Aus 1.5 und 1.4 folgt: 

F S = −pV S + γA + � 

i 

µin S i 

(1.6) 

Gleichung 1.6 ist analog zu der bekannten 

Beziehung 

G = � 

µinii = F + pV (1.7) 

Damit erhält man: 

G S = � 

2 

i 

i 

µin S i = F S + pV − γA (1.8) 

Differenzieren ergibt mit 1.3: 

dG S = −S S dT + V S dp − Adγ + � 

i 

µidn S i 

(1.9) 

Wir sehen, dass die Oberflächenspannung γ 

einen zusätzlichen Beitrag zur Freien Energie 

(und zur Gibbsschen Freien Enthalpie) liefert. 

Sie ist die (reversible) Arbeit, die zur 

Bildung einer Einheitsoberfläche notwendig 

ist. 

1.1.2 Wulff-Konstruktion 

Aus dem Obigen folgt, dass die Gleichgewichtsform 

eines Festkörpers durch Minimierung 

der Oberflächenenergie erreicht wird. 

Ist die Oberflächenenergie isotrop, wie 

dies bei amorphen Festkörpern der Fall ist 

(prinzipiell gilt obige Betrachtung auch für 

Flüssigkeiten), wird natürlich durch Kugelform 

die Gesamtoberfläche minimiert. 

Wenn aber nun γ von der Orientierung 

der Oberfläche (ausgedrückt durch die Millerschen 

Indices (hkl)) abhängt, wird die 

Oberfläche ein Polyeder sein, dessen Flächen 

durch Kristallebenen gegeben sind. 

Um die Gleichgewichtsform zu ermitteln 

trägt man nach Wulff [Wul01] die Oberflächenspannung 

γ als Funktion des Winkels φ 

in einem Polardiagramm auf. 

Die Normalen der Radiusvektoren werden 

Wulff-Ebenen genannt. Ihre innere Einhüllende 

ergibt die Gleichgewichtsform des Kristalls. 

Anders ausgedrückt: Bei einem Wachstum 

des Kristalls um n Monomere verändert 

sich die Freie Enthalpie durch Vergrößerung 

der Oberflächen sowie durch das chemische 

Potential: 

k� 

∆G(n) =−n∆µ + 

(1.10) 

j=1 

γjAj 

Dabei bezeichnet der Index j die Kristallflächen. 

Für das Gleichgewicht gilt dann 

(Wulff-Theorem): 

γ1 

h1 

= γ2 

h2 

= ... = γk 

hk 

(1.11)

wobei hi die Abstände der jeweiligen Kristallfacette 

vom Zentrum des Kristalls sind. 

Abbildung 1.1: Wulff-Konstruktion. Aus [Lut96] 

Damit läßt sich nun aus den Oberflächenenergien 

die Gleichgewichtsform eines 

Kristalls bestimmen. Allerdings sind Bestimmungen 

von γ(hkl) für Festkörper/Dampf- 

Grenzflächen äußerst schwierig, und es gibt 

nur wenige Literaturdaten. Daher geht man 

meistens den umgekehrten Weg und erhält 

aus den Gleichgewichtsformen Informationen 

über die Grenzflächenenergien. 

Daraus folgt dann auch sofort, dass die 

Kristallform durch die Facetten mit der geringsten 

Oberflächenenergie bestimmt wird. 

Wir können uns das auch kinetisch veranschaulichen: 

Facetten mit hoher Oberflächenenergie 

– zum Beispiel stark gestufte, hochindizierte 

Flächen – wachsen am schnellsten. 

Da sie beim Wachsen immer schmäler werden, 

werden sie schließlich von den langsamer 

wachsenden bedeckt und verschwinden 

[Atk83]. 


1.1.3 Realkristalle 

In der Realität wird das Kristallwachstum 

noch durch andere Faktoren bestimmt (auch 

wenn eine höhere Oberflächenenergie zur 

schnelleren Anlagerung beiträgt). Da Anlagerung 

an der Stufenkante energetisch am 

günstigsten ist, besteht die höchste Wahrscheinlichkeit 

zur Anlagerung eines Atoms 

oder Moleküls in der Halbkristalllage, das 

heißt, einer Stufe in einer Terasse der letzten, 

erst teilweise gefüllten Monolage. Dort 

anlagernde Atome können bereits halb so 

viele Bindungen ausbilden wie im Volumen 

[Vog97]. Daraus ergibt sich, dass der Anfang 

einer neuen Ebene ein relativ unwahrscheinlicher 

Vorgang ist. Reale Kristalle können daher 

fast nur durch Gitterfehler wachsen. Besonders 

bieten sich Schraubenversetzungen 

an, da diese nicht durch den Abschluß einer 

Lage verschwinden, sondern stetiges Wachstum 

erlauben. 

Durch die Abhängigkeit des Wachstums 

von den Eigenschaften des Keimkristalls können 

sich stark von der Wulff-Form ab- 

3


weichende Kristallformen ausbilden. Zum 

Beispiel können nadelförmige Einkristalle 

(Whisker, Haarkristalle) unter Umständen 

aus einer einzigen Schraubenversetzung hervorgehen. 

Diese weichen dann zwar stark von 

der makroskopischen Gleichgewichtsform ab, 

zeichnen sich aber durch besondere strukturelle 

Reinheit aus. 

Bisher sind wir davon ausgegangen, dass 

Kristalloberflächen einfach einen Schnitt 

durch die Struktur darstellen. Das Fehlen der 

Bindungen ” nach oben“ führt aber normalerweise 

zu einer Verschiebung der Gleichgewichtslage 

für die Oberflächenatome [Sch00]. 

Diese können zum Beispiel – ohne Veränderung 

des Oberflächengitters – senkrecht zur 

Oberfläche ausweichen, indem der Abstand 

zwischen den obersten Lagen verringert wird. 

Diese sogenannte Relaxation reicht oft oszillatorisch 

in das Volumen hinein. 

Die andere Möglichkeit, Spannungen abzubauen 

besteht in der Anpassung des Oberflächengitters 

(Rekonstruktion), wobei sehr viele 

Varianten auftreten könne. Als Beispiel sei 

die mit einer 1×1-Rekonstruktion konkurrierende 

7×7-Rekonstruktion der Si(111)-Oberfläche 

genannt. 

Weiter haben wir hier die Struktur selbst 

als ideal vorausgesetzt. Dies ist niemals der 

Fall, da sich eine gewisse Zahl von Fehlstellen 

(Eigenfehlstellen) im Kristall im thermodynamischen 

Gleichgewicht befindet. Zum 

Beispiel ist in einem Kupfer-Einkristall bei 

300 K das Verhältnis von unbesetzten zu besetzen 

Gitterplätzen 3 ∗ 10 −15 . Bei 1350 K 

(6 K unter dem Schmelzpunkt) liegt das Verhältnis 

bereits bei 6 ∗ 10 −4 [BE66]. 

1.1.4 Dünne Schichten 

Die gleichen Betrachtungen helfen auch beim 

Wachstum dünner Filme auf Oberflächen. 

Um einen stabilen Keim zu bilden müssen 

zu Beginn wieder Nukleationskeime zur Verfügung 

stehen, entweder durch Stufen und 

Kristallfehler des Substrates, oder durch zufällige 

Zusammenlagerung ausreichend vie- 

4 

ler Atome. Danach gelten die gleichen Gesetzmäßigkeiten 

für die Oberflächenenergien. 

Diese bestimmen die Form der entstehenden 

Strukturen. Wenn die Bildung der Grenzschicht 

zwischen Adsorbat und Substrat besonders 

günstig ist, überwiegt dieser Beitrag, 

und es bildet sich ein glatter Film. Ist die 

Grenzschicht energetisch ungünstig, bilden 

sich Inseln. Da die Inseldichte von der Keimdichte 

abhängt, muß diese zuerst betrachtet 

werden. 

Atome, die auf einer Oberfläche deponiert 

werden, werden dort in irgendeiner Form gebunden. 

Die Bindungsenergie, die wesentlich 

schwächer ist als die Bindungsenergie 

im Volumen, wirkt der Desorption entgegen. 

Oberflächendiffusion ist dagegen meist möglich. 

Die diffundierenden Atome können dann 

an speziellen Plätzen der Oberfläche eingefangen 

werden (heterogene Nukleation), zum 

Beispiel beim step flow“-Wachstum, bei dem 

” 

Anlagerung nur an Stufenkanten stattfindet. 

Sie können sich schließlich auch zu stabilen 

Keimen zusammenlagern (homogene Nukleation). 

Thermodynamisch läßt sich das Verhalten 

der adsorbierten Atome als zweidimensionales 

Gas beschreiben. Lagern sich Atome 

zu einer Insel mit dem Radius r zusammen, 

gewinnen sie Bindungsenergie. Aufgewendet 

werden muß dazu ein Beitrag zur Oberflächenspannung 

σ (dreidimensionale Inselbildung) 

oder zur Linienspannung γl (zweidimensionale 

Inselbildung). Pimpinelli [PiV98] 

gibt für die Freie Energie bei zwei- und dreidimensionaler 

Nukleation an: 

F2D = 2πγlr − π∆µr 2 

F3D = 2πσr 2 − 4 

3 π∆µr3 

(1.12) 

(1.13) 

Beide Ausdrücke zeigen qualitativ das gleiche 

Verhalten (siehe Abbildung 1.5): Bis zu 

einer gewissen Keimgröße (kritischer Radius) 

wird die freie Energie erhöht (das heißt, Anlagerung 

eines weiteren Atoms ist energetisch

a(bulk) 

Abbildung 1.2: Relaxation der obersten 

Monolagen 

a1 

a2 

Adsorption Desorption 

Nukleation 

Adsorption/ 

Oberflächendiffusion 

Desorption 

an speziellen Plätzen (Stufen, Kinks) 

a 


2a 

Abbildung 1.3: Rekonstruktion mit doppelter 

Gitterkonstante, zum Beispiel 

bei Au(110) und Si(111) 

Oberflächendiffusion 

Interdiffusion 

Abbildung 1.4: Skizze der Prozesse bei der Deposition von Atomen auf einer Oberfläche. Nach 

[Ven84], verändert 

ungünstig), danach wird ∂F/∂r negativ, die 

Insel ist stabil und kann weitere Atome anlagern. 

Bei niedrigen Temperaturen ist die kritische 

Keimgröße meist nur wenige Atome, 

bei hohen Temperaturen wirkt die thermische 

Energie destabilisierend [Ven84, ZhL97], 

die kritische Größe kann dann bei weit über 

1000 Atomen liegen. 

Das bedeutet nichts anderes, als dass bei 

höheren Substrattemperaturen größere Inseln 

beobachtet werden, da kleinere nicht 

mehr stabil sind. Bei tiefen Temperaturen 

verhindert dagegen die rasche Nukleation zu 

kleinen Inseln das Wachstum größerer. 

Die energetische – thermodynamische – 

Betrachtung muß natürlich vom Gleichgewicht 

ausgehen. Daher kann sie eigentlich 

erst einsetzen, wenn die Deposition beendet 

ist, und das System zur Ruhe kommt. 

Eine kinetische Behandlung der Nukleation 

ist über Ratengleichungen möglich. Die 

genaue Herleitung wird von Dieterich [Die00] 

gegeben, hier soll nur ein kurzer Überblick 

gegeben werden. 

Wir gehen wieder von auf der Oberfläche 

diffundierenden Atome (oder, allgemeiner 

Monomeren) aus. Deren Anzahl N1 wird 

durch die Aufdampfrate F erhöht, während 

der Einfang an Inseln der Größe s (mit einer 

Wahrscheinlichkeit kS) ihre Anzahl verringert. 

Also: 

dN1 

dt 

= F − N1 

∞� 

s=1 

ksNs 

(1.14) 

Für eine (variable) kritische Inselgröße i wird 

sich für große Zeiten t hauptsächlich eine Inselgröße 

einstellen. Über einen verallgemeinerten 

Skalenansatz kann man nach [Ven94, 

AFL94] die Inselgrößenverteilung darstellen. 

Damit ergibt sich ein Zusammenhang zwischen 

Aufdampfrate F , Inseldichte N, Diffusionskoeffizient 

D und der kritischen Keim- 

5


größe i: 

Freie Energie 

kritischer 

Radius 

Inselradius 

Abbildung 1.5: Prinzipielle Abhängigkeit der Freien Energie von der Inselgröße 

N ∝ 

� � i 

− 

D i+2 

F 

(1.15) 

1.15 gilt jedoch nur, wenn N beinahe unabhängig 

von t ist. Dies ist im sogenannten 

Aggregationsregime (etwa von 0.05 ML 

bis 0.33 ML) der Fall. In diesem Bereich ist 

die Monomerdichte bereits sehr gering, die 

meisten werden von bestehenden Inseln eingefangen; 

dadurch bleibt die Inseldichte relativ 

konstant. 

Für größere Bedeckungen erreichen wir 

den Bereich, in dem Inseln zusammenwachsen, 

womit man den Bereich der Nukleation 

verläßt. 

Für geringere Bedeckungen ist die Monomerdichte 

N1 noch höher als die Inseldichte,diedabeiständig 

wächst. Das intermediäre 

Regime mit abnehmender Monomerdichte 

(N >N1) leitet dann zum Aggregationsregime 

über. 

Diese Betrachtung geht nun von einer völlig 

defektfreien Oberfläche aus. Einfang an 

Defekten kann aber in einer Erweiterung mit 

einbezogen werden [HCH96, Jen98]. 

Für die Inselform muß Gleichung 1.11 

nun etwas modifiziert werden. Eine Facette 

(AA, γA) des wachsenden Kristallites berührt 

6 

die Oberfläche (AB, γB) auf einer Fläche 

AAB.Für die Bildung dieser Grenzfläche muß 

also nicht nur Energie aufgewendet werden, 

es gibt durch die Substrat-Adsorbat-Wechselwirkung 

auch einen Energiegewinn βAAB. 

β ist die spezifische freie Adhäsionsenergie. 

Gleichung 1.10 nimmt also diese Form an: 

�k−1 

∆G(n) =−n∆µ +(γA − β)AAB + 

j=1 

γjAj 

(1.16) 

Als Gleichgewichtsbeziehung folgt nun: 

γ1 

h1 

= γ2 

h2 

= ... = γA − β 

hAB 

(1.17) 

Die Verhältnisse sind in etwa aus Abbildung 

1.6 und 1.7 zu ersehen. 

Je nach dem Betrag der Oberflächenenergien 

erhalten wir nun verschiedene Wachstumsmodi: 

Ist die Wechselwirkung zwischen 

Substrat und Adsorbat groß, so wächst das 

Adsorbat in Monolagen auf. Eine neue Lage 

wird erst begonnen, wenn die voherige abgeschlossen 

ist (Frank-van-der-Merwe-Wachstum). 

Werden dagegen Substanzen mit hoher 

Kohäsionsenergie auf schwach wechselwirkende 

Substrate aufgebracht, ist die Ausbildung 

weiterer Facetten günstig, und es 

entstehen dreidimensionale Kristallite. Diese

γB 

γj, Aj hj 

hj 

γA, AA 

hA 

hA 

Abbildung 1.6: β =0 

wachsen erst bei hoher Bedeckung zusammen 

(Volmer-Weber-Wachstum). 

Hierbei haben wir zwei Dinge vernachlässigt: 

Erstens liefert die Entropie auch einen 

Beitrag zur Freien Oberflächenenergie, der 

bei höherer Temperatur zum Verschwinden 

von Kristallfacetten führen kann (Rauhigkeitsübergang). 

Dies tritt zum Beispiel bei 

4He-Kristallen (natürlich ein Extremfall) bereits 

bei 1.17 K auf. 

Zweitens haben wir Kristalle als Kontinuum 

betrachtet und den Einfluß der Gitterkonstanten 

vernachlässigt. 

1.1.5 Gitterfehlanpassung 

Häufig wird der Übergang von Frank-vander-Merwe- 

zu Volmer-Weber-Wachstum nur 

über den Unterschied in den Gitterkonstanten 

von Substrat und Adsorbat erklärt. Dies 

ist zu allgemein. Die Gitterfehlanpassung 

liefert eben einen zusätzlichen Beitrag zur 

Grenzflächenenergie. Daher wird im allgemeinen 

tatsächlich bei höherer Gitterfehlanpassung 

eher Inselwachstum zu beobachten 

sein. 

Bei sehr großer Substrat-Adsorbat-Wechselwirkung 

ist es durchaus möglich, dass das 

Substrat dem Adsorbat seine Kristallstruktur 

aufzwingt. Zumindest die erste Monolage 

wächst dann in Struktur und Gitterkonstan- 

A 

B 


γB 

γj, Aj hj 

hj 

γA, AA 

hA 

hAB 

hA 

Abbildung 1.7: 0


1.2 Gadolinium 

Da die Lanthaniden chemisch sehr ähnlich 

sind (stets gleiche Elektronenkonfiguration 

5d 1 6s 2 ) und in der Natur stets vergesellschaftet 

auftreten (auch mit Scandium und Yttrium), 

dauerte es beinahe ein Jahrhundert bis 

zu ihrer Reindarstellung. 

Die zunehmende Besetzung der 4f-Schale 

kompensiert die steigende Kernladung, 

so dass alle Lanthaniden in etwa die gleiche 

Ionisationsenergie haben. Auffallend ist 

der von Lanthan bis Lutetium abnehmende 

Atomradius (Lanthanidenkontraktion). 

Typisch ist die Oxydationsstufe +III. 

