Experiment des Monats»Archiv

November 2010

Abb. 1: Abbildungen von Wellenfunktionen in der p-Schale von Quantenpunkten. Wie links zu erkennen gibt es zwei unterschiedliche Schwingungsmoden, die senkrecht zueinander angeordnet sind. Wird ein hohes Magnetfeld angelegt, überlagern sich diese beiden Moden und er entstehen zwei neue Orbitale, die nahezu kreisförmige Symmetrie haben.




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Prof. Dr. Axel Lorke Arbeitsgruppenhomepage

Mischung von Elektronenwellen in künstlichen Atomen: Aus „eckig“ wird „rund“.

Die Quantenmechanik lehrt uns, dass Elektronen Welleneigenschaften haben. Dabei gibt die Amplitude der Wellenfunktion gibt an, wo die Wahrscheinlichkeit groß ist, dass sich das Elektron dort aufhält. Das ist ähnlich wie bei Lichtwellen: Deren Amplitude bestimmt, wo die Intensität hoch ist, oder mit den Worten der Quantenmechanik, wo die Wahrscheinlichkeit groß ist, ein Photon zu finden.

Eine andere Eigenschaft der Welle, die Phase, ist schwieriger zu fassen, und in vielen Fällen geht sie bei der Messung verloren. Fotografien beispielsweise geben nur die Amplitude der auftreffenden Lichtwellen wieder und nicht deren Phase. Nur Hologramme (aus dem Griechischen “holos” = vollständig und "grafein" = schreiben) sind in der Lage, Amplitude und Phase zu erhalten.

Ein Team der Experimentalphysik an der UDE konnte nun zeigen, dass es auch bei der Messung von Elektronen-Wellenfunktionen möglich ist, über die Darstellung von Wahrscheinlichkeitsamplituden hinauszugehen und dass die Phaseninformation einen entscheidenden Einfluss auf die erhaltenen Wellenfunktions-Bilder haben kann.

Die Elektronen, deren Wellenfunktionen untersucht wurden, befanden sich in so genannten Quantenpunkten. Das sind kleine Inseln aus einem Halbleiter-Material, die in die Kristallmatrix eines anderen Halbleiters eingebettet sind. Genau wie in der Atomphysik ordnen sich Elektronen in Quantenpunkten auf verschiedenen Energieniveaus oder “Schalen” an. In der so genannten p-Schale der Quantenpunkte können die Elektronen in zwei zueinander senkrecht stehenden Moden schwingen – ähnlich wie bei einem Pendel, dass entweder vor und zurück oder von rechts nach links schwingen kann. Wenn diese beiden linearen Moden in der richtigen Weise überlagert werden, ergibt sich daraus eine Kreisbahn. Und hier nun spielt die Phase eine Rolle: Sie bestimmt, ob die Bewegung im Uhrzeigersinn oder entgegengesetzt dazu verläuft.

In Zusammenarbeit mit Theoretikern aus dem Max-Planck-Institut in Stuttgart konnte nun gezeigt werden, dass eine ähnliche Überlagerung auch mit Elektronen der p-Schale in Quantenpunkten möglich ist. Ein angelegtes Magnetfeld mischt die beiden linearen Moden und bringt die Elektronen auf nahezu kreisförmige Orbitale. Um dies sichtbar zu machen, wurde eine Methode benutzt, die Elektronen aus einem benachbarten Reservoir als eine Art Sonde benutzt, um die Wellenfunktionen in den Quantenpunkten auszutasten.

Wie erwartet konnte beobachtet werden, dass sich die Wellenfunktionen von einer rechteckigen Symmetrie (vor-zurück; rechts-links) zu einer eher kreisförmigen Symmetrie entwickelten, wenn ein starkes Magnetfeld angelegt wurde (siehe Abbildung). Aber die Bilder für die beiden Drehrichtungen unterscheiden sich auffallend. Das ist überraschend, da ja bei einer Kreisbewegung die Wahrscheinlichkeit, das Elektron auf einer bestimmten Stelle der Umlaufbahn zu finden, unabhängig von der Drehrichtung sein sollte.

Modellrechnungen konnten dieses Rätsel lösen: Die Elektronen aus dem Reservoir, die benötigt werden um die Wellenfunktionen auszutasten, werden ebenfalls durch das angelegte Magnetfeld beeinflusst und auch sie haben daher einen Drehsinn. Nur wenn die Wellenfunktionen im Reservoir und im Quantenpunkt die richtige Phasenbeziehung zueinander haben, erhält man die korrekte, ringförmige Wahrscheinlichkeit für die Kreisbewegung. Ist die Phase entgegengesetzt, ergibt sich ein stark verzerrtes Bild, das eher einem Konus als einem Ring ähnelt. Dies ist ganz ähnlich wie bei der Holografie, bei der die Phasenempfindlichkeit auch durch den Vergleich mit einem Referenzsignal von bekannter Phasenlage erreicht wird.

