Наноструктуры кобальта на поверхности меди по данным молекулярно-динамического моделирования

• Автор: Цивлин, Дмитрий Владимирович
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2003
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 117 с. : ил

Оглавление
Введение
Глава 1. Формирование наноструктур на поверхности металлов (литературный обзор)
1.1 Модели роста островов
1.1.1 Приближение среднего поля
1.1.2 Диффузия вблизи островов
1.2 Самоорганизация и самоупорядочение наноструктур
1.3 Когерентное погружение наночастиц в подложку
1.4 Теория функционала электронной плотности
1.5 Упрощённые модели межатомного взаимодействия
1.6 Постановка задачи
Глава 2. Методика компьютерного моделирования динамики адатомов на поверхности металлов
2.1 Потенциал взаимодействия адатомов
2.2 Поверхностная диффузия
2.2.1 Теория переходного состояния
2.2.2 Метод ускоряющего потенциала
2.2.3 Динамическая матрица
2.3 Описание деформаций и напряжений в наноструктурах на атомном
уровне
2.4 Основные результаты второй главы
Глава 3. Формирование наноструктур Со на поверхности Си
3.1 Когерентное погружение кластеров Со в поверхность Си(ЮО)
3.1.1 Перемешивание на поверхности Си(ЮО)
3.1.2 Деформации и напряжения в наноструктурах Со/Си(100) .
3.1.3 Кинетическая модель погружения

3.2 Дальнодействующее электронное взаимодействие между адатомами
3.2.1 Потенциал взаимодействия адатомов Со
3.2.2 Формирование линейных цепочек адатомов Со
3.3 Атомная диффузия на поверхности Си(111)
3.4 Основные результаты третьей главы
Глава 4. Упругое взаимодействие наноструктур Со на поверхности Си
4.1 Взаимодействие адатомов
4.2 Взаимодействие кластеров
4.3 Взаимодействие атомных ступеней
4.4 Основные результаты четвертой главы
Основные результаты и выводы
Литература
Благодарности
Список опубликованных работ по теме диссертации

Введение.
Задача минимизации размеров носителей информации стимулирует в последние годы большое количество научных исследований в области физики твёрдого тела. Малые кластеры на поверхности металлов могут обладать большим локализованным магнитным моментом, что делает их потенциально применимыми в качестве элементов запоминающих устройств. Для одновременного создания большого числа магнитных кластеров на поверхности кристалла в последние годы широко используются эффекты самоорганизации и самоупорядочения при эпитаксиальном росте. Важную роль в самоорганизации атомных кластеров играет упругая деформация подложки вблизи адсорбированных частиц. Благодаря уменьшению упругой энергии может происходить стабилизация размера кластера в процессе его роста, а также переход от двумерного режима роста к трёхмерному. Упругое взаимодействие дефектов поверхности (кластеров, атомных ступеней, дислокаций и др.) может также приводить к спонтанному формированию периодических сверхструктур. В случае магнитных систем такие сверхструктуры могут иметь широкое технологическое применение.
Для чтения магнитной информации необходимы высокочувствительные сенсоры. Весьма перспективны в качестве сенсоров магнитные сверхрешётки с гигантским магнитосопротивлением. Магнитные характеристики таких сверхрешёток в значительной степени определяются качеством поверхности раздела между слоями. Перемешивание на границе раздела может приводить к уменьшению или к полному отсутствию магнитосопротивления.
В связи с этим важной задачей теоретического исследования в настоящее время является описание структурных характеристик низкоразмерных металлических систем, а также микроскопических механизмов их формирования при эпитаксии. Моделирование упругих свойств адсорбированных структур традиционно проводится в рамках макроскопической теории. Однако, применение характеристик кристаллического массива к малым атомным кластерам имеет серьёзные ограничения. В частности, кластеры могут иметь собственный параметр решётки,

Постоянная скорости перехода, следовательно, определяется как:
*?£ 4Ь-П(1 - (2.17)
»=1 7=
Статистическую сумму д(1/) в рамках классической механики можно получить, переходя в выражении (2.16) к пределу при высокой температуре:
9(") = (218)
Тогда выражение (2.17) принимает вид:
кт = и0е~рАВл, (2.19)
где предэкспоненциальный фактор 1/0 даётся выражением:
"о = (2-20)
Выражение (2.19) имеет вид известного из экспериментальных данных закона Аррениуса [60]. Экспериментально определяемой величиной является коэффициент диффузии (2.12). С учётом выражений (2.12) и (2.19) можно записать [56]:
И = Т>0е“МЕй, (2.21)

Ло = ^(г2)г/°' (2'22)
В выражении (2.22) гг - число эквивалентных направлений диффузии, (I2) - средний
квадрат длины прыжка адатома. Обычно рассмотрение ограничивают только
прыжками адатома в соседнее адсорбированное положение. Тогда длина прыжка
I постоянна (для поверхности ГЦК(ЮО) I = а0/ /2, для поверхности ГЦК(111)
I = а0/V6, где а0 - постоянная решётки). Окончательно, для коэффициента
диффузии можно записать
Я = ^оехр{-||}. (2.23)
На рис. 2.2 схематически изображены поверхности ГЦК кристалла с различными ориентациями. Для каждой ориентации указано соответствующее число направлений диффузии адатома п, а также размерность движения адатома с1.