Um die Mitte der Lanthanidenreihe haben 

die Atome besonders viele ungepaarte 

Elektronen, daher sind sie oder ihre 

Salze normalerweise stark paramagnetisch 

[Mor96]. Gadolinium ist – mit einem magnetischen 

Moment von 7.95 µB – ferromagnetisch 

mit einer Curietemperatur von 289 K. 

1.3 Wolframdiselenid 

Unter den Übergangsmetalldichalkogeniden 

gibt es metallische Leiter, Isolatoren und 

Halbleiter. Besonders bekannt ist das halbleitende 

Molybdändisulfid, MoS2, das wegen 

seiner Schichtstruktur, die entfernt dem Graphit 

ähnelt und der zwischen den Schichten 

geringen Bindungsenergie häufig als Schmiermittel 

eingesetzt wird. 

Das in dieser Arbeit als Substrat verwendete 

Wolframdiselenid, WSe2 zeigt ähnliche 

Eigenschaften. Die Struktur (Raumgruppe 

P63/mmc) besteht aus beinahe unabhängigen 

Schichten. In jeder Schicht sind 

die Wolframatome zweidimensional dicht gepackt 

(hexagonal) und trigonalprismatisch 

von den Selen-Atomen umgeben. Zwischen 

zwei aufeinanderfolgenden Schichten wirken 

nur van-der-Waals-Kräfte. Die Schichtfolge 

8 

Verbindungen der Seltenerdmetalle haben 

teilweise sehr interessante magnetische 

Eigenschaften. Zum Beispiel kann Metamagnetismus 

auftreten, ein temperatur- und 

feldabhängiger Übergang von ferromagnetischer 

zu antiferromagnetischer Ordnung. 

Krug ([Kru00], dort auch weitere Literatur) 

untersucht in Lanthanid-Borkarbiden gleichzeitiges 

Auftreten von Antiferromagnetismus 

und Supraleitung, sowie ein ” reentrant“- 

Verhalten der Supraleitung, die bei Abkühlung 

durch Übergang in einen magnetischen 

Zustand gebrochen werden kann. 

Gadolinium kristallisiert in hexagonaler 

Struktur mit einer Gitterkonstanten von 

3.63 ˚ A in der A-B-Ebene und 5.78 ˚ A in der c- 

Achse. Bei 1535 K geht es in eine bcc-Phase 

mit a =4.05 ˚ A über. Daneben existiert noch 

eine ebenfalls hexagonale Hochdruckphase. 

Der Atomradius ist mit 1.8 ˚ A (1.61 ˚ AKovalenzradius) 

für ein Metall sehr groß. 

ist ABAB. Es gibt neben dieser sogenannten 

2H-Modifikation noch die 3R (R3m)- 

Struktur mit einer Stapelfolge ABCABC. Die 

beiden Modifikationen unterscheiden sich nur 

durch die Lage der Ebenen und zeigen sonst 

keine signifikanten Unterschiede [Mat97]. Die 

Gitterkonstante ist in a-b-Richtung 3.282 ˚A, in c-Richtung 12.96 ˚A. Der Kristall weist daher eine extrem ausgeprägte 

Spaltebene (0001) auf. Als Folge davon 

ist die (0001)-Oberfläche frei von nicht 

abgesättigten Bindungen. Dadurch ist die 

Wechselwirkung mit darauf deponierten Adsorbaten 

nur sehr gering. Für die meisten 

Systeme ist auf Wolframdiselenid Inselwachstum 

zu erwarten. 

Wolframdiselenid ist ein indirekter Halbleiter 

mit einer Bandlücke von 1.2 eV. Band-

1.3 Wolframdiselenid 

Abbildung 1.8: Die Molybdänit-Struktur von Wolframdiselenid. W-Atome rot, Se gelb dargestellt. 

Aus [NRL02] 

strukturrechnungen sagen Anisotropiefaktoren 

der elektrischen Leitfähigkeit von 2-3 voraus, 

experimentell findet man dagegen 10- 

10 6 . Dabei spielen wahrscheinlich Stapelfehler 

und ähnliche Effekte eine Rolle [Mat97]. 

1.3.1 Tunnelspektroskopie 

In dieser Arbeit sind in erster Linie die strukturellen 

Eigenschaften von Wolframdiselenid 

von Belang. Wegen der Abbildung mit dem 

Rastertunnelmikroskop durften die elektronischen 

Eigenschaften aber nicht vollkommen 

vernachlässigt werden. 

Während in Kapitel 2.3 die apparativen 

Aspekte der Tunnelmikroskopie angesprochen 

werden, soll hier kurz auf den Metall- 

Vakuum-Halbleiter-Tunnelkontakt eingegangen 

werden. Die Diskussion folgt im Wesentlichen 

Rettenberger [Ret98], für eine ausführlichere 

Behandlung wird auf die Dissertation 

von Matthes [Mat97] verwiesen. 

Der Tunnelstrom hängt selbstverständlich 

von den Zustandsdichten der Elektroden 

ab. Bei Tunnelkontakten zwischen Metallelektroden 

wird diese bei Annäherung der 

Elektroden nur minimal modifizert. Die Tunnelspannung 

fällt in der Vakuumbarriere ab. 

Bei Halbleitern ist das wegen der wesentlich 

größeren Abschirmlänge nicht der Fall. Die 

Spitze modifiziert die Bandstruktur der Probe. 

Allgemein ergibt sich die elektronische 

Struktur einer Oberfläche durch Projektion 

der Volumenstruktur auf die Oberflächen- 

Brillouinzone. Allerdings kann es neben den 

projezierten noch weitere Zustände geben, 

die auch in der Bandlücke liegen können. 

Man spricht von Oberflächenzuständen. Für 

deren Existenz gibt es verschiedene Ursachen, 

bei den Elementhalbleitern sind es typischerweise 

nicht abgesättigte Bindungen. 

Auch Defekte und Adsorbate können Oberflächenzustände 

ermöglichen. 

Das Neutralitätsniveau der Oberflächenzustände 

fällt im Allgemeinen nicht mit 

der Fermi-Energie des Hableiters zusammen. 

Dies führt zur Ausbildung einer Raumladungszone 

in der oberflächennahen Schicht 

und damit zu einer Bandverbiegung. Andererseits 

wird das Ferminiveau an der Oberfläche 

durch die Oberflächenzustände ” gepinnt“, 

das heißt, es verschiebt sich unter dem 

Einfluß der Tunnelspitze nicht mehr merklich. 

Bei Halbleitern mit hoher Oberflächenzustandsdichte 

können bei negativer Spitze 

Elektronen aus besetzten Zuständen der 

9


I 

Pr 

ICB Abbildung 1.9: Schematische Tunnelkennlinie eines p-dotierten Halbleiters ohne Oberflächenzustände. 

UPr ist die an der Probe angelegte Spannung. 

Spitze in das Leitungsband der Probe tunneln. 

Für eine positive Spitze werden umgekehrt 

Elektronen aus dem Valenzband der 

Probe in die Spitze tunneln. 

Dies führt zur Ausbildung eines typischen 

Niederstrombereichs, dessen Breite die Bandlücke 

Eg ist. Die ganze Kennlinie ist nicht 

symmetrisch zum Nullpunkt, sondern um die 

Bandverbiegung verschoben. 

Bei den Schichtgitterhalbleitern vom Molybdänit-Typ, 

zu denen auch WSe2 gehört, 

gibt es keine intrinsischen Oberflächenzustände. 

Dadurch ist das Ferminiveau nicht 

gepinnt, und die Bandverbiegung hängt von 

der Differenz der Austrittsarbeiten, der Tunnelspannung 

und dem Abstand zwischen 

Spitze und Probe ab. Wir gehen im Folgenden 

von einer p-Dotierung aus. Außerdem 

setzen wir voraus, dass die Austrittsarbeit 

der Metallspitze kleiner ist als die des Halbleiters. 

Bei kleinen Tunnelabständen von etwa 

1nmführt die Tunnelspitze auch ohne angelegte 

Spannung bereits zu einer Bandverbiegung. 

Legt man nun eine positive Spannung 

an die Spitze an, führt dies zu einer 

Vergrößerung der Bandverbiegung. Die Tunnelspannung 

fällt vollständig in der Raum- 

10 

I VB 

U 

Pr 

ladungszone des Hableiters ab. Es tritt lediglich 

ein sehr kleiner Strom auf, weil Elektronen 

aus dem Valenzband (Minoritäts-Ladungsträger) 

in die Spitze tunneln können. 

Dieser Strom liegt normalerweise unter der 

Detektionsschwelle. 

Eine negative Spitzenspannung (positive 

Probe) fällt zunächst ebenfalls im Halbleiter 

ab, verringert aber dabei die Bandverbiegung. 

Damit können schließlich Elektronen 

aus der Spitze in das unbesetzte Leitungsband 

der Probe tunneln (IVB in Abb 

1.9). Mit weiterer Erhöhung der Tunnelspannung 

ändert sich schließlich das Vorzeichen 

der Bandverbiegung. Löcher (Majoritäts-Ladungsträger) 

reichern sich an der Oberfläche 

an und führen schließlich zum Pinning des 

Ferminiveaus. Elektronen können nun aus 

der Spitze in das unbesetzte Leitungsband 

tunneln (in Abb 1.9 ICB), was zu einer starken 

Erhöhung des Stromes führt. 

Ist das WSe2-Substrat aber mit Metallinseln 

bedeckt, erzeugen diese die Oberflächenzustände. 

Die laterale Abklinglänge des Pinnings 

ist noch nicht ganz geklärt. Für große 

Abstände zwischen den Inseln kann man also 

sowohl Bereiche mit gepinntem als auch solche 

mit nicht gepinntem Ferminiveau finden.

2 Experimentelle Grundlagen 

Abbildung 2.1: Schemazeichnung der verwendeten UHV-Apparatur ” MEDUSA“ (Aufsicht) 

2.1 Molekularstrahlepitaxie 

Von den vielen Methoden, dünne Schichten 

im Vakuum aufzubringen, z. B. 

• chemical vapour deposition (CVD) 

• Sputterdeposition 

• Laserablation 

• Molekularstrahlepitaxie 

ist die Molekularstrahlepitaxie (MBE) besonders 

zur Herstellung sehr dünner Filme 

und selbstorganisierter Atomagglomerationen 

unter kontrollierten Bedingungen geeignet. 

11


Unter MBE versteht man die in den Sechzigerjahren 

erfolgte Verfeinerung des bereits 

früher bekannten Aufdampfens. Man verbindet 

mit diesem Begriff Ultrahochvakuumbedingungen 

(Basisdruck ≤ 10 −10 mbar), thermische 

Erzeugung des Dampfstrahls sowie insitu 

Präparations- und Untersuchungsmöglichkeiten. 

Da – anders als bei der CVD – keine chemischen 

Prozesse auf der Oberfläche stattfinden 

und Diffusion (die bei CVD den Materialtransport 

besorgt) keine Rolle spielt, kann 

2.2 Die MBE-Anlage MEDUSA 

Die für diese Arbeit benutzte Vakuumanlage 

MEDUSA wurde 1996/97, teilweise unter 

Verwendung von Teilen der Vorgängerkammer 

GISI neu aufgebaut. Die Kammer ist in 

den Dissertationen von G. Filleböck [Fil98] 

und H. Wider [Wid02] genauer beschrieben, 

die folgende Beschreibung bleibt daher sehr 

allgemein. 

Bis auf das Rastertunnelmikroskop befinden 

sich sämtliche Präparations- und Untersuchungsstationen 

in einem einzigen Rezipienten 

und werden von einem Manipulator angefahren. 

Dieser Manipulator (Omniax der 

Fa. Thermo Vacuum Generators) ist in drei 

Translationsrichtungen verfahrbar sowie um 

seine Längsachse schwenkbar. Da sich früher 

(siehe [Wid02]) das Fehlen eines azimutalen 

Freiheitsgrades für die MEED-Experimente 

als sehr nachteilig erwiesen hat, wurde dieser 

durch einen SH2-Kopf (ebenfalls Vacuum 

Generators) ergänzt. Dieser hat über einen 

Treibriemen einen azimutalen Freiheitsgrad. 

Wegen der thermischen Isolation ist der Manipulatorkopf 

relativ groß und macht teilweise 

(besonders in Position 3) aufwendiges 

Rangieren notwendig. 

Das SH2-System hat sich aber für die verwendeten 

Probenteller als zu schwach erwiesen. 

Die Positionen des Manipulators sind im 

einzelnen: 

12 

die Substrattemperatur frei gewählt werden 

(und sehr viel niedriger sein als bei CVD). 

Dies ermöglicht präzisere Kontrolle des Depositionsprozesses, 

gerade im Hinblick auf Interdiffusion 

und bei der Herstellung von Multischichten 

[SaW93]. Gegenüber der Sputterdeposition 

ist der thermisch erzeugte Molekularstrahl 

frei von Clustern. 

Für großtechnische Anwendungen ist die 

MBE wegen ihrer vergleichsweise geringen 

Depositionsraten weniger geeignet. 

1. ist die Position für PAC-Spektroskopie. 

Die Probe wird dazu in eine Quarzglasglocke 

eingefahren, um die vier Szintillationsdetektoren 

angeordnet sind. Da 

zur Zeit keine PAC-Messungen stattfinden, 

wurde diese Position abgebaut. 

2. dient dem Umsetzen der Probenträger 

vom Schleusen- auf den Hauptmanipulator, 

früher auch dem Aufsetzen der 

radioaktiven Sonden. Anstelle des Indiumverdampfers 

wurde ein Probenlager 

mit vier Plätzen eingebaut. 

3. Hier werden die Schichten mittels zweier 

Elektronenstoß- und zwei widerstandsbeheizten 

Verdampfern präpariert. 

Zu in-situ Untersuchungen dient 

ein 2-Gitter-reverse-view-LEED und 

ein Auger-Spektrometer mit zentraler 

Elektronenkanone. 

4. In dieser Position kann die Probe 

durch Kathodenzerstäubung mittels 

einer Sattelfeld-Ionenquelle gereinigt 

werden. Außerdem dient die Position 

zum Transfer in die STM-Kammer. 

Die Hauptkammer wird mittels einer 

Ionenzerstäuber- und einer Titansublimationspumpe 

auf einem Basisdruck von 

2 − 4 ∗ 10 −10 mbar gehalten.

Die Schleuse, die außer zum Probentransfer 

auch zum Einbringen der Radioaktivität 

für die PAC-Spektroskopie diente, wird von 

einer Turbomolekularpumpe auf einen Druck 

von ca. 3 ∗ 10 −7 mbar gebracht. Über einen 

Metallschlauch kann über die Schleuse auch 

die STM-Kammer evakuiert werden. 

Die STM-Kammer, die nachträglich angebaut 

wurde, beherbergt ein kommerzielles 

Tunnelmikroskop (UHV-300 der Firma 

RHK). Sie wird durch eine Ionenzerstäuberpumpe 

auf einem Basisdruck von ca. 

1 ∗ 10 −9 mbar gehalten. Durch ein Schieberventil 

von der Hauptkammer getrennt, kann 

sie auch separat belüftet werden. Dies ist zur 

Wartung des Tunnelmikroskops gelegentlich 

notwendig. Das Evakuieren einschließlich des 

Ausheizens über Heizbänder gestaltet sich 

problemlos. 

2.2.1 Triodenpumpe 

Obwohl die Funktionsweise einer Ionenzerstäuberpumpe 

als bekannt vorausgesetzt 

werden kann, soll hier kurz auf die sogenannte 

” Triodenpumpe“ eingegangen werden, da 

diese Bauart zwar häufig benutzt, aber selten 

beschrieben wird. 

Die Hauptnachteile der normalen Ionenzerstäuberpumpe 

( ” Diode“) liegen in ihrem 

Unvermögen, Edelgase zu pumpen, sowie 

in ihrem ” Erinnerungsvermögen“, das 

durch Verschmutzung der Kathode verursacht 

wird: Wird die Pumpe zeitweise bei 

schlechtem Druck betrieben, fängt die Ka- 

2.3 Untersuchungsmethoden 

2.3.1 AES 

Zur Untersuchung der chemischen Zusammensetzung 

der Probenoberflächen dient ein 

Auger-Elektronenspektrometer. 

Dieses besteht aus einem Zylinderspiegel- 

Spektrometer und einer zentralen Elektron- 


thode viel Gas ein. Dieses wird durch Kathodenzerstäubung 

teilweise wieder freigesetzt. 

In der Triodenpumpe (Abb. 2.2) befindet 

sich vor der eigentlichen Kathode (teilweise 

auch als Auffangplatte bezeichnet) eine 

gitterartige Hilfskathode aus Titan, die in 

streifendem Einfall zerstäubt wird. Dadurch 

kann die Hilfskathode keine Gase einfangen; 

diese werden auf der Kathode abgeschieden 

und durch das abgesputterte Titan begraben 

[Lut96]. 

2.2.2 Deposition 

Zur Deposition stehen zwei kommerzielle 

Elektronenstoßverdampfer (Omicron EFM- 

3/4) und zwei widerstandsbeheizte Schiffchenverdampfer 

zu Verfügung. Diese befinden 

sich unter der Position 3 des Omniax. 

Dadurch sind AES- und MEED- 

Untersuchungen während der Deposition (insitu) 

möglich. Die Depositionsrate wird bei 

den Schiffchen über eine Quarzwaage, bei den 

Elektronenstoßverdampfern über einen internen 

Ionenflußmonitor bestimmt. 