Originalpublikation: “Artificial Atoms” in Magnetic Fields: Wave-Function Shaping and Phase-Sensitive Tunneling
Wen Lei, Christian Notthoff, Jie Peng, Dirk Reuter, Andreas Wieck, Gabriel Bester, and Axel Lorke, Phys. Rev. Lett. 105, 176804 (2010)

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Abb. 1: Links: Schematische Darstellung der magnetischen Kopplung zwischen Fe, Cr und dem Selten-Erd-Metall RE. Rechts: Struktur des untersuchten Systems.




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Prof. Dr. Heiko Wende Arbeitsgruppenhomepage

Wie schlägt man das 75 Jahre alte Slater-Pauling-Limit?

Magnetische Materialien mit großen magnetischen Momenten bei Raumtemperatur finden heute in zahlreichen Beispielen Anwendungen: als Schreibköpfe für Computer-Festplatten, Elektromotoren, Generatoren, Transformatoren usw. Der Rekord wird seit 75 Jahren von einer Fe-Co-Legierung gehalten mit einem magnetischen Moment von ca. 2.45 µB pro Atom. Selten-Erd-Metalle besitzen zwar weitaus größere magnetische Momente, allerdings weisen sie bei Raumtemperatur keine ferromagnetische Ordnung auf. Kombiniert man diese mit Ferromagneten wie z.B. Fe, so wird die Ordnungstemperatur des Selten-Erd-Metalls durch die Kopplung erhöht. Allerdings ist die Kopplung zwischen den verschiedenen Metallen antiferromagnetisch, was die Nettomagnetisierung wiederum drastisch reduziert.

Ein Ausweg aus diesem Dilemma wurde nun in einer gemeinsamen Arbeit der AG Wende mit der Theorie-Gruppe um O. Eriksson (Uppsala) gefunden: Durch Hinzufügen einer Zwischenschicht aus Cr kann eine effektive ferromagnetische Kopplung zwischen Fe und dem Selten-Erd-Metall (hier: Gd) erzwungen werden. Der experimentelle Nachweis gelang nun erstmals durch Messung der Ausrichtung der elementspezifischen magnetischen Momente am Berliner Elektronenspeicherring HZB-BESSY II. Durch temperaturabhängige Messreihen konnten magnetische Momente um die 5µB in Gd bei Raumtemperatur in der Grenzfläche abgeschätzt werden.

Originalpublikation: Forcing Ferromagnetic Coupling Between Rare-Earth-Metal and 3d Ferromagnetic Films
B. Sanyal, C. Antoniak, T. Burkert, B. Krumme, A. Warland, F. Stromberg, C. Praetorius, K. Fauth, H. Wende, O. Eriksson, Physical Review Letters 104, 156402 (2010)

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Abb. 2: Messung des Röntgenzirkulardichroismus als Maß für die elementspezifischen magnetischen Momente. Der Vorzeichenwechsel des Gd-Signals bei Hinzufügen einer Cr-Zwischenschicht zeigt direkt die Richtungsumkehr des magnetischen Gd-Moments von antiparallel zu parallel zum Fe-Moment.


Februar 2010

Abb. 1: Schematischer Messaufbau: eine Metall-Halbleiter-Diode wird als Detektor vor einen thermischen Mg-Verdampfer mit Temperatur T gebracht und liefert einen elektrischen Strom infolge von Chemo- und Photoströmen.

Abb. 2: Detektierte Ströme bei verschiedenen Verdampfertemperaturen.




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Prof. Dr. Hermann Nienhaus Arbeitsgruppenhomepage

Heiße Ladungsträger beim Wachstum von Metallen

Das Bedampfen von Oberflächen mit dünnen Metallfilmen durch Kondensation von Metallatomen aus der Gasphase spielt in vielen Anwendungen eine wichtige Rolle. Dennoch sind die elementaren Prozesse beim Übergang vom Atom zum Metall keineswegs verstanden. Eine offene Frage dreht sich um die Dissipation der frei werdenden Kondensationsenergie, die mit einigen eV pro Atom recht groß ist. Bleibt das elektronische System des Metalls bei der Metallabscheidung kalt, d.h. im Grundzustand oder wird es hyperthermisch angeregt? Diese Frage konnte kürzlich durch die Untersuchungen in der Diplomarbeit von Ulrich Hagemann (AG Nienhaus) beantwortet werden.

Eine hyperthermische Anregung führt zu heißen Elektronen und Löchern im Metall, die mit bestimmten Detektoren nachgewiesen werden können. In dem Experiment wurde das Wachstum vom Mg-Filmen studiert und Mg-Si-Dioden als Detektoren verwendet, wie in Abbildung 1 gezeigt. Werden diese Dioden vor einen thermischen Magnesium-Verdampfer gebracht, wird ein elektrischer Strom in dem Detektor generiert, sobald die Verdampfertemperatur über 500 K steigt. Die Abbildung 2 zeigt, dass dieser Strom zwar sehr klein, aber deutlich nachweisbar ist und von der Verdampfertemperatur abhängt.