Die Elektronenstoßverdampfer verfügen 

über keine Elektronenkanone im üblichen 

Sinne. Das Verdampfermaterial – je nach 

Dampfdruck als Draht oder in einem Tiegel – 

wird auf postive Hochspannung (800-1000 V) 

gelegt und dient selbst als Anode. Ein davor 

angeordnetes Filament setzt Elektronen frei, 

die auf den Tiegel oder Draht gezogen werden 

und diesen erhitzen. 

enkanone. Die Datenaufnahme erfolgt durch 

einen PC-gesteuerten Lock-In-Verstärker. 

Das gesamte Auger-Spektrometer kann 

durch einen Membranbalg um 20 mm vorbeziehungsweise 

zurückgefahren werden. 

Dies ist notwendig, um für die Manipulatorpostion 

in der Kammermitte optimalen 

13


Abbildung 2.2: Zum Aufbau der Triodenpumpe. Aus [Lut96] 

Abbildung 2.3: Schematische Darstellung eines Auger-Spektrometers mit Zylinderspiegelanalysator. 

Nach [Rai92], verändert 

14

Arbeitsabstand zu erhalten, ohne die Bewegungsmöglichkeiten 

des Manipulators einzuschränken 

[Fil98]. Der Antrieb erfolgt über 

eine Messinghülse um den Flansch, der äußere 

Luftdruck wird über ein Gegengewicht 

ausgeglichen. 

Die Auger-Spektroskopie wird detaillierter 

in Kapitel 3 beschrieben. 

2.3.2 Elektronenbeugung an 

Oberflächen 

Die an dreidimensionalen Raumgitterstrukturen 

auftretenden Beugungserscheinungen 

können – unter Vernachlässigung von inelastischen 

und Mehrfachstreuprozessen – durch 

die Laue-Gleichungen beschrieben werden: 

� k − � k0 = � G (2.1) 

Dabei ist � k der Wellenvektor des gestreuten, 

� k0 der des einfallenden Teilchens. � G ist ein 

Vektor des reziproken Gitters. Durch Einführung 

des Netzebenenabstandes 

dhkl = 

2π 

� 

� 

�h�b1 +k�b2 +l� � 

� 

b3� 

(2.2) 

wird daraus die Braggsche Beugungsbedingung: 

2d sin θ = nλ (2.3) 

Elektronen unter etwa 1 keV haben in Materie 

nur eine freie Weglänge von einigen ˚ A. 

Beugung kann daher nur in Rückstreuung 

oder im streifenden Einfall stattfinden. Beugung 

findet nur an dem zweidimensionalen 

Oberflächengitter statt, die dritte Komponente 

der Laue-Gleichung verliert an Bedeutung. 

�G⊥ =lb3 kann daher jeden beliebigen Wert 

annehmen. Das Beugungsbild ist die Fourier- 

Transformation des 2-dimensionalen Oberflächengitters. 

Bei Beugung in Reflexionsgeometrie ist 

besonders die Intensität des spekularen Reflexes 

von Interesse. Aus dessen Entwicklung 

während der Deposition kann auf 


den Wachstumsmodus geschlossen werden 

[Fil98, Sch00]. 

Bleibt die Intensität konstant, bedeutet das, 

dass die Rauigkeit der Oberfläche – also die 

Stufenzahl – konstant bleibt. Das ist bei Anlagerung 

an Stufen ( ” step flow“) typisch. 

Ändert sich die Intensität periodisch 

( ” RHEED-Oszillationen“, obwohl nicht auf 

RHEED beschränkt), hat man es mit Frankvan-der-Merwe-Wachstum 

zu tun. Das Abschließen 

einer Monolage verringert die Anzahl 

der Stufenkanten, die glattere Oberfläche 

gibt einen stärkeren Spiegelreflex. Eine 

angefangene neue Lage verringert die Intensität 

wieder. 

Inselwachstum wiederum führt zu einer zunehmenden 

Rauhigkeit und damit zu einer 

dauerhaft geringeren Intensität. 

Bei Beobachtung in streifendem Einfall kann 

es hier auch bereits zu 3-dimensionalen 

(Laue-) Beugungsbildern kommen, da Inseln 

durchstrahlt werden. 

LEED 

Bei der low energy electron diffraction arbeitet 

man mit Elektronenenergien zwischen 10 

und 500 eV. Der Elektronenstrahl fällt orthogonal 

auf die Oberfläche, man beobachtet die 

zurückgestreuten Elektronen auf einem halbkugelförmigen 

Leuchtschirm. Das Beugungsbild 

gibt direkt die Symmetrie des Gitters 

wieder. Da die Energie zur Fluoreszenzanregung 

zu gering ist, werden die Elektronen 

mittels zweier Gitter vor dem Schirm nachbeschleunigt. 

Es gibt auch LEED-Anordnungen mit 

drei oder vier Gittern, diese können inelastisch 

gestreute Elektronen, die eine geringere 

Energie haben, besser herausfiltern, als 

Anordnungen, die nur ein Verzögerungsgitter 

besitzen. 

Die Beobachtung des spekularen (00)- 

Reflexes gestaltet sich bei LEED schwierig, 

da dieser genau auf die Elektronenkanone 

fällt. Ist die Beobachtung dieses Reflexes notwendig, 

so sind zusätzliche Elektronenlin- 

15


Abbildung 2.4: Auswirkung verschiedener Wachstumsmodi auf den Intensitätsverlauf des 

(00)-Reflexes. Aus [Fil98] 

Abbildung 2.5: Schematische Darstellung eines reverse-view-LEED. Das erste Gitter ist geerdet, 

das zweite filtert inelastisch gestreute Elektronen heraus, der Schirm liegt 

zur Nachbeschleunigung auf Hochspannung 

16

sen notwendig. Eine detaillierte Analyse der 

Reflexintensitäten und -profile kann auch – 

bei Verwendung der dynamischen Beugungstheorie 

– Informationen über die Gitterbasis 

und über Defekte liefern [Sch00]. 

MEED 

Beugung bei höherer Elektronenenergie ist 

entweder in Transmission (TED) – dann nur 

durch sehr dünne Schichten – oder in Reflexion 

(RED oder RHEED) bei streifendem Einfall 

möglich. 

Die Beugung hochenergetischer Elektronen 

in Reflexionsgeometrie (RHEED - reflective 

high energy electron diffraction) führt zu 

einigen Unterschieden gegenüber der LEED- 

Technik. Zum Beispiel sind die Beugungswinkel 

durch die höhere Energie kleiner, dadurch 

sind normalerweise mehr einzelne Reflexe beobachtbar, 

der streifende Einfall führt zu einer 

sehr hohen Oberflächenempfindlichkeit 

und der Einfluß des Debye-Waller-Faktors 

ist, bedingt durch die höheren Energien geringer. 

Ebenfalls durch die höhere Energie 

ist die Bornsche Näherung deutlich besser erfüllt, 

Streuung findet nur an den Ionenrümpfen 

statt. Daher ist der Streuformalismus einfacher 

[Rai92] 

Der experimentell wichtigste Unterschied 

ist ein scheinbar nebensächlicher: Der Raum 

direkt vor der Probe bleibt frei, dadurch 

können RHEED-Untersuchungen problemlos 

während der Präparation stattfinden. 

Erst seit kürzerer Zeit ist auch die 

Beugung von Elektronen mittlerer Energie 

(0,5–3 keV, MEED - medium energy electron 

diffraction) in der Metallepitaxie üblich 

[Mig89]. Die dabei auftretenden Beugungswinkel 

sind natürlich entsprechend größer, 

prinzipiell ist das Verfahren aber dennoch der 

RHEED sehr ähnlich. 

In der MEDUSA stellt MEED eigentlich 

eine Hilfsbetriebsart dar: Der Elektronenstrahl 

der Auger-Kanone wird in flachem 

Winkel auf die Probe gerichtet, das Bild 

(ohne Nachbeschleunigung) auf dem LEED- 


Schirm dargestellt. Weil der LEED-Schirm 

sehr nahe an der Probe steht, sind die Beugungsbilder 

sehr klein, teilweise kann die 

dritte Beugungsordnung noch ausgemacht 

werden. Dies ist natürlich von Nachteil, wenn 

MEED zu Strukturuntersuchungen benutzt 

werden soll; die zeitliche Verfolgung der Intensität 

des (00)-Peaks zu Wachstumuntersuchungen 

ist aber problemlos. 

Ein Versuch, die gesamte LEED-Einheit 

durch einen Leuchtschirm zu ersetzen, mußte 

– unter anderem wegen der schlechten Fokussierung 

der Einzellinsenkanone – erfolglos 

bleiben. 

2.3.3 Rastertunnelmikroskopie 

Das erste Instrument, welches tatsächlich die 

Auflösung einzelner Atome im Realraum ermöglicht, 

war das 1982 von Binnig und Rohrer 

[BiR82] entwickelte Rastertunnelmikroskop 

(STM – scanning tunneling microscope). 

Das Prinzip könnte einfacher nicht sein: Es 

ist lediglich eine Verbindung eines klassischen 

Profilometers, einer Nadel, die eine Oberfläche 

abtastet, mit einem anderen Wechselwirkungsmechanismus, 

nämlich dem Tunnelstrom 

zwischen Nadel und Oberfläche. 

Für die Positionierung der Spitze verwendet 

man Piezokristalle, die die erforderlichen 

Präzisionsbewegungen ermöglichen. 

Der Tunnelstrom (in der Größenordnung von 

1 nA) wird über einen hochempfindlichen 

Verstärker gemessen. 

Folglich ergibt sich die theoretische Auflösungsgrenze 

aus dem Wechselwirkungsmechanismus 

zwischen Sonde und Oberfläche, 

dazu ist aber ein schwingungsfreier Aufbau, 

einwandfreie Piezos und natürlich eine extrem 

rauscharme Elektronik notwendig. 

Die Probleme mit mechanischen Schwingungen 

sind geringer, als man zunächst annehmen 

möchte. Selbstverständlich ist eine 

Schwingungsdämpfung notwendig, ist diese 

aber vorhanden, werden in einem stabi- 

17


len mechanischen Aufbau kaum mehr Relativschwingungen 

angeregt. 

In unserem Fall wird für STM- 

Aufnahmen die gesamte UHV-Anlage auf 

Luftfüsse gestellt. Diese Aufhängung ist 

zwar einfacher als eine interne magnetische 

Entkopplung, macht aber jede anderweitige 

Benutzung der Anlage während der STM- 

Untersuchungen unmöglich. 

Piezokristalle sind von Natur aus nicht 

ideal. Sie haben eine Hysterese, ihre Bewegungen 

sind nichtlinear, und sie driften zeitlich. 

Auf kleinen Skalen können aber sowohl 

Hysterese und Nichtlinearität vernachlässigt 

werden, Drift fällt über den Zeitraum 

einer Aufnahme nicht sehr ins Gewicht. 

Ein Problem ergibt sich gelegentlich 

nach dem ” Zurückschnappen“ zwischen zwei 

Raster-Durchläufen, da nach der schnellen 

Bewegung der Piezo noch etwas driften kann. 

Probleme mit der Elektronik gehörten 

tatsächlich zu den Hauptschwierigkeiten dieser 

Arbeit. 

Um die erforderliche Genauigkeit in der 

Strommessung zu erreichen, verwendet man 

einen hochempfindlichen Vorverstärker, der 

sich so nahe wie möglich am eigentlichen 

STM-Kopf befinden muß, da er bei einem 

Verstärkungsfaktor von 10 8 -10 10 auf kleinste 

Störungen empfindlich ist. Zum Beispiel hat 

es sich als hilfreich erwiesen, die Schrittmotorsteuerung 

des Hauptmanipulators während 

STM-Untersuchungen abzuschalten. 

Das verwendete UHV-300 von RHK ist 

ein sogennantes ” Walker“-STM, das bedeutet, 

der Kopf mit dem eigentlichen Piezo- 

Scanner steht mit drei Piezofüßen auf einer 

dreiteiligen Schraubenrampe über der Probe. 

Über die Piezobeine ist eine Bewegung im 

” slip-stick“-Modus möglich. Der Kopf kann 

dadurch sowohl angenähert und zurückgezogen, 

als auch lateral verfahren werden. Dies 

ergibt größere Freiheit bei der Auswahl des 

zu untersuchenden Bereichs, sowie besserer 

thermischer Stabilität (das UHV-300 erlaubt 

im Prinzip Untersuchungen zwischen 100 und 

500 K, in Extremfällen auch bis 1000 K). 

18 

Wechselwirkung 

Die Wechselwirkung zwischen Sonde und 

Probe ist im STM durch den Tunnelstrom 

gegeben. Der Tunnelprozeß ist verwandt mit 

der Feldemission (Tunneln ins Vakuum), daher 

ist die Beziehung für den Tunnelstrom 

der Fowler-Nordheim-Gleichung für die Feldemission 

sehr ähnlich: 

IT ≈ Ae 2 

� 

2me 

h2 � � � 

UT √ 2me√ 

Φexp −2 Φs 

s 

� 

(2.4) 

Dabei ist A der Querschnitt des Tunnelstroms, 

Φ das mittlere Austrittspotential von 

Spitze und Oberfläche und s der Tunnelabstand. 

Wie man sieht, fällt der Tunnelstrom im 

wesentlichen exponentiell mit der Höhe der 

Spitze über der Oberfläche ab. 

Das hat zwei Konsequenzen: Für atomar 

glatte Oberflächen wird an die Qualität der 

Spitze keine besonderen Anforderungen gestellt. 

Sie muß ein letztes Atom haben, und 

von diesem aus wird der Tunnelstrom fließen. 

Außerdem kann es sich hier empfehlen, den 

Regelkreis nur schwach rückkoppeln zu lassen, 

so dass die Spitze sich mehr oder minder 

in konstanter Höhe bewegt. Das Stromsignal 

gibt dann einen viel größeren – weil exponentiellen 

– Höhenkontrast (constant-height 

mode). 

Für die Abbildung von Inselstrukturen 

ist das aber nicht möglich. Man erhält als 

Bild eine Faltung der Spitzenform mit der 

Oberflächentopographie. Das heißt, zur Abbildung 

von Strukturen im Bereich von einigen 

Nanometern sind bessere Spitzen erforderlich 

als zur Abbildung einzelner Atome 

auf einer Graphitfläche. 

Des Weiteren ist Tunneln im constantheight-Modus 

nicht möglich, da die geringe 

Wirkung des Regelkreises zu Spitzenkollisionen 

führen würde. Man regelt daher auf 

möglichst konstanten Strom (constant cur-

ent mode) und trägt das Regelsignal des Z- 

Piezos als Topographie auf. 

Natürlich sind sowohl constant current 

als auch constant height modus nur Idealisierungen. 

Weder kann der Regelkreis völlig 

verzögerungslos folgen, noch kann man 

ihn – im anderen Extrem – vollkommen ausschalten, 

da die Spitze bald nicht mehr im 

Arbeitsabstand wäre. So kann es sich bei 

” Topographie“- (constant current) Aufnahmen 

durchaus lohnen, auch das Strombild 

anzuschauen. 

Spitzenpräparation 

Für die hier beschriebenen Experimente wurden 

zwei verschieden Spitzentypen verwendet. 

Für Tests an Luft wurden normalerweise 

Spitzen aus Platin-Iridium-Draht geschnitten. 

Ein schräg abgeschnittener, dünner 

Draht ist bereits für die Untersuchung 

ebener Oberflächen ausreichend spitz. 

Schäfer Gmbh, die RHK in Deutschland 

vertritt, verwendet für Demonstrationsexperimente 

auschließlich geschnittene Pt/Ir- 

Spitzen [Bue02]. Aus Zeitgründen fanden 

auch einige UHV-Experimente mit diesem 

Spitzentyp statt. 

Wie oben beschrieben, sind aber zur Abbildung 

von Inseln normalerweise bessere 

Spitzen erforderlich. Auf elektrochemischem 

Abbildung 2.6: Der ” Gabelstapler“ 


Weg können aus Wolframdraht Spitzen hergestellt 

werden. Dazu schaltet man den W- 

Draht (0.2–0.25 mm Durchmesser) in 1–3molarer 

Natronlauge als Anode. Der Draht 

wird hauptsächlich an der Luft-Elektrolyt- 

Grenzfläche geätzt, wodurch sich eine Einschnürung 

bildet. Schließlich fällt der untere 

Teil des Drahtes ab, und eine – im Idealfall 

– sehr scharfe Spitze bleibt zurück. Dabei 

ist es wesentlich, dass der Strom sofort 

unterbrochen wird, da ansonsten der Ätzprozeß 

die Spitze angreifen würde ([Wid02] nach 

[Ibe90]). 

Im Vakuum ist es möglich, Spitzen durch 

Feldemission (Feldverdampfen) zu reinigen. 

Im Normalfall wird dazu im Spektroskopiemodus 

die Spannung so weit erhöht (5–10 V), 

bis Umlagerungsprozesse stattfinden. 

Auch kontrolliertes Rammen der Spitze in die 

Oberfläche verändert die Spitze, nicht selten 

zum Guten. Natürlich wird man bei Spitzenproblemen 

nicht gerade mit dieser Methode 

anfangen, da die Spitze auch schlechter werden 

kann. 

Spitzenwechsel 

Das originale UHV-300 sieht einen Wechsel 

der STM-Spitzen im Vakuum vor. Dazu 

wird die Spitze in einem Aluminiumhalter 

in einen ” tip transfer holder“ eingesetzt, der 

19


mit den Probenträgern kompatibel ist. Über 

den Schleusenmanipulator und den Wobblestick 

in der STM-Kammer wird der transfer 

holder genau wie ein Probenteller unter den 

STM-Kopf gebracht, der darauf abgelassen 

wird und so entweder eine alte Spitze abgibt 

oder eine neue aufnimmt. 

Medusas UHV-300 wurde nachträglich 

angebracht. Dazu wurde für das STM ein 

neuer Probenträger konstruiert, der die bisherigen 

Probenteller aufnimmt. Folglich ist 

der transfer holder nicht mit den Probenhaltern 

kompatibel und kann nicht über die nor- 

20 

male Schleuse transportiert werden. Daher 

stand bisher im STM nur eine Reservespitze, 

die dort gelagert wurde, zu Verfügung. 

Im Rahmen dieser Arbeit wurde ein kleines 

Zusatzgerät konzipiert, im Prinzip eine 

Kombination aus einem Probenteller und 

einer Zange, die der des Wobblesticks entspricht. 

Mit diesem ” Gabelstapler“ ist es nun 

möglich, transfer holder über das bestehende 

Probentransfersystem ein- und auszuschleusen 

und so neue Spitzen ohne Bruch des Vakuums 

einzusetzen.

3 Auger-Elektronenspektroskopie (AES) 

3.1 Einführung 

1925/26 stellten Pierre Auger und Lise 

Meitner etwa gleichzeitig fest, dass Metalle 

beim Elektronenbeschuß außer Röntgenstrahlen 

noch Elektronen mit geringerer, charakteristischer 

Energie abstrahlen. Dies wird 

teilweise als ” innerer Photoeffekt“ erklärt, indem 

man sich vorstellt, ein Atom sende ein 

Röntgenquant aus (zum Beispiel, weil ein 

Elektron aus der L-Schale ein Loch in der K- 

Schale besetzt hat), dieses werde aber noch 

im Atom (zum Beispiel in der M-Schale) 

wieder absorbiert und löse dabei ein Photoelektron 

aus. Damit sind zwar die charakteristischen 

Energien erklärt (in diesem 

Fall als KLM-Prozeß, die Energien der beteiligten 

Elektronen sind natürlich definiert), 

die Erklärung bleibt aber lückenhaft. Man 

könnte nur dann Auger-Elektronen beobachten, 

wenn es auch die zugehörigen Röntgenquanten 

gibt. Tatsächlich sind aber Röntgenund 

Augeremission konkurrierenden Prozesse. 

Für schwere Elemente nimmt der Anteil 

der Röntgenquanten stark zu, während 

für Elemente mit Ordnungszahlen kleiner 

15 (Phosphor) beinahe ausschließlich Augerelektronen 

emittiert werden. Allgemein beobachtet 

man für geringere Übergangsenergien 

einen höheren Anteil von Augerelektronen 

(also auch für Übergänge zwischen äußeren 

Schalen schwerer Elemente). 

Die Auger-Übergangsrate ist direkt durch 

�� 

� 

� � 

σfi = � 

� ΨAΨ0 

� 

e 

� 

2 

� 

� 

� 

r1,24πε0 

� Ψ1Ψ2 

�� 

�� 2 

(3.1) 

die elektrostatische Wechselwirkung zwischen 

den drei beteiligten Niveaus und 

der Wellenfunktion des auslaufenden Auger- 

Elektrons gegeben. 

Aufgrund der charakteristischen Energien 

ist die Auger-Elektronen-Spektroskopie 

genau wie die Röntgenspektroskopie zur Elementanalyse 

geeignet. Im Unterschied zur 

Röntgenstrahlung ist jedoch die freie Weglänge 

der emittierten Elektronen gering. 

Nachdem Lander [Lan53] die Augerlinien 

im Sekundärelektronenspektrum verschiedener 

Proben nachgewiesen hatte, schlug Harris 

[Har68] daher die Anwendung des Augereffekts 

zur Oberflächenanalyse vor. 

Zur Anregung wird meistens ein Elektronenstrahl 

verwendet. Zur Analyse der emittierten 

Elektronen wird ein Elektronenspektrometer 

benötigt, an das aber keine besonderen 

Anforderungen gestellt werden, da 

die Augerlinien relativ breit sind [Rai92]. 

Man verwendet entweder – wie in unserem 

Fall – einen Zylinderspiegelanalysator 

(CMA) oder eine 4-Gitter-LEED-Optik (wobei 

der Leuchtschirm als Kollektor geschaltet 

wird), die allerdings ein geringeres Signal- 

Rausch-Verhältnis aufweist. 

21


Die Transmission eines Zylinderspiegelanalysators 

ist nicht energieunabhängig, daher 

ist das Signal nicht proportional zu 

N(E), sondern zu EN(E). Eine Modulation 

des Potentials führt bei Messung mit einem 

phasensensitiven Verstärker (Lock-In) zu einem 

differentiellen Signal EN ′ (E). Die differentielle 

Auftragung unterdrückt die breite 

Verteilung inelastisch zurückgestreuter Elek- 

3.2 Quantifizierung 

Mit der beschriebenen Anordnung lassen 

sich qualitative Elementanalysen sehr 

leicht durchführen. Stöchiometrieuntersuchungen 

mittels Auger zählen daher seit 

mehr als drei Jahrzehnten zu den Standardverfahren 

der Oberflächenphysik. 

Die Bestimmung von Schichtdicken von 

Adsorbaten dagegen ist mit einigen Schwierigkeiten 

verbunden. Prinzipiell erlaubt eine 

Beobachtung der zeitlichen Veränderung der 

Auger-Intensität nicht nur eine Bestimmung 

des Wachstumsmodus, sondern zumindest im 

Fall von Frank-van der Merwe- und Stransky- 

Krastanov-Wachstum auch eine Bestimmung 

der Aufdampfrate, da sich abgeschlossene 

Monolagen durch Knicke im Auger-Signal 

kenntlich machen. Die absolute Intensität des 

Adsorbatsignals steigt zunächst linear mit 

der Bedeckung, jede abgeschlossene Lage verringert 

die Intensität der darunterliegenden 

Schichten und bewirkt dadurch einen geringeren 

Intensitätsanstieg. 

Obwohl bei reinem Inselwachstum keine 

Monolagen-Knicke auftreten, ist es nicht immer 

einfach, auch nur zwischen Stransky- 

Krastanov- und Volmer-Weber-Wachstum zu 

unterscheiden. 

Gibt es also eine Methode, bereits bei 

kleinen Bedeckungen – im Submonolagen- 

Regime – und für alle Wachstumsmodi, Bedeckungen 

durch AES zu quantifizieren? 

22 

tronen und hebt die vergleichsweise kleinen 

Augerlinien hervor. Für die Linienpositionen 

wird – bei differentiellen Spektren – üblicherweise 

das Minimum angegeben. 

Zylinderspiegelanalysatoren werden ausschließlich 

mit Eingangswinkeln von α = 

42 ◦ 18 ′ gebaut, da sie dabei fokussierend wirken. 

Die Eingangsaperturen sind im Bereich 

um ∆α =6 ◦ (siehe auch Abbildung 2.3). 

3.2.1 Apparative Einflüsse 

Bei der Messung der Augerintensitäten verschiedener 

Materialien kommt es zu einer 

Reihe von Problemen, die reproduzierbare 

Messungen beinahe unmöglich machen. Da es 

zum Beispiel keine Möglichkeit gibt, den Primärelektronenstrom 

direkt zu messen, bleiben 

zeitliche Schwankungen, eine Alterung 

des Filaments und dergleichen leicht unentdeckt. 

Ebenso kann die Charakteristik des 

Elektronendetektors nicht überprüft werden. 

Sie wird zeitlich kaum konstant sein, besonders, 

wenn er bei längerer Belüftung der Atmosphäre 

ausgesetzt wird. 

Wird – wie in dieser Arbeit – ein einstufiger 

Zylinderspiegelanalysator zur Elektronenspektroskopie 

verwendet, so sind sowohl 

die gemessenen Energien als auch die 

Linienintensitäten von der Position der Probe 

ab. Diese Zusammenhänge wurden besonders 

von Sickafus und Holloway untersucht 

[SiH75]. 

Aus dieser Arbeit ist auch Abbildung 3.1 

entnommen. Man sieht die empfindliche Abhängigkeit 

der gemessenen Elektronenenergien 

von der Probenposition. Wie aus Abbildung 

3.2 zu ersehen ist, ist die Linienverschiebung 

auch noch energieabhängig. Außerdem 

zeigt sich eine Abhängigkeit der gemessenen 

Intensitäten. 

Dieser Effekt entsteht dadurch, dass bei 

weiter entfernter Probe Elektronen mit klei-


Abbildung 3.1: Verschiedene Meßkurven N(E) als Funktion der axialen Probenposition für 

1,5 keV Elektronen, auf einer Goldprobe elastisch gestreut. Probe jeweils um 

0.1 mm verschoben. Aus [SiH75] 

Abbildung 3.2: Dispersion eines Einstufen-CMA für eine Goldprobe. Aus [SiH75] 

23


nerer Energie (die im CMA eine weniger gekrümmte 

Bahn durchlaufen) die Austrittsapertur 

passieren können. Effekte durch die 

Strahlungscharakteristik sind deutlich geringer, 

da die Augeremission isotrop ist. 

Da die Verschiebung linear zur Energie 

ist, kann sie durch eine Energiekalibrierung 

auf der Probe korrigiert werden. 

Die meisten Elektronenspektrometer arbeiten 

mit konstanter Auflösung ∆E/E.Dies 

führt zu einer Verbreiterung der Linien bei 

höherer Energie, aufgrund der differentiellen 

Darstellung werden sie scheinbar schwächer. 

Da dieser Einfluß aber konstant ist, kann er 

durch geeignete Kalibrierung berücksichtigt 

werden. Eine lineare Korrektur ist vollkommen 

ausreichend. Wird diese Korrektur vernachlässigt, 

dürften die Fehler etwa bei 10% 

liegen [Kra91]. 

Ein weiteres Problem stellt die Leitfähigkeit 

der Probe dar. Eine isolierende Probe 

wird sich durch den Primärelektronenstrahl 

aufladen. Krausch [Kra91] beobachtete 

eine Verschiebung der 120 eV Linie 

von InP (halbleitend) um 60 eV zu höherer 

Energie durch Aufladung der Probe. 

Daneben kann Aufladung unkontrollierbare 

Auswirkungen auf die gemessenen relativen 

Intensitäten haben. Eine leichte Schrägstellung 

der Probe (nach Krausch [Kra91] ca. 

35 ◦ ) führt zu verstärkter Sekundärelektronenemission 

[Hed95], die die Aufladungseffekte 

signifikant verringert oder zum Verschwinden 

bringt. Bei halbleitenden Proben 

sollte dies ausreichen. 

Bliebe der Einfluß des Winkels der Probe 

mit der Spektrometerachse zu untersuchen. 

Gerade um einen solchen auszuschließen, 

wurde in der vorliegenden Arbeit meist 

mit senkrechtem Einfall gearbeitet, eventuelle 

Störungen durch Aufladung in Kauf nehmend. 

Wie sich zeigt, ist das nicht notwendig. 

Für Elektronen oberhalb von größenordnungsmäßig 

200 eV ist der elastische Streuquerschnitt 

deutlich kleiner als der inelastische 

[Sea72]. Folglich können wir annehmen, 

24 

dass ein Augerelektron entweder inelastisch 

gestreut wird – und für die Messung verlorengeht 

– oder den Detektor in gerader Linie 

erreicht. Ein Elektronenstrom, der von einer 

Quelle in der Tiefe z ausgeht, wird, wenn er 

sich im Winkel θ zur Oberflächennormale bewegt, 

um den Faktor 

� 

exp − z 

� 

(3.2) 

n cos θ 

abgeschwächt (n ist die inelastische freie 

Weglänge). Für die Augerelektronen können 

wir eine räumlich isotrope Verteilung voraussetzen. 

Diese Funktion ist in Abbildung 3.3 aufgetragen. 

Dabei ist x der Winkel im Bogenmaß 

zwischen −45 ◦ und +45 ◦ . 

Man sieht, dass in diesem Bereich die 

Winkelabhängigkeit nur gering ist. 

Für einen Zylinderspiegelanalysator, dessen 

Achse mit der Probennormalen zusammenfällt, 

ist der Eintrittswinkel konstant (die 

oben erwähnten 42 ◦ 18 ′ ). Folglich müssen die 

freien Weglängen nur um den Faktor 0.74 

korrigiert werden. 

Wie sieht es aber mit einem geneigten Analysator 

aus? 

Wie aus Gleichung 3.2 und Abbildung 3.3 

zu ersehen ist, ist die Winkelabhängigkeit für 

einen einfachen auslaufenden Strahl bis etwa 

45 ◦ vergleichsweise gering. 

Für die kreisförmige Apertur des Zylinderspiegelanalysators 

muß natürlich über den 

Kegelmantel, auf dem die vom Aufpunkt ausgehenden 

Elektronen den Analysator erreichen 

können, integriert werden. Dazu ist es 

am einfachsten, den Winkel zwischen der jeweiligen 

Auslaufrichtung und der Probennormale 

in Abhängigkeit eines Umlaufwinkels 

um den Kegel darzustellen und anschließend 

Gleichung 3.2 zu verwenden. Den gesuchten 

Winkel θ erhält man, indem man eine 

Schnittebene C−C ′ senkrecht zur Kegelachse 

legt (siehe Abbildung 3.4). Die Strecke zwischen 

den Schnittpunkten der Ebene mit der 

Probennormalen und der Mantellinie ergibt

sich aus dem Kosinussatz zu 

s = l � tan β 2 +tanα 2 − 2tanα tan β cos ζ 

(3.3) 

Dabei ist l die Höhe des Aufpunktes (der Kegelspitze) 

über der Schnittebene, α der halbe 

Öffnungswinkel des Kegels, β der Winkel zwischen 

Kegelachse und Probennormale und ζ 

der Umlaufwinkel (siehe Abbildung 3.5). 

Nochmalige Anwendung des Kosinussatz 

liefert den Kosinus des gesuchten Winkels: 

cos θ = m2 + n 2 − s 2 

2mn 

Abbildung 3.3: Funktion 3.2 

(3.4) 

Die einzelnen Größen lassen sich durch die 

Winkelfunktionen und die Kegelhöhe l, welche 

sich herauskürzt, ausdrücken: 

k = l tan β 

r = l tan α 

m = 

l 

cos α 

n = 

l 

cos β 


Damit: 

cos θ = 1 

� 

1 1 

cos α cos β + 

2 cos α2 cos β2 − tan β 2 − tan α 2 � 

+2tanαtan β cos ζ 

(3.5) 

Dieser Ausdruck wird nun für das Integral 

� 

IAufpunkt(α, β, t) = 

0 

2π 

exp −t 

dζ (3.6) 

cos θ(ζ) 

verwendet, das den Anteil der im Aufpunkt 

ausgesandten Elektronen angibt, die den Detektor 

erreichen. Diese Funktion ist in Abbildung 

3.6 aufgetragen. Dabei ist b der Winkel 

im Bogenmaß, zwischen 0 und 42 ◦ .Der 

Ausdruck 3.6 gilt nur für β


C 

s 

N 

m 

β 

θ 

Abbildung 3.4: Lage der Schnittebene C-C’ 

I 

6 

4 

2 

0 

0 

α 

Q 

0.6 

0.5 

b 

0.4 

C’ 

1 

Tiefe 

0.2 

1.5 

0 

2 

s 

k 

Abbildung 3.5: Schnittebene C-C’ 

Abbildung 3.6: Abnahme der Substratintensität mit der Bedeckung in Abhängigkeit des Detektorwinkels 

26 

ζ 

r

wird daher hier nicht untersucht. Das Integral 

3.6 bleibt natürlich auch dann gültig, 

nur müssen die Integrationsgrenzen angepaßt 

werden. 

Wie man daraus ersieht, wird der exponentielle 

Verlauf durch den Detektorwinkel 

nur unbedeutend beeinflußt. Bis etwa 30 ◦ 

( ˆ≈ 0.52 rad) ist dieser komplett zu vernachlässigen. 

Man kann also mit einem mittleren 

Winkel cos θ =0.74 rechnen. 

Fassen wir zusammen: Da die Charakteristik 

des Elektronendetektors und der Primärelektronenstrom 

nicht unabhängig gemessen 

werden können und zeitlich nicht unbedingt 

konstant sind, sind absolute Augerintensitäten 

zwischen verschiedenen Proben 

nurschwervergleichbar. 

Wegen der Abhängigkeit der Energiekalibrierung 

von der Probenposition muß diese 

entweder auf der Probe selbst stattfinden, 

oder es muß eine extreme Reproduzierbarkeit 

der Probenposition gegeben sein. 

Dagegen ist der Einfluß des Winkels zwischen 

Detektorachse und Probennormale gering, 

solange dieser Winkel kleiner als 30–40 ◦ 

bleibt. Man darf aber nicht vergessen, dass 

diese Winkelabhängigkeit ein reiner Geometriefaktor 

des Detektors ist. In wieweit der 

Einfallswinkel des Primärelektronenstrahls 

eine Rolle spielt, wurde hier nicht untersucht. 

Jedenfalls ergibt sich hier die Möglichkeit, 

eine leicht verkippte Probe während des 

Bedampfens im Augerspektrometer zu untersuchen. 

Wie ausgeführt, ist diese Methode einem 

ständigen Hin- und Herschwenken zwischen 

Depositions- und Untersuchungsschritten 

vorzuziehen. 

Für weitere Probleme sorgt die Modulation 

der Ablenkungsspannung im Analysator. 

Das Verhältnis von Modulationsspannung 

V und Linienbreite W hat Einfluß auf das 

beobachtete Peak-to-Peak-Verhältnis der Linie. 

Da jedoch eine falsche Justierung der 

Probe auch die Auflösung des Analysators 

verschlechtert [SiH75] und damit auch das 

Verhältnis V/W beeinflußt, führt eine falsche 

Montage der Probe also nicht nur – wie oben 


erwähnt – zu einer Verschiebung der Augerlinien, 

sondern auch zu unkontrollierten 

Veränderungen der Intensitäten! 

Im ganzen ist also zu sagen, dass eine 

quantitative Augeranalyse mit einer präzisen 

Positionierung der Probe steht und fällt. 

3.2.2 mittlere freie Weglänge 

Wie aus dem Vorherigen ersichtlich, ist einer 

der wichtigsten Parameter für die gemessene 

Intensität einer Auger-Linie die inelastische 

mittlere freie Weglänge (inelastic 

mean free path – imfp) der Augerelektronen 

in der Probe. Gerade eine Schichtdickenbestimmung 

kann immer nur in Einheiten 

der freien Weglänge geschehen. Bei den ersten 

Arbeiten zur Quantifizierung der Augerspektroskopie 

von Harris [Har68] erwies sich 

ihre Bestimmung als problematisch. Gallon 

[Gal69] benutzte daher nicht die freien Weglängen, 

sondern benutzt den Anteil, den die 

erste Monolage einer Volumenprobe an der 

gemessenen Intensität hat. Dies korreliert natürlich 

mit der freien Weglänge, da mit größerer 

Weglänge das Augerspektrometer ” mehr 

von der Probe sieht“. Selbstverständlich muß 

dieser Monolagenanteil vorher gemessen werden, 

und diese Bestimmung ist nicht einfacher 

als die Messung der freien Weglänge. 

Das zweite Problem stellt, wie schon beim 

Spektrometer, die Energieeichung dar. Hier 

ist es allerdings eine Definitionsfrage: Für 

Photoelektronenspektroskopie bezieht man 

Energieangaben auf die Fermienergie, in der 

Augerspektroskopie auf die Vakuumenergie. 

Der Unterschied ist durchschnittlich etwa 

4eV. 

Nach [HeG94] ist die freie Weglänge universell 

nur von der Energie abhängig und 

λ(E) = 1430 

E 2 +0.54√ E [ ˚ A] (3.7) 

Seah und Dench [SeD79] unterscheiden 

in ihren Untersuchungen zwischen Elemen- 

27


ten, anorganischen und organischen Verbindungen. 

Sie finden für Elemente 

λm(E,a) = 538 

E2 +0.41√aE [ML] (3.8) 

und für anorganische Verbindungen 

λm(E,a) = 2170 

E2 +0.72√aE [ML] (3.9) 

Dabei ist a die Atomgröße“, der verwen- 

” 

deten Spezies in Nanometern. Ferner untersuchten 

sie die Abhängigkeit von der Leitungsektronenzahl 

und der Elektronendichte 

im Leitungsband. Diese sind jedoch nicht unabhängig 

voneinander und gehen zum größtenTeilindieGrößenabhängigkeit 

ein. 

Die Unterscheidung in Elemente“ und 

” 

” anorganische Verbindungen“ ist in der 

Arbeit von Seah Ergebnis einer statistischen 

Analyse. Ein physikalisches Unterscheidungskriterium 

wird nicht angegeben. 

Für eine mittlere Atomgröße von 0.2– 

0.25 nm weicht die von Seah gegebene Kurve 

kaum von der Universalkurve“ ab. Für uns 

” 

bleibt aber problematisch, dass die von Seah 

angegebenen anorganischen Verbindungen“ 

” 

ausschließlich Isolatoren sind (zum Beispiel 

Al2O3, SiO2, NaCl). 

In der Arbeit wird auch die Abhängigkeit der 

freien Weglänge von der Anzahl und Dichte 

der Elektronen im Leitungsband untersucht. 

Die Abhängigkeit wird mit 

Rn ∝ n −0.26 

e 

Rn ∝ N −0.46 

V 

(3.10) 

angegeben. Dabei ist Rn die Abweichung des 

betreffenden Elementes von der Universalkurve, 

ne die Leitungsbanddichte und NV 

die Anzahl der Leitungselektronen je Atom. 

Diese Parameter sind aber nicht unabhängig 

von der Atomgröße und werden daher von 

dem Größenfaktor mit abgedeckt. Es ist aber 

zu bezweifeln, dass der Größenfaktor auch 

den Unterschied zwischen Leiter und Nichtleiter 

abfängt. Die verschwindende Leitungsbanddichte 

eines Isolators muß nach Glei- 

28 

chung 3.10 zu einer vergrößerten freien Weglänge 

führen. Dies ist deutlich an dem Ausdruck 

3.9 zu ersehen. Daher ist anzunehmen, 

dass für leitende und halbleitende Verbindungen 

eher die Kurve für ” Elemente“ verwendet 

werden muß. Wegen der vergleichsweise 

geringen Dichte (großes a) weichen die 

beiden Kurven zum Beispiel für Wolframdiselenid 

bereits erheblich voneinander ab. 

Ebenso wird die ” Universalkurve“ für 

große a problematisch. Für Gadolinium ist 

der Unterschied zwischen ” Universalkurve“ 

und Audruck 3.8 bereits etwa 40%. Nach 

[SeD79] liegt aber die Streuung um die Kurve 

3.8 auch bei 30%. 

Diese Ungenauigkeiten machen sich natürlich 

im Ergebnis bemerkbar. 

3.2.3 Stöchiometrie 

Bevor wir auf die Untersuchung von Adsorbatschichten 

eingehen, soll kurz auf die Untersuchung 

einer homogenen Probe eingegangen 

werden. Die Darstellung folgt im Wesentlichen 

[Sea83]. 

Die Augerelektronen können – wie oben 

erwähnt – nur aus einer dünnen Zone nahe 

der Oberfläche emittiert werden. Der Primärelektronenstrahl 

dringt aber deutlich tiefer 

ein (circa 1–2 µm). 

Daher kann der Beitrag der elastisch und 

inelastisch zurückgestreuten Elektronen, die 

ebenfalls Augerprozesse auslösen, nicht vernachlässigt 

werden. Die notwendige Korrektur 

hängt sowohl von der Primärenergie 

Ep als auch von der Bindungsenergie der 

am Auger-Prozeß beteiligten Elektronen Eb,i 

ab. Eine genauerer Rechnung dürfte auch 

die Winkelabhängigkeit nicht vernachlässigen. 

Der Rückstreu-Korrekturfaktor ri, der 

den Anteil der durch rückgestreute Elektronen 

ausgelöste Augerelektronen angibt, wurde 

von verschiedenen Autoren (zum Beispiel 

von Ichimura und Shimizu [ShI81]) durch 

Monte-Carlo-Simulationen berechnet, Reuter 

[Reu72] gibt eine empirische Formel an:

0 

500 

100 100 

100 

Universalkurve 

Elemente 

Verbindungen 

50 50 

20 


200 100 

0 0 

0 

500 

For aliebig Mon Dec 16 17:31:56 CET 2002 

Abbildung 3.7: Freie Weglänge (in ˚ A) für WSe2 nach den Ausdrücken 3.7, 3.8 und 3.9 über 

der Elektronenergie 

� 

Ri =1+ri =1+2.8η 1 − 0.9Eb,i 

� 

Ep 

(3.11) 

Dabei ist der Faktor η nur von der Ordnungszahl 

des Materials abhängig: 

η =0.0254+0.016−1.86∗10 −4 Z 2 +8.3∗10 −7 Z 3 

(3.12) 

Befindet sich das zu untersuchende Material 

auf einem anderen Material, kann das 

Rückstreuverhalten durch den Faktor Ri,S ≡ 

RS/Ri berücksichtigt werden. Da Ausdruck 

3.11 unterhalb von 500 eV ungenau ist, wurde 

für Abbildung 3.8 eine höherenergetische 

Linie des Gadoliniums benutzt. 

Man sieht, für das vergleichsweise schwere 

Gadolinium zeigt eine einzelne Monolage 

auf fast allen Substraten ein schwächeres 

Signal als die erste Monolage einer Volumenprobe. 

Nur für schwerere Elemente, 

wie zum Beispiel Osmium und Uran), wird 

das Monolagen-Signal verstärkt. Für eine 

ausführlichere Diskussion wird auf Krausch 

[Kra91] verwiesen. 

29


0 

R(Z) 

25 

1 1 

0.75 0.75 

0.5 

0 

25 

50 

0.5 

50 

For aliebig Wed Dec 18 18:36:09 CET 2002 

Abbildung 3.8: Rückstreukorrektur Ri,S(Z) für die 1030 eV Linie von Gadolinium als Funktion 

der Ordnungszahl des Substratmaterials 

Betrachten wir eine binäre Verbindung, 

bestehend aus dem Komponenten A 

und B. Dann errechnet sich der Auger- 

Elektronenstrom der Komponente A zu 

IA = I0σA(Ep)[1 + ri(EA)]T (EA)D(EA) 

�∞ 

−z 

∗ NA(z)exp 

dz (3.13) 

λi(EA)cosθ 

0 

dabei ist T die Transmission des Analysators 

und D die Detektorempfindlichkeit. Für die 

homogene Probe vereinfacht sich das Integral 

zu NAλi(EA)cosθ. Vergleich der Intensitäten 

mit jeweils reinen Volumenproben, Einsetzen 

der Dichte (um von NA auf den molaren Anteil 

XA zu kommen) und der freien Weglänge 

ergibt: 

XA 

XB 

= F A AB 

IA 

I ∞ A 

IB 

I ∞ B 

wobei I∞ A , I∞ B 

nen (Element-) Proben sind. F A AB 

30 

(3.14) 

die Linienintensitäten der rei- 

ist der 

Matrixfaktor: 

F A AB(XA → 0) = 1+rA(EA) 

1+rB(EA) 

� �1.5 aB 

aA 

(3.15) 

� �1.5 aB 

F A AB(XA → 1) = 1+rA(EB) 

1+rB(EB) aA 

(3.16) 

Die hier enthaltenen Rückstreukorrekturen 

ändern sich natürlich mit der Zusammensetzung 

der Probe. Nach den Untersuchungen 

von Hall und Morabito [HaM79] ist der Unterschied 

zwischen den Extremwerten XA → 

0 und XA → 1indenmeistenFällen kleiner 

als 5%. Dies ist wesentlich kleiner, als die 

Fehler, die durch ungenaue Werte der freien 

Weglänge zustandekommen. 

3.2.4 Adsorbatschichten 

Seah [Sea83] gibt ein Verfahren zur Quantifizierung 

von dünnen Adsorbatschichten an. 

Dieses wurde in Konstanz 1991 von Krausch

erweitert und als FORTRAN-Programm 1 automatisiert. 

Ein anderes Verfahren – allgemeiner, aber 

vereinfachend – wurde von Ossicini et al. 

[OMC84] 1984 vorgeschlagen. 

Verfahren nach Seah 

Seah betrachtet ein von einem Bruchteil ΦA 

einer Monolage der Spezies A bedecktes Substrat 

B. Das Substratsignal setzt sich dann 

aus dem durch die Adsorbatschicht abgeschwächten 

Signal des Anteils ΦA der Oberfläche 

und dem unveränderten von (1 − ΦA) 

zusammen: 

IB = I ∞ � 

� 

−aA 

B 1 − ΦA +ΦAexp λA(EB)cosθ 

(3.17) 

Das Adsorbatsignal beträgt demgemäß: 

IA =ΦAI ∞ A 

1+rB(EA) 

1+rA(EA) ∗ 

� 

1 − exp 

−aA 

λA(EA)cosθ 

Aus 3.17 und 3.18 ergibt sich: 

� 

Φ 

1 − ΦA 

1 − exp 

� 

1 − exp 

� 

−aA 

λA(EA)cosθ 

= 

−aA 

λA(EB)cosθ 

� 

� 1+rA(EA) 

1+rB(EA) 

� 

� IA 

I ∞ A 

IB 

I ∞ B 

(3.18) 

(3.19) 

Wenn Φ klein gegen 1 ist und die Augerlinien 

bei hohen Energien liegen (so dass λA 

groß gegen eine Monolage), gilt die Näherung 

(analog zu Gleichung 3.14): 

ΦA = QAB 

IA 

I ∞ A 

IB 

I ∞ B 

(3.20) 

Dabei ist QAB der Monolagen-Matrixfaktor: 

QAB = λA(EA)cosθ 

aA 

� � 

1+rA(EA) 

1+rB(EA) 

(3.21) 


Mit den gemachten Vorraussetzungen ist 

Ausdruck 3.20 eigentlich nur zur Bestimmung 

von Verunreinigungen, zum Beispiel 

Kohlenstoff oder Kohlenwasserstoffen geeignet. 

Diese Verunreinigungen stellen in der 

Augerspektroskopie ein ständiges Problem 

dar, da der Primärelektronenstrahl Kohlenwasserstoffe 

aus dem Restgas cracken und 

auf der Probe abscheiden kann. Ist man an 

Schichtdickenbestimmungen interessiert, ist 

Φ ≪ 1einezustarkeEinschränkung. Umgehen 

läßt sich das durch direkte Auswertung 

des Ausdrucks 3.19, was natürlich die Verwendung 

des Rechners nahelegt. 

Verfahren von Ossicini et al. 

Ossicini et al. [OMC84] benutzen für die freie 

Weglänge die ” Universalkurve“ 3.7. Daher 

schränken sie ihr Verfahren auf reine Metall- 

Metall-Systeme ein (bei denen die unterschiedlichen 

Atomgrößen nicht sehr ins Gewicht 

fallen). 

Außerdem werden Matrixfaktoren vernachlässigt. 

Verwendet wird das mit den Sensitivitäten 

gewichtete Verhältnis der Linienhöhen 

R = 

Ia 

Sa 

Is 

Ss 

(3.22) 

Solange sich die Linienformen während der 

Messung nicht ändern, ist es zulässig, das 

Peak-to-Peak-Verhältnis im differentiellen 

Spektrum zu benutzen. 

Verschiedene freie Weglängen ergeben 

sich für Substrat- und Adsorbatlinie nur 

durch ihre unterschiedlichen Energien. Abschwächung 

hängt in beiden Fällen nur von 

der Energie und der Tiefe der betrachteten 

Lage ab. 

wa = exp −h 

λa 

ws = exp −h 

1 Dieses ist inzwischen – da es nicht von VAX auf PC portiert werden konnte – nicht mehr in Gebrauch 

λs 

(3.23) 

31


Lagenweises Wachstum (Frank-van-der- 

Merwe) ist durch eine Anzahl h abgeschlossener 

und einer zu einem Bruchteil Φ gefüllten, 

angefangenen Monolage. Allgemein ergibt 

sich das Signal für eine beliebige Monolage 

zu 

I (k) 

a(s) = I0Sa(s)n (k) (k) 

a(s) f a(s) 

(3.24) 

Dabei ist na(s) ( k) die Flächendichte der Atome, 

f (k) 

a(s) berücksichtigt die Abschwächung. 

Wegen der Annahme gleicher Atomgröße für 

Substrat und Adsorbat stellt n (k) 

a(s) kein Problem 

dar, und man kann über alle Lagen 

summieren. Dabei muß man natürlich wegen 

der teilgefüllten 0-ten Monolage – wie bei Seah 

– mit einem durch diese abgeschatteten 

und einem nicht abgeschatteten Teil der Fläche 

rechnen. 

Nach Aufsummieren über alle Monolagen 

ergibt sich das Verhältnis R (3.22): 

RFM = Φwh a + 1−wh a 

1−wa � (3.25) 

− Φ 

w h s 

� 1 

1−ws 

3.3 Zusammenfassung 

Tian et al. [Tia92] rechnen in ihrer Arbeit 

über Manganfilme auf Palladium mit einem 

Fehler in der Auger-Dickenbestimmung von 

50%. Wird ein derartiger Fehler in Kauf 

genommen, ist die Auswertung problemlos. 

Matrixfaktoren könnenindenmeistenFällen 

– bei nicht zu extremen Unterschieden 

in den Ordnungszahlen – vernachlässigt werden. 

Die freie Weglänge kann durch einfache 

analytische Ausdrücke ermittelt werden, und 

die Einflüsse von Probenposition und Modulationsspannung 

am Analysator sind nicht 

gravierend. 

Für viele Systeme wird bei einem derartigen 

Vorgehen der Fehler sogar sehr viel kleiner 

sein. Für Metalle mit einigermaßen vergleichbarer 

Atomgröße – zum Beispiel Eisen, 

32 

Für Submonolagen wird angegeben: 

Φ= 

1 

1 − ws 

∗ R 

1+R 

(3.26) 

Für den Volmer-Weber-Wachstumsmodus 

werden Inseln konstanter Höhe (h Monolagen) 

angenommen, die die Oberfläche zu 

0 ≤ Φ ≤ 1 bedecken. Dann ist das Verhältnis 

der Intensitäten: 

RVW = Φ(1 − wh a )(1 − ws) 

)(1 − wa) 

(1 − Φ+Φw h s 

(3.27) 

Für Stransky-Krastanov-Wachstum gelten 

im Prinzip die gleichen Überlegungen. 

Für Inselwachstum auf einer ersten abgeschlossenen 

Monolage gilt: 

RSK = 

1 − Φ+Φwh � 

1−wh a 

a +Φ 1−wa 

(1 − Φ+Φwh s ) 

� 

ws 

1−ws 

� 

� (3.28) 

Für die erste Monolage (h =0)mußRFM 

benutzt werden. 

Silber, Kupfer und Kobalt (a ≈ 0.25 nm) – 

und ähnlichen Ordnungszahlen – hier bieteten 

sich Kobalt-Kupfer-Systeme an – lassen 

sich auch ohne Matrixfaktoren GenauigkeiteninderGrößenordnung 

von 10% erreichen 

[Wid02]. Dazu wurde aber nicht nach dem 

Aufdampfen sozusagen eine Autopsie mittels 

AES durchgeführt, sondern die Linienintensität 

während des Aufdampfens kontinuierlich 

verfolgt. Zusätzlich erfolgten Korrekturen 

für die freie Weglänge. Ein allgemeiner 

Korrekturfaktor von 0.21 beinhaltet neben 

dem oben beschriebenen cos α auch den Unterschied 

der experimentellen freien Weglänge 

zu dem Wert der ” Universalkurve“. Ebenso 

ist damit eine Verschiebung der Meßposition 

gegenüber der optimalen Quellenposition

für den Zylinderspiegelanalysator abgedeckt. 

Aus den vorangegangenen Ausführungen 

folgt: Quantitative Augeruntersuchungen 

sind möglich. Es ist aber schwierig, genaue 

Ergebnisse für Bedeckungen zu erhalten, 

wenn die Probe während der Bedeckung 

bewegt wurde, da die Probenposition – zumindest 

für die Augerlinien bei höherer Energie 

– kaum genau genug reproduziert werden 

kann. 

Solange man sich auf die schwereren Elemente 

der ersten beiden Übergangsreihen beschränkt 

(Scandium und Titan sowie Yttrium 

bis Molybdän haben größere Atomradien), 

kann man unbedenklich die ” Universalkurve“ 

3.7 für die freien Weglängen benutzen. 

Der Monolagen-Matrixfaktor fällt ebenfalls 

nicht besonders ins Gewicht. Daher sind für 

diese Fälle die Vereinfachungen des Ossicini- 

Modells problemlos. 

Für andere Elementkombinationen sind 

die Gleichungen nach Krausch und Seah 3.19 

3.3 Zusammenfassung 

zu verwenden, mit der Einschränkung auf 

Φ < 1. Hier sollten auch experimentelle Werte 

für die freien Weglängen benutzt werden, 

da die Abweichungen von den einfachen analytischen 

um 30% liegen, die direkt in das 

Ergebnis eingehen. 

Jedoch sollte es möglich sein, 

das Amplitudenverhältnis R in den 

Ossicini-Gleichungen mit dem Monolagen- 

Matrixfaktor des betreffenden Systems zu 

modifizieren. Dies sollte problemlos sein, da 

die freien Weglängen für die höherenergetischen 

Primärelektronen deutlich größer sind, 

daher wird sich der Fehler auch in der zweiten 

und dritten Monolage nicht groß sein. 

Der Übergang vom Monolagen-Matrixfaktor 

zum Volumen-Matrixfaktor des Adsorbates 

(welches schließlich auch eine binäre Verbindung 

sein kann!) bedarf aber genauerer Untersuchungen, 

entweder experimentell oder 

durch Monte-Carlo-Rechnungen. 

33


34

4 Ergebnisse 

4.1 Beobachtungen 

Bei der Deposition von Gadolinium kam es zu 

einem eigenartigen Verhalten des Verdampfers. 

Wie in Abschnitt 2.2 auf Seite 12 beschrieben, 

wird bei dem verwendeten Verdampfer 

der Tiegel auf positive Hochspannung 

gelegt. Der Verdampfer wird üblicherweise 

über den Filamentstrom geregelt. Laut 

Gebrauchsanweisung und bisherigen Erfahrungen 

[Wid02a] wird der Filamentstrom 

(bei einer Tiegelspannung von 900-1000 V) 

von 1.6 A (Gelbglut) an bis zur gewünschten 

Aufdampfrate langsam hochgeregelt. 

Die Kontrolle der Aufdampfrate erfolgt, 

indem ein Kollektor vor dem Tiegel den ionisierten 

Anteil des Dampfstrahls mißt. Der 

gemessene Strom ist proportional zur Depositionsrate, 

wobei der Proportionalitätsfaktor 

materialabhängig ist. Er kann sich bei 

verschiedenen Materialien um mehr als zwei 

Größenordnungen unterscheiden. 

Ist der Tiegel noch kalt, detektiert der 

Ionenkollektor nur Elektronen aus dem Filament 

und zeigt negative Werte. Beim Aufheizen 

wird der Ionenstrom positiv und steigt 

langsam an. Durch Aufnahme der Schmelzenthalpie 

bleibt er während des Aufschmelzens 

konstant oder nimmt sogar ab. Nach 

dem Schmelzen steigt er weiter an und muß 

dann auf den gewünschten Wert geregelt werden. 

Bei Gadolinium ist dieses Verhalten sehr 

viel stärker ausgeprägt. Der Anstieg erfolgt 

zunächst langsam. Es ist dabei möglich, den 

Filamentstrom bis auf 2.1 A zu regeln. Der 

Ionenstrom steigt auf etwa 200 nA. Er kann 

schließlich, außer bei sehr vorsichtigem Heizen, 

beim Aufschmelzen noch einmal abfallen. 

Schließlich steigt der Ionenstrom geradezu 

explosionsartig an. Dies ist korreliert 

mit einem Anstieg des Emissionsstromes, der 

vom Filament auf den Tiegel fließt. Wird 

die Verdampferleistung nicht sofort zurückgenommen, 

erreicht er 1 mA (!). Dies wurde 

allerdings nur einmal ausgetestet. Dabei lief 

der Tiegel über und das Filament wurde zerstört. 

Um diesen Anstieg auszuregeln, muß der 

Filamentstrom bis auf 1.2 A zurückgenommen 

werden. Dies entspricht etwa dunkler 

Rotglut. Die genaue Farbtemperatur läßt 

sich nicht bestimmen, da das Filament nicht 

direkt sichtbar ist, und das Glühen des Tiegels 

die Beobachtung stört. Bei diesem Strom 

und der damit erzeugten Temperatur ist Glühemission 

eigentlich ausgeschlossen. 

Mit 1.2 A Filamentstrom und einer Hochspannung 

von etwa 900 V ergibt sich dann 

ein Ionenstrom in der Größenordnung von 

100 nA. Dies ergibt eine Depositionsrate von 

etwa 0.4 ML/min. Zunächst zeigt der Ionenstrom 

noch Schwankungen, nach einigen Minuten 

läuft der Verdampfer stabil. 

Zu Beginn der Arbeit wurde auch mit höheren 

Verdampferleistungen experimentiert. 

Dabei wurde ein Emissionstrom von 115 mA 

bei einer Hochspannung von 1000 V, also 

35

4 Ergebnisse 

eine elektrische Leistung von 115 W. Auffallend 

war, dass der Ionenstrom nach einem 

Maximum von 60 µA bei etwa 70 W 

Verdampferleistung auf 15–17 µA abfällt. 

Obwohl die Depositionsrate dabei nicht bestimmt 

wurde, scheint sie sehr hoch gewesen 

zu sein. 

Es bleibt also zu erklären, warum erstens 

nach dem Aufheizen bereits ein derartig 

geringer Filamentstrom ausreicht, um eine 

zum Verdampfen ausreichende Temperatur 

zu halten und zweitens der Ionenstrom bei 

steigender Verdampferleistung abfallen kann. 

Da über den Abfall des Ionenstroms bei 

sehr hohen Raten nur wenige Beobachtungen 

vorliegen (dieser Bereich ist für die vorliegenden 

Experimente ohne Belang), ist es schwer, 

darüber klare Aussagen zu machen. Setzen 

wir bis zum Maximum des Ionenstroms eine 

strikte Proportionalität zur Depositionsrate 

an, so werden bereits bei 70 W elektrischer 

Leistung etwa 4 ML/s deponiert. Es 

ist nicht möglich, davon auf die Verhältnisse 

bei 115 W zu schließen. Die Depositionsrate 

muß außerordentlich hoch gewesen sein. Es 

bieten sich zwei Erklärungen an. Es könnte 

sich bei hoher Verdampferleistung der ionische 

Anteil verändert haben. Es wäre aber 

auch möglich, dass der gemessene Strom in 

irgendeiner Weise mit einem erhöhten Druck 

im Verdampfergehäuse zusammenhängt. 

Für den raschen Anstieg der Dampfrate 

(und der Verdampferleistung) haben wir 

mehrere Erklärungen erwogen. Der verwendete 

Tiegel war größer als die in früheren Experimenten 

verwendeten. Da der starke Leistungsanstieg 

aber beim Ausgasen des leeren 

Tiegels nicht auftrat, ist zum Beispiel die 

thermische Strahlung des Tiegels als Ursache 

auszuschließen. 

Diskutiert wurden auch verschiedene Effekte 

durch Gadolinium-Ionen. Die Ionen im 

Dampfstrahl werden schließlich durch die 

Hochspannung des Tiegels beschleunigt. Ef- 

36 

fekte durch Sekundärelektronenemission sind 

aber sehr unwahrscheinlich. Bei einem hohen 

ionischen Anteil müßte die Depositionsrate 

bei gegebenem Ionenstrom gering sein. Bei 

Kupfer (mit einem hohen ionisierten Anteil) 

benötigt man für 1–2 ML/min einen Ionenstrom 

von 40 µA. Wenn bei Gadolinium bei 

100 nA 0.6 ML/min deponiert werden, kann 

der ionische Anteil nicht sehr hoch sein. Folglich 

ist hier kein anderes Verhalten als für 

Kupfer zu erwarten. 

Die photoelektrische Arbeit – also die 

Austrittsarbeit – liegt bei Gadolinium mit 

3.1 eV sehr niedrig (W 4.6 eV, Cu 4.65 eV). 

Es erscheint also nicht unwahrscheinlich, dass 

dies mit den beobachteteten Phänomenen 

zusammenhängt. Gadoliniumatome, die das 

Filament treffen, werden thermisch schnell 

wieder abgedampft. Die Zeit könnte jedoch 

ausreichen, um durch eine örtliche Erniedrigung 

der Austrittsarbeit Elektronenemission 

zu unterstützen. 

Für die Hypothese spricht, dass dieser 

Prozess sich durch Rückkopplung tatsächlich 

verstärken könnte und damit das explosionsartige 

Ansteigen über viele Größenordnungen 

erklären kann. Problematisch bleibt die 

Veweilzeit der Gadoliniumatome auf dem Filament 

und die damit resultierende effektive 

Austrittsarbeit. 

Überprüfen ließe sich diese Vermutung, 

indem man durch ein passend eingebautes 

Tantal- oder Wolframblech das Filament gegen 

den Dampfstrahl abschirmt. Dabei müßte 

natürlich Sorge getragen werden, dass der 

Elektronenstrahl nicht das Blech verdampft, 

anstatt den Tiegel zu heizen. Da dies nicht 

unbedingt trivial ist, könnte man stattdessen 

auch ein thoriertes Filament einbauen (photoelektrische 

Arbeit von Thorium 3.5 eV). 

Da die Austrittsarbeit eines Thoriumfilaments 

niedriger ist, dürften auftreffende Gadoliniumatome 

– anders als bei Wolfram – 

keine große Wirkung haben.

4.2 Augerspektroskopie 

Augerelektronenspektroskopie wurde in dieser 

Arbeit verwendet, um die Ionenflußanzeige 

des Verdampfers zu kalibrieren und um 

Verunreinigungen zu detektieren. 

Für Wolframdiselenid-Substrate ist dies 

problematisch, da nach J. Boneberg [Bon02] 

der Primärelektronenstrahl des Spektrometers 

die elektronische Struktur des Halbleiterkristalls 

stark verändert. Da nach Rettenberger 

[Ret98] Störstellen der Oberfläche als 

Nukleationskeime wirken, kommt ein mittels 

Auger untersuchter Kristall nicht mehr für 

Depositionsexperimente in Betracht. 

Es scheint, dass das Channeltron des 

Spektrometers Alterungserscheinungen aufweist. 

Zu Beginn der Arbeit aufgenommene 

Spektren erwiesen sich als sehr verrauscht, 

was ein Verfolgen der zeitlichen Entwicklung 

beinhahe unmöglich machte. Es war jedoch 

möglich, mittels der Augeraufnahmen eine 

Abschätzung für die Depositionsrate zu gewinnen, 

die dann mittels Rastertunnelmikroskopie 

präzisiert werden konnte. 

Die späteren Depositionsexperimente 

fanden immer bei 100 nA Ionenfluß statt, 

nachdem anfänglich mit verschiedenen Werten 

experimentiert worden war. Da der Ionenstrom 

aber nicht strikt proportional zur 

Depositionsrate ist, empfiehlt es sich, stets 

einen kalibrierten Wert zu benutzen. Abbildung 

4.1 stellt Augerspektren einer bei 

50 nA bedampften Probe dar. Wäre der Ionenstrom 

proportional zur Depositionsrate, 

so wäre die Probe nach der Deposition mit 

16 ML Gadolinium bedeckt, was eine stärkere 

Abschwächung der Substratlinien zu Folge 

hätte. 

Das starke Spektrometerrauschen konnte 

durch andere Einstellungen – eine längere 

Integrationszeit – unterdrückt werden. 

Dies führt natürlich zu einer längeren Einwirkung 

des Primärelektronenstrahls auf das 

Substrat. 


Nach den Erfahrungen der MBE- 

Teilgruppe zeigt ein Wolframdiselenid-Kristall, 

nachdem er eine halbe Stunde auf 300◦C geheizt wurde, im RHEED ein sauberes Beugungsbild. 

Daher wird angenommen, dass 

Adsorbatschichten abgedampft sind. Einige 

Augeraufnahmen (Bild 4.2) zeigen aber 

trotz des Reinigungsprozesses Kohlenstoffund 

Sauerstoff-Adsorbatlinien. Es ist daher 

zu erwägen, ob nicht zum Ausheizen eine 

etwas höhere Temperatur verwendet werden 

sollte. Möglicherweise war auch durch die 

Wärmeleitfähigkeit des Edelstahlprobenhalters 

zu gering und führte zu verzögertem 

Aufheizen. 

Als ständiges Problem erwies sich die 

Kohlenstofflinie. Dies ist aus den Aufnahmen 

4.3 und 4.4 zu ersehen. Zu Kalibrierungszwecken 

wurde ein Wolframblech durch einstündiges 

Sputtern bei Raumtemperatur gereinigt. 

Bild 4.3 zeigt das Spektrum. Die Verunreinigungen 

durch Kohlenstoff und Sauerstoff 

sind nur noch gering. Die 169 eV-Linie 

des Wolframs und die 272 eV-Linie des Kohlenstoffs 

haben vergleichbare Sensitivitäten 

(0.65 beziehungsweise 0.61), die Linienhöhen 

sind also direkt vergleichbar. Nur die Sauerstofflinie 

erscheint durch den Sensitivitätsfaktor 

von 0.125 im Vergleich zu den anderen 

etwa doppelt so stark. 

Das Wolframblech wurde für mehrere 

Stunden mit verschiedenen Parametern untersucht. 

Am Ende ergab sich das Spektrum 

4.4. Obwohl wegen der etwas unterschiedlichen 

Parameter die Spektren nicht direkt 

vergleichbar sind, ist die massive Vegrößerung 

der Kohlenstofflinie deutlich. Die Kohlenstoffbedeckung 

ist nun so groß, dass die 

Wolframlinie bereits geschwächt wird. 

Man muß daraus den Schluß ziehen, dass 

die Kammer durch Pumpenöl verschmutzt 

ist. Die Kohlenwasserstoffe des Restgases 

werden durch den Primärelektronenstrahl 

37

4 Ergebnisse 

38 

Abbildung 4.1: Auger-Spektren vor und nach der Deposition von nominell 16 ML Gd 

Abbildung 4.2: Auger-Spektrum eines ausgeheizten WSe2-Kristalls


Abbildung 4.3: Auger-Spektrum eines durch Sputtern gereingten Wolframblechs 

Abbildung 4.4: Das Wolframblech aus Abb. 4.3 nach der Elektronenbestrahlung 

39

4 Ergebnisse 

gecrackt und dadurch Kohlenstoff auf der 

Oberfläche deponiert. Durch Einbau eines 

zusätzlichen Absperrventils wird versucht, 

weiterer Verschmutzung vorzubeugen, unter 

Umständen ist aber auch eine gründliche Reinigung 

der Kammer notwendig. 

Dieses Problem macht die Bestimmung 

der Depositionsrate beinahe unmöglich, da 

dabei die Probe natürlich längere Zeit dem 

Elektronenstrahl ausgesetzt sein muß. Besonders 

drastisch ist dies in Bild 4.5 zu erkennen. 

Die Deposition von nominell 0.4 Monolagen 

Gadolinium war mit den Parametern 

der Aufnahme des reinen Substrates 

(grüne Kurve) nicht nachweisbar. Erst durch 

maximale Vergrößerung der Integrationszeit 

(blaue Kurve) wurde die Gd-Linie sichtbar. 

4.3 STM 

Da die Beugungsmethoden LEED und 

MEED erfolglos waren – beziehungsweise 

amorphes 1 Wachstum anzeigten, war das 

Tunnelmikroskop natürlich das wichtigste Instrument. 

Gerade dieses war jedoch während dieser 

Arbeit aufgrund verschiedener Probleme nur 

eingeschränkt nutzbar. Ein Fertigungsfehler 

im Steuergerät konnte behoben werden, außerdem 

ließ sich das Rauschen durch möglichst 

kurze Masseverbindungen mit großem 

Querschnitt teilweise unterdrücken, jedoch 

hat das Gerät noch nicht seine prinzipiellen 

Leistungsgrenzen erreicht. Es wird vermutet, 

daß dies auf eingestrahlte Störungen zurückzuführen 

ist, weitere Untersuchungen dazu 

wären wünschenswert. 

Allerdings läßt sich aus diesen Untersuchungen 

keine eindeutige Aussage über die 

atomare Nahordnung in den Gadolinium- 

Strukuren treffen. Es ist allerdings prinzipiell 

kaum möglich, Metallinseln auf einem 

Schichtstrukturhalbleiter atomar aufzulösen. 

Derselbe Parametersatz ist nur selten gleich- 

1 amorph bedeutet hier nur ” kein Beugungsbild“ 

40 

Der Sensitivitätsfaktor dieser Linie liegt bei 

0.71 (nur unwesentlich höher als für Kohlenstoff). 

Auf dieser Probe befand sich nach den 

Untersuchungen mehr Kohlenstoff als Gadolinium! 

Dies wird zwar ein wenig relativiert 

durch den Matrixfaktor, da die Kohlenstofflinie 

durch Rückstreuung verstärkt wird, aber 

mehr als einen Faktor von 2 läßt sich dadurch 

nicht erklären. 

Zusammenfassend ist zu sagen, dass die 

Augerelektronenspektroskopie in dieser Arbeit 

teils wegen des nicht völlig kohlenwasserstofffreien 

Vakuums, teils wegen der Empfindlichkeit 

des verwendeten Substrates nicht 

ihre normale Bedeutung erreicht hat. Augeraufnahmen 

waren aber für die erste Abschätzung 

der Depositionsrate unverzichtbar. 

zeitig für das Tunneln auf Metall und Halbleitern 

geeignet. 

Wie Rettenberger [Ret98] gezeigt hat, 

kann die STM-Spitze auch zur gezielten Verschiebung 

von Inseln auf Wolframdiselenid 

eingesetzt werden. Dies gelingt für mit dem 

Substrat nur schwach wechselwirkende Goldinseln 

bei Tunnelwiderständen von typischerweise 

4.3 STM 

Abbildung 4.5: Augerspektren vor und nach der Deposition von 0.6 ML Gadolinium 

Abbildung 4.6: Übersichtsaufnahme Probe 8, 

1.6 × 1.6 µm 2 , RSTM = 

404 MΩ, Bedeckung unbekannt 

Abbildung 4.7: Probe 8 mit 400 mV, 1.21 × 

1.21 µm 2 , RSTM = 449 MΩ 

41

4 Ergebnisse 

schon um einen Metall-Metall-Tunnelkontakt 

gehandelt haben. 

Man sieht in erster Linie kreisförmige 

Strukturen des Substrates. Diese wurden in 

STM-Aufnahmen von Wolframdiselenid bereits 

in der Vergangenheit gefunden [Mar02]. 

Die Strukturen wurden in unserer Gruppe 

während der letzten Monate bei verschiedenen 

STM- und AFM-Untersuchungen beobachtet. 

Ihre genaue Struktur ist noch unklar. 

Wir vermuten, dass es sich um Schraubenversetzungen 

handelt. Es würde sich vielleicht 

lohnen, einen unbedeckten Kristall auf dergleichen 

zu untersuchen. Auf einem sauberen 

Substrat könnte man mit wesentlich geringeren 

Tunnelwiderständen und folglich höherer 

Auflösung arbeiten. Matthes und Rettenberger 

[Ret98, Mat97] haben diese Strukturen 

nicht beobachtet. Allerdings waren für 

diese Untersuchungen kleinere Längenskalen 

von Interesse. Aus diesem Grund wurden die 

Kreise wahrscheinlich auch in unserer Gruppe 

früher nicht beobachtet. 

Die im Rahmen dieser Arbeit beobachteten 

Proben sind zu wenige, um auf das allgemeine 

Verhalten von Wolframdiselenid zu 

schließen. 

4.3.2 Dünne Filme 

Bei Probe 18 konnte zuerst ein etwas quantitativerer 

Wert für die Verdampferrate gewonnen 

werden. Nach den ersten, groben AES- 

Abschätzungen wurde hierbei für 20 min bei 

100 nA Ionenstrom Gadolinium deponiert. 

Es zeigt sich ein beinahe geschlossener, 

granularer Film. 

Diese Probe erwies sich im STM als 

problematisch. Die Tunnelbedingungen waren 

nicht sehr stabil, und die Spitze nahm 

Verunreinigungen von der Oberfläche auf. 

In Bild 4.9 ist deutlich zu sehen, wie die 

Spitze nach Überfahren offensichtlich einer 

Verunreinigung völlig abweichende Topographiewerte 

anzeigt. Dieses ” Zurückreißen“ der 

Spitze überdeckt die echte Topographie beinahe 

vollständig. 

42 

Auch wenn bei Bild 4.8 (die 2D-Version 

von Bild 4.9) die Tunnelbedingungen sehr 

problematisch waren, zeigt sich doch – vor allem 

im oberen linken Bereich – eine deutliche 

Anordnung der verbliebenen Löcher im Film. 

Auch auf Aufnahme 4.11 zeigen sich die Löcher 

nicht zufällig angeordnet. Wahrscheinlich 

ist dies auf Unregelmäßigkeiten im Substrat 

zurückzuführen. Diese Probe ist außerordentlich 

stark gestuft und damit die Oberfläche 

nicht unbedingt ideal. 

Spitzenartefakte genügen nicht, um das 

Bild zu erklären. Eine Mehrfachspitze müßte 

zumindest an den Stufen ein anderes Verhalten 

zeigen. 

4.3.3 Nanostrukturierte Filme 

Durch weitere Verringerung der Bedeckung 

war es möglich, Inselwachstum nachzuweisen. 

Die in Abbildung 4.12 dargestellte Probe 

ist ein wenig zu dick bedeckt, um von ” Nanostrukturen“ 

zu sprechen. Aber die abgebildeten 

Strukturen erlauben trotzdem, einige 

Schlüsse zu ziehen. 

Auf der in Abbildung 4.12 dargestellten 

Probe wurde bei 100 nA Ionenstrom für 

5 min bei Raumtemperatur Gadolinium deponiert. 

Die Bedeckung ist nun klein genug, 

dass die einzelnen Inseln sich zu trennen beginnen. 

Die Korngröße ist schwer abzuschätzen, 

liegt aber im Bereich von 3–5 nm. 

Für die Aufnahme wurden noch extremere 

Parameter benutzt: 1.7 V Tunnelspannung 

(mit positiver Spitze) bei 76 pA ergeben 

einen Tunnelwiderstand von 22.4 GΩ. 

Verwendet wurde eine geschnittene Platin- 

Iridium-Spitze. Da bei diesen häufig Probleme 

mit Mehrfachspitzen auftreten, muß 

das Bild genau betrachtet werden, um solche 

Effekte auszuschließen. Zum Beispiel konnte 

Rettenberger [Ret98] zeigen, dass eine 

schlechte Spitze unter Umständen eine deutlich 

höhere Bedeckung vortäuschen kann. 

In diesem Fall sprechen jedoch die relativ 

großen Lücken gegen diese Hypothese. In diesen 

Lücken scheinen sich zwar gelegentlich

Abbildung 4.8: Übersichtsaufnahme bei 

RSTM = 7.46 GΩ, 

1.02 × 1.02 µm 2 , Bedeckung 

8 ML, sehr instabile 

Tunnelbedingungen 

Abbildung 4.10: Probe 18, RSTM =12.9 GΩ, 

0.5 × 0.5 µm 2 , Bedeckung 

8ML 

4.3 STM 

Abbildung 4.9: 3D-Ansicht von Bild 4.8 

Abbildung 4.11: RSTM = 16.4 G Ω, 0.5 × 

0.5 µm 2 

43

4 Ergebnisse 

Abbildung 4.12: Probe 20, 500 × 500 ˚ A, 

RSTM =22.4 GΩ, Bedeckung 

siehe Text 

Abbildung 4.14: Größerer Bildausschnitt, 

200 × 200 nm 2 , 

RSTM =16.2 GΩ 

44 

Abbildung 4.13: Das Strombild zu nebenstehender 

Aufnahme 4.12 

Haeufigkeit 

0.3 

0.25 

0.2 

0.15 

0.1 

0.05 

0 

0 5e-10 1e-09 1.5e-09 2e-09 2.5e-09 3e-09 3.5e-09 4e-09 

Hoehe [m] 

Haeufigkeit 

Abbildung 4.15: Histogramm über nebenstehende 

Aufnahme 4.14

noch Strukturen zu befinden, das Strombild 

4.13 stellt sie jedoch glatt dar. Wir nehmen 

daher die dargestellte Topographie als echt 

an. 

Allerdings erwiesen sich die Aufnahmen 

als nicht problemlos: Gadolinium scheint die 

Spitze relativ stark zu verschmutzen. Daher 

sind regelmäßige Reinigungsprozeduren notwendig. 

Trotzdem lassen sich gelegentliche 

” Schmierer“ nicht vermeiden. 

Daher lassen sich diese Aufnahmen auch 

zur Kalibrierung des Verdampfers benutzen. 

Zu diesem Zweck wird eine Aufnahme in etwas 

größerem Maßstab verwendet, um lokale 

Unterschiede auszugleichen. Es verbietet 

sich aber, einen wirklich großen“ Maß- 

” 

stab von vielleicht 1–2 µm2 zu verwenden, 

da dabei Biegungen im Substratkristall stören 

können. Auch bei der 200 × 200 nm2- Aufnahme (Bild 4.14) ist bereits einige Vorsicht 

notwendig. Um eine Verkippung des 

Substrates auszuschließen, wurde mittels der 

STM-Software eine Ebene, die durch möglichst 

viele Substratpunkte gegeben war, abgezogen. 

Das Histogramm 4.15 zeigt das Ergebnis. 

Es sind deutlich zwei Häufungspunkte 

zu erkennen, der Substratpeak bei 9 ˚A und eine mittlere Inselhöhe bei etwa 18 ˚ A. 

Die nach oben ausreißenden Werte bis über 

80 ˚A entstehen durch die beschriebenen Probleme 

mit der Spitze. Die Werte zwischen 0 

und 9 ˚A(also unter“ dem Substrat) erklä- 

” 

ren wir durch vorübergehende, größere Annäherung 

der Spitze an die Probe. Man darf 

nicht vergessen, dass die Spitze bei Tunnelwiderständen 

zwischen 15 und 25 GΩ bereits 

relativ weit von der Probe entfernt ist. Wir 

schätzen aus diesen Werten die Bedeckung 

zu 8 ˚ Aab.Füreinen genauen Wert sollte allerdings 

noch die z-Skala des Mikroskops mit 

einer Referenzprobe verglichen werden. 

Es ist nicht einfach, diesen Wert in Monolagen 

anzugeben, da die atomare Struktur 

des Filmes nicht bekannt ist. Nimmt man die 

hexagonale Volumenstruktur (c-Achse in der 

Probenormalen) an, so wären dies 1.4 ML. 

Da jedoch die Gitterkonstante in der Ebene 

4.3 STM 

für Gadolinium größer ist als für Wolframdiselenid, 

ist einfaches epitaktisches Wachstum 

nicht möglich. Dies wird schließlich auch 

durch die granulare Struktur des Filmes demonstriert. 

Nimmt man als Gitterkonstante 

den (kovalenten) Atomdurchmesser an, käme 

man auf 2.5 ML. Da Gadoliniumatome durch 

das 5d-Elektron stark von der Kugelform abweichen 

(was auch durch den ungewöhnlich 

großen Wert für die c-Achse von 5.78 ˚ Agezeigt 

wird) ist dies zu viel. Wir rechnen vorerst 

mit 2 ML. Dies führt auf eine Depositionsrate 

von 0.4 ML/min bei einem Ionenstrom 

von 100 nA. 

Über die lokale Struktur des deponierten 

Gadoliniums lassen sich vorerst noch keine 

sicheren Aussagen machen. Bereits die 

Inselform ist schwer anzugeben. Auf den Bildern 

erscheinen die Inseln als unstrukturierte 

Klumpen“. Wären Facetten zu erken- 

” 

nen, wäre dies interessant. Umgekehrt bedeutet 

ihr Nichtvorhandensein nicht viel. Es ist 

möglich, dass sie mit der verwendeten Spitze 

nicht aufgelöst werden konnten, es ist auch 

möglich, daß es für den Kristallit günstiger 

ist, keine Facetten auszubilden, oder sei es, 

dass die Strukturen amorph sind. 

Betrachten wir zunächst das Auflösungsvermögen 

der Spitze genauer. Die beobachteten 

Strukturen sind sehr flach (Dicke etwa 

10 ˚A, laterale Ausdehnung etwa 30–50 ˚A). Die Spitze befindet sich bei diesem Tunnelwiderstand 

mindestens 5–6 ˚AvonderOber fläche entfernt. Auch für eine atomar scharfe 

Spitze würden also Unter- und Oberkante 

der Facette unscharf dargestellt werden. 

Eine Höhe von 10 ˚ A kann also unter diesen 

Umständen nicht genügen, um eine Facette 

abzubilden. 

Von einigen Linescans her erscheinen die 

Inseln allerdings eher flache Tropfen zu sein 

als Kristallite (man beachte auch das Strombild 

4.13). Dies zeigt aber auch deutlich das 

begrenzte Aulösungsvermögen: Bei einem flachen 

Anstieg müßten bei höherer Auflösung 

monoatomare Stufen sichtbar sein. 

45

5 Zusammenfassung 

Das Ziel der vorliegenden Arbeit Wachstum 

selbstorganisierter Gadolinium-Nanostrukturen 

auf Wolframdiselenid war es, das 

Spektrum der auf diesem Substrat selbstorganisiert 

aufwachsenden Metalle um ein Seltenerdmetall 

zu erweitern. 

Bei den Untersuchungen ergaben sich zuerst 

Probleme durch plötzliches, explosives 

Anwachsen der Depositionsrate. Dies konnte 

mit hoher Wahrscheinlichkeit auf eine geringe 

Gadolinium-Bedeckung des Filaments 

im Verdampfer zurückgeführt werden. Diese 

erniedrigt die Austrittsarbeit des Filaments. 

Da die Gadoliniumbedeckung mit der Depositionsrate 

korreliert ist, kann sie durch 

Rückkopplung den beobachteten Effekt auslösen. 

Anders als bei den in früheren Arbeiten 

untersuchten Materialien (Kupfer, Silber, 

Gold [Ret98], Indium [Dip00, Ret98], Cobalt, 

Ruthenium [Lae00]) ist bei Gadolinium 

die Gitterkonstante größer als bei Wolframdiselenid. 

Die Bedingungen für epitaktisches 

Wachstum sind daher nicht günstig. 

Mit LEED- und MEED-Experimente konn- 

te kein kristallines Wachstum nachgewiesen 

werden. 

Da Elektronenbeugung zunächst nicht 

zum Erfolg führte, blieb nur die Augerelektronenspektroskopie 

als integrale Untersuchungsmethode. 

Es erschien daher angebracht, 

Möglichkeiten und Grenzen sowie 

prinzipielle Probleme dieser Methode etwas 

ausführlicher zu erörtern. 

Mittels STM konnte granulares Wachstum 

nachgewiesen werden. Die beobachteten 

Strukturen waren auffallend flach. Ihre Höhe 

betrug ziemlich einheitlich 10 ˚A bei etwa 

2 ML Bedeckung. Die durchschnittliche Inselgröße 

konnte nicht genau bestimmt werden, 

liegt aber im Bereich von 3–5 nm. Die 

atomare Struktur der Cluster ist noch nicht 

bekannt. 

Durch die STM-Untersuchungen konnte 

auch eine Quantifizierung der Bedeckung erzielt 

werden, um die Verdampferrate zu kalibrieren. 

Dies ist eine wesentliche Voraussetzung 

für die geplanten Legierungsexperimente. 

47

4 Ergebnisse 

Trotzdem kann man sagen, dass die Inseln 

stark von der Kugelform abweichen, die 

man wegen der Isotropie der Oberflächenenergie 

für amorphe Körper erwarten würde. 

Dies kann sowohl an der Wechselwirkung mit 

dem Substrat liegen, als auch auf kristalline 

Struktur hindeuten. 

Dies gilt allerdings nur, wenn sich die 

Inseln im thermodynamischen Gleichgewicht 

befinden. Da die Diffusion beim Wachstum 

eine entscheidende Rolle spielt, muß dies 

nicht der Fall sein. Ist die Beweglichkeit auf 

dem Substrat höher als auf der Insel, so wird 

neues Material hauptsächlich am Rand angelagert 

(solange die Inseln nur einen kleinen 

46 

Teil der Oberfläche bedecken). Dann können 

tatsächlich flache Inseln entstehen, auch 

wenn energetisch andere Formen günstiger 

wären. 

Um diese Frage zu entscheiden, bieten 

sich zwei Vorgehensweisen an. Untersuchungen 

bei verschiedenen Temperaturen würden 

den Einfluß der Diffusion deutlich zeigen. 

Wenn bei höherer Bedeckung die Inseln weiter 

zusammenwachsen, und dadurch stabilisiert 

werden, könnte es möglich sein, STM- 

Aufnahmen tatsächlich mit der erforderlichen 

Auflösung zu machen, ohne die Strukturen 

zu verschieben.

5 Zusammenfassung 

48

6 Ausblick 

Ohne Zweifel stellt die vorgelegte Arbeit 

nur den Beginn der Arbeiten an Gadolinium 

dar. 

Die vorgesehenen Untersuchungen von 

Legierungen werden demnächst in Angriff genommen. 

In erster Linie handelt es sich hierbei 

um die C15-Phase mit Nickel. Unter Umständen 

wäre auch an eine Erweiterung auf 

Eisen und Aluminium zu denken. An Wiederinbetriebnahme 

von MEDUSAs PAC-Spektrometer 

ist zunächst nicht gedacht. Hier böte 

sich vielleicht die Möglichkeit, die Untersuchungen 

von de la Presa et al. [PMP00] auf 

zweidimensionale System auszudehnen. 

Da in unserer Gruppe bereits umfangreiche 

Erfahrungen mit dem Bandmagneten 

CoPt3 gesammelt wurden, wäre es naheliegend, 

den Übergang zwischen Band- und lokalisiertem 

Magnetismus am ” Mischsystem“ 

GdCo2 zu studieren. 

Aber auch ohne so weit in die Zukunft zu 

schauen, bietet das System viele Möglichkeiten. 

Zunächst ist angedacht, die LEED-Beobachtungen 

wiederaufzunehmen. Wahrscheinlich 

wird sich dabei nichts finden, da die Inseln 

zu klein sind, aber da dies die einfachste 

Möglichkeit ist, die lokale Struktur anzugehen, 

sollte es versucht werden. Bei größerer 

Bedeckung, wenn die Inseln zusammenwachsen, 

sollte es möglich sein, durch geringere 

Tunnelwiderstände mit dem STM höhere 

Auflösungen zu erreichen, ohne die Inseln 

zu verschieben. 

Untersuchungen der lokalen Struktur 

mittels PAC-Spektroskopie sind äußerst pro- 

blematisch, da der genaue Einbau der Sondenatome 

nur schwer zu kontrollieren ist. Daher 

wird PAC für die reinen Gadoliniumsysteme 

wohl keine Rolle mehr spielen. Wie bereits 

Krausch [Kra91] ausgeführt hat, sind 

dergleichen heute Domäne der Rastersondenmikroskope. 

Von der Augerelektronenspektroskopie 

wurde in dieser Arbeit kein besonders ausführlicher 

Gebrauch gemacht. Sobald das 

Kohlenstoffproblem beseitigt ist, bieten sich 

hier auch Möglichkeiten, da eine in-situ- 

Verfolgung der Auger-Intensitäten die Beobachtung 

des gesamten Wachstumsprozesses, 

von der ersten Nukleation bis zum dicken 

Film, gestattet. Das STM liefert dagegen immer 

nur das Bild eines Augenblicks. Freilich 

darf hierbei die Empfindlichkeit des Substrates 

nicht vergessen werden. Wie ausgeführt, 

sind Kristallschäden durch den Primärelektronenstrahl 

nicht auszuschließen. Möglicherweise 

können solche Effekte durch einen flacheren 

Einfallswinkel verringert werden. 

Bisher überhaupt noch nicht untersucht 

wurden anscheinend die Auswirkungen von 

magnetischen Inseln auf die halbleitenden Eigenschaften 

des Substrates. Es gibt Untersuchungen 

von Rettenberger [Ret98] über das 

Fermi-Level-Pinning durch Adsorbate, magnetische 

Eigenschaften wurden dabei nicht 

untersucht. Hier würde sich wieder ein Vergleich 

zwischen dem Stoner-Magneten CoPt3 

und dem Heisenberg-Magneten Gadolinium 

anbieten. 

49

6 Ausblick 

50

7 Literaturverzeichnis 

[AFL94] J. G. Amar, F. Family, P.-M. Lam, 

” Dynamic scaling of island-size distribution 

and percolation in a model of 

submonolayer molecular beam epitaxy“,Phys. 

Rev. B 50(12)(1994)8781 

[AMT01] M. Albrecht, A. Maier, F. Treubel, 

M. Maret, R. Poinsot, G. Schatz, 

” Self-assembled magnetic nanostructures 

of CoPt3 with favoured chemical ordering“, 

Europhys. Lett. 56(6)(2001)884 

[Atk83] P.W.Atkins,physicalchemistry,2 nd 

edition, Oxford University press, Oxford, 

London, Glasgow, New York, 1983 

[BE66] Brockhaus Enzyklopädie, 17. Auflage 

des Großen Brockhaus, F. A. Brockhaus, 

Wiesbaden, 1966-1981 

[BiR82] G. Binnig, H. Rohrer, Ch. Gerber, 

E. Weibel, ” Tunneling through a controllable 

vacuum gap“, Appl. Phys. Lett. 

40(1982)178; diess. ” Surface studies by 

scanning tunneling microscopy“, Phys. 

Rev. Lett. 49(1982)57 

[Bon00] D. A. Bonnel ” Scanning probe microscopy 

and spectroscopy“, John Wiley 

and Sons, New York, 2000 

[Bon02] J. Boneberg, persönliche Mitteilung 

[Bue02] S. Bueble, Schäfer Technologie 

Gmbh, persönliche Mitteilung 

[Die00] W. Dieterich, ” Ratengleichungen und 

Skalenteorie der Nukleationstheorie“, 

Vorlesungsscript, Universität Konstanz, 

2000 

[Dip00] Markus Dippel, ” Charakterisierung 

des Schmelzverhaltens selbstorganisierter 

Indium-Nanostrukturen auf WSe2- 

Substraten“, Dissertation, Universität 

Konstanz, 2000 

[Fil98] G. Filleböck, ” Selbstorganisierte Nanostrukturen“ 

Dissertation, Universität 


[Gal69] T. E. Gallon ” A simple model for the 

dependence of Auger intensities on specimen 

thickness“, Surf. Sci. 17(1969)486 

[GTS98] M. Gajdzik, T. Trappmann, C. Sürgers,H.v.Löhneysen, 

” Morphology and 

magnetic properties of submonolayer Gd 

films“, Phys Rev. B 57(1998)3525 

[HaM79] P. M. Hall, J. M. Morabito, ” Matrix 

effects in quantitative Auger Analysis of 

dilute alloys“, Surf. Sci 83(1979)391 

[Har68] L. A. Harris ” Analysis of materials by 

electron-excited Auger electrons“, J. Appl. 

Phys. 39(1968)1419,1428 

[HCH96] K. R. Heim, S. T. Coyle, G. G. 

Hembree, J. A. Venables, M. R. Scheinfein, 

” Growth of nanometer-size metallic 

particles on CaF2(111)“, J. Appl. Phys. 

80(2)(1996)1161 

[Hed95] ” Handbook of Auger electron spectroscopy“,Ed.C.L.Hedberg,Physical 

Electronics, Eden Prairie, 1995 

[HeG94] M. Henzler, W. Göpel ” Oberflächenphysik 

des Festkörpers“, 2. Aufl. Teubner, 

Stuttgart, 1994 

51


[Ibe90] J. P. Ibe, P. P. Bey, S. L. Brandow, 

R. A. Brizzolara, N. A. Burnham, D. 

P.deLella,K.P.Lee,C.R.Marrian, 

R. J. Coltan, J. Vac. Sci. Technol. A 

8(4)(1990)3570 

[Jen98] P. Jensen, H. Larralde, M. Meunier, 

A. Pimpinelli, ” Growth of threedimensional 

structures by atomic deposition 

on surfaces containing defects: 

simulations and theory“, Surf. Sci, 

412/413(1998)458 

[Kap02] E. Kapon, ” Semiconductor quantum 

wires and quantum dots grown by seeded 

self-ordering on nonplanar surfaces“, 

Book of Abstracts, 2 nd Lion Symposium, 

Villigen, 2002 

[Ker79] R. Kern, G . Le Lay, J, J, Métois, 

Current Topics in material science 

3(1979)139 

[Kru00] K. Krug, ” Charakterisierung elektronischer 

und magnetischer Eigenschaften 

in Seltenen Erd-Borkarbiden“, Dissertation, 

Georg-August-Universität, Göttingen, 

2000 

[Kra91] G. Krausch, ” PAC-Experimente an 

Halbleiteroberflächen und Metall/Halbleiter-Grenzflächen“ 



[Lae00] M. Lämmlin, ” Struktur und Magnetismus 

von Übergangsmetallen in eingeschränkter 

Geometrie“, Diplomarbeit, 

Universität Konstanz, 2000 

[Lan53] J. J. Lander ” Auger Peaks in 

the energy spectra of secondary electrons 

from various materials“,Phys. Rev. 

91(1953)1382 

[Lut96] H. Lüth, ” Surfaces and interfaces of 

solid materials“, 3. Auflage, Springer, 

Berlin Heidelberg New York 1995 

[Mar02] M. Maret, persönliche Mitteilung 

52 

[Mat97] Th. Matthes, ” PhotonenunterstützteRastertunnelmikroskopie/Spektroskopie 

auf Halbleitern mit geringer Oberflächenzustandsdichte“, 



[MAT02] Website Fa. Mateck Gmbh, 

http://www.mateck.de, 2002 

[Mig89] J. J. Miguel, A. Cebollada, J. M. 

Gallego, S. Ferrer, R. Miranda, C. M. 

Schneider, P. Bressler, J. Garbe, K. Bethke, 

J. Kirschner, ” Characterization of the 

growth process and magnetic properties 

of thin ferromagnetic cobalt films on 

Cu(100)“, Surf. Sci. 211(1989)732 

[Mor96] Ch. E. Mortimer, ” Chemie“, übersetzt 

und bearbeitet von U. Müller, Georg 

Thieme Verlag, Stuttgart, New York, 

1996 

[Mue97] G. Müller, ” Allgemeine Chemie für 

Physiker“, Vorlesungsmitschrieb, Universität 


[NRL02] Website des Center for Computational 

material science, Naval 

Research Laboratory, material 

science and technology division, 

http://cst-www.nrl.navy.mil, 2002 

[Nys01] P. Nysten, persönliche Mitteilung 

[OMC84] S. Ossicini, R. Memeo, F. Ciccacci, 

” AES analysis of the growth mechanism 

of metal layers on metal surfaces“, J. Vac. 

Technol. A3(2)(1985)387 

[PiV98] A. Pimpinelli, J. Villain, ” Physics of 

crystal growth“, Cambridge University 

press, 1998 

[PaR67] P. W. Palmberg, T. N. Rhodin ” Auger 

electron spectroscopy of fcc metal 

surfaces“, J. Appl. Phys. 39(1967)2425 

[PMP00] P. de la Presa, S. Müller, A. F. Pasquevich, 

M. Forker, ” Investigation of the 

magnetic hyperfine field of 111 Cd in the

are-earth Laves phases RCo2 and RNi2, 

J. Phys. Condens. Matter 12(2000)3423 

[Rai92] Ludwig Bergmann, Clemens Schäfer, 

Lehrbuch der Experimentalphysik, Hrsg. 

Wilhelm Raith, Band 6: Festkörper, de 

Gruyter, Berlin New York 1992 

[Ret98] A. Rettenberger, ” Selbstorganisiertes 

Wachstum metallischer Nanostrukturen 

auf Schichtgitterhalbleitern“, Dissertation, 


[Reu72] W. Reuter, in: Proc. Sixth Int. Conf. 

on X-ray Optics and Microanalysis, Hrsg. 

G . Shinoda, K. Kohra, T. Ichinokowa, 

Univ. of Tokyo Press, 1972, S. 121 

[RST95] P. W. Rooney, A. L. Shapiro, M. Q. 

Tran, F. Hellman, ” Evidence of a surfacemediated 

magnetically inducesd miscibility 

gap in Co-Pt alloy thin films, Phys. 

Rev. Lett. 75(1995)1843 

[SaW93] ” Lexikon der Elektronik und Mikroelektronik“, 

herausg. von D. Sautter, H. 

Weinerth, VDI-Verlag, Düsseldorf, 1993 

[Sch00] G. Schatz, Scriptum zur Vorlesung 

” Surfaces and thin film physics“, Universität 

Konstanz, unveröffentlicht, 2000 

[Sea72] M. P. Seah, ” Quantitative Auger electron 

spectroscopy and electron ranges“ 

Surf. Sci. 32(1972)703 

[Sea83] M. P. Seah; in: Practical surface analysis 

by Auger and X-ray photoelectron 

spectroscopy,Hrsg.D.Briggs,M.P.Seah; 

John Wiley and Sons, New York 

1983, Kap. 5 

[SeD79] M.P.Seah,W.A.Dench ” Quantitative 

electron spectroscopy of surfaces: a 

standard data base fo electron inelastic 

mean free paths in solids“, Surf. Interf. 

Anal. 1(1979)2 

[ShI81] R. Shimizu, S. Ichimura, ” Quantitative 

analysis by Auger electron spectroscopy“, 

Toyota Foundation Research report 

I-006 No. 76-0175, Osaka, 1981 

Surf. Sci. 112(1981)386 

[SiH75] E. N. Sickafus, D. M. Holloway ” Specimen 

position effects on energy shifts 

and signal intensity in a single-stage 

cylinddrical-mirror analyzer“, Surf. Sci. 

51(1975)131 

[Tia92] D. Tian, H. Li , S. C. Wu, F. Jona,P.M.Marcus, 

” Atomic and electronic 

structure of thin films of Mn on Pd(111)“, 

Phys. Rev. B 45(1992)3749 

[Ven84] J. A. Venables, G. D. T. Spiller, M. 

Hanbrücken, ” Nucleation and growth of 

thin films“, Rep. Prog. Phys. 47(1984)399 

[Ven94] J. A. Venables, ” Atomic processes 

in crystal growth“, Surf. Sci. 

299/300(1994)798 

[Vog97] Ch. Gerthsen, ” Gerthsen Physik“, bearb. 

von H. Vogel, Springer, Berlin, Heidelberg, 

1997 

[Wid02] H. Wider, ” Surfactant-Wirkung von 

Indium auf das Wachstum von Kobalt 

auf der Kupfer(111)-Oberfläche“ Dissertation, 


[Wid02a] H. Wider, persönliche Mitteilung 

[Wul01] G. Wulff, ” Zur Frage der Geschwindigkeit 

des Wachstums und der Auflösung 

von der Krystallflächen“, Z. Kristallogr. 

Mineral. 34(1901)449 

[ZhL97] Z. Zhang, M. G. Legally, ” Atomistic 

processes in the early stages of thin film 

growth“, Science 276(1997)377 

53


54

8Danke! 

An dieser Stelle ein herzliches Dankeschön 

an alle, die zum Gelingen dieser Arbeit 

beigetragen haben: 

Herrn Professor Dr. Schatz, dem ich 

die Begeisterung für die Oberflächenphysik 

verdanke und der diese Arbeit erst ermöglicht 

hat. Er hat sich auch stets bemüht, 

mich wieder zusammenzusetzen, wenn ich 

mich einmal wieder mitsamt dem Gerät zerlegt 

hatte ( Liebig, Sie brauchen einen Op- 

” 

timisten bei sich!“). 

Frau Professor Dr. Scheer, die sich nicht 

nur bereit erklärt hat, als Zweitgutachterin 

zu fungieren, sondern auch einmal selbst an 

der MEDUSA Hand angelegt hat. 

” Meinem“ Doktoranden Frank Treubel, 

der meine gelegentlichen Temperamentsausbrüche 

stets geduldig ertragen hat. Alles 

Gute für Deine weitere Arbeit! 

Helmut Wider, der neben der Vorbereitung 

auf seine Promotion noch Zeit fand, 

uns im Labor zu helfen, und ohne dessen 

Erfahrung und experimentelles Geschick 

Manches nicht möglich gewesen wäre. Ich 

werde mich noch lange an den gemeinsamen 

Kampf mit der blauen Höllenmaschine 

erinnern! 

Christof Niedermayer für viele interessante 

Gespräche und Diskussionen. Seine 

stete Unterstützung und Ermutigung haben 

mir sehr geholfen. 

Johannes Boneberg, der mich darüber 

aufklärte, dass Wolframdiselenid mehr ist 

als nur eine van-der-Waals-Oberfläche und 

mir damit die Augen für die Halbleiterphysik 

öffnete. 

Bill Evenson, der mich darauf aufmerksam 

machte, dass die Augerelektronenspektroskopie 

mehr liefern kann als nur ” es ist 

Gadolinium auf der Probe!“ 

Uwe Mazur, der mich in das Gebiet 

der Ultrahochvakuumtechnik einführte und 

mich stets wieder aus den Krümeln befreite, 

wenn ich mal wieder meinte, einen Ölfilter 

zerlegen zu müssen. 

Ildico Guhr, Alexander Barth, Bernd 

Riedlinger und Till Ulbrich, ohne die die 

AGSchatz einfach nicht vollständig wäre, 

für die vielen Diskussionen über Physikalisches 

und Unphysikalisches. 

Christina Cecco, die bei ihren Aufenthalten 

in Konstanz stets mit mir die Spätschicht 

vertreten hat und der ich viele Anregungen 

und Hinweise verdanke. 

Hans-Fridtjof Pernau und Christian Debuschewitz 

von der AGScheer, die ich mit 

ständigen Fragen, von der Bedienung einer 

Fräsmaschine bis zu den Einzelheiten der 

STM-Steuerung, heimsuchte. 

Auch allen hier nicht namentlich genannten 

Mitglieder der Arbeitsgruppe 

Scheer und des Lehrstuhls Maret, die in der 

Kaffeerunde zu dem speziellen P10-Flair 

beigetragen haben, sei herzlich gedankt. 

Und – zuletzt, aber nicht an letzter 

Stelle – meinen Eltern, deren fortdauernde 

Unterstützung mir das Physikstudium 

überhaupt erst ermöglicht hat. Besonderen 

Dank an meinen Vater, der mich lehrte, 

einem Oszillographenbild seinen richtigen 

Stellenwert zuzuweisen. 

55

3 Auger-Elektronenspektroskopie (AES) - KOPS - Universität Konstanz

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