Die Schwierigkeit in den Experimenten bestand darin, den Chemostrom, der durch die Kondensation der Mg-Atome erzeugt wird, von den Photoströmen infolge der Wärmestrahlung aus dem Verdampfer zu trennen. Die Prozesse hinter den drei Beiträgen zum Gesamtstrom sind schematisch im Energie-Ort-Diagramm der Abbildung 3 wiedergegeben. Die verschiedenen Abhängigkeiten der Stromanteile von der Verdampfertemperatur können jetzt benutzt werden, um die Existenz eines Chemostroms nachzuweisen. Exemplarisch ist das an der Strom-Temperatur-Kurve in Abbildung 4 gezeigt. Bei hohen Temperaturen werden viele Mg-Atome verdampft und es überwiegt der Chemostrom, während bei niedrigen Temperaturen der Verdampfer nur eine Wärmequelle ist. In der Studie sind eine Vielzahl solcher Kurven bei variabler Schichtdicke analysiert worden, was weitere Rückschlüsse auf die Herkunft des detektierten Stroms zuläßt.

Originalpublikation: U. Hagemann, D. Krix, H. Nienhaus, Physical Review Letters 104, 028301 (2010).

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Abb. 3: Schematische Darstellung der Prozesse, die zu heißen Ladungsträgern und damit zu Strömen in der Metall-Halbleiter-Diode führen: (1) Chemostrom, (2) Interner Photoemissionsstrom, (3) Photostrom.

Abb.4 : Veränderung des detektierten Stroms mit der Verdampfertemperatur und Analyse der Stromanteile.


November 2008

Abb. 1: Multiferroika und Magnetoelektrika eingebettet in die „Welten“ der elektrisch und magnetisch polarisierbaren bzw. ordnenden Materialien.

Abb. 2: Mn2+-Ionen im SrTiO3-Gitter mit glasartiger Anordung der lokalen Auslenkungen σj und der Spins Sj bei (b) bzw. unterhalb der Glastemperatur (c).

Abb. 3 Dielektrische Verlustspektren von Sr0.98Mn0.02TiO3 in der Nähe der Glastemperatur Tg = 38 K.

Abb. 4 (a)„Löcher“ der elektrischen bzw. magnetischen Suszeptibilitäten von Sr0.98Mn0.02TiO3 nach isothermer Relaxation und (b) elektrisch erzeugtes magnetisches Moment in Anwesenheit weiterer statischer Felder.




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Prof. Dr. Wolfgang Kleemann Arbeitsgruppenhomepage

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Magnetoelektrische Harmonie – das Multiglas (Sr,Mn)TiO3

Seit Nicola Hill im Jahre 2000 die Frage gestellt hat: “Warum gibt es so wenige magnetische Ferroelektrika?“ [1], sind Multiferroika (Abb. 1) weltweit ein heiß begehrter Forschungsgegenstand. Solche Materialien, die gleichzeitig magnetisch und elektrisch ordnen, ziehen zunehmend mehr Forschergruppen in ihren Bann [2]. Wenn sie dann sogar noch „magnetoelektrisch“ reagieren, spricht man gelegentlich in Ehrfurcht vom „heiligen Gral der Materialphysik“ [3]. In diesem Fall erzeugt nämlich ein elektrisches Feld in ihnen eine Magnetisierung ( μ0M=αE), und ein magnetisches Feld eine elektrische Polarisation (P=αH). In der Tat ist Magnetoelektrizität das eigentliche Faszinosum. Sie wurde bereits von Pierre Curie geahnt [4], von Landau, Lifshitz [5] und Dzyaloshinskii [6] theoretisch analysiert und von Astrov [7] an Chromoxid, Cr2O3, erstmals nachgewiesen. Heute ist sie als Materialeigenschaft höchst begehrt [8].

Man stelle sich ein magnetisches Speichermaterial vor, in das durch Anlegen einer elektrischen Spannung ganz ohne energieverzehrende und wärmeerzeugende Leitungsströme Information eingeschrieben werden kann. Das wäre eine Revolution für künftige nicht-flüchtige, dreidimensional dichtest gepackte Arbeitsspeicher (Random Access Memory, RAM). Diese Zukunft steht jedoch kurz bevor, denn es gibt bereits Vorschläge für magnetoelektrische Speicherzellen, „MERAM“ [9,10].

Der eingangs beschriebene lineare magnetoelektrische Effekt erfordert sehr spezielle Symmetrieeigenschaften des Materials („Zeit- und Raum-Inversionssymmetrie im Einzelnen gebrochen, aber als Produkt erhalten“ [5]). Das macht das antiferromagnetische, aber nicht-multiferroische Cr2O3 nahezu einzigartig. Erst in den letzten ca. 8 Jahren sind im Rahmen fieberhafter Forschungstätigkeit eine Reihe magnetoelektrischer Multiferroika wie TbMnO3 („spirale Antiferromagnete mit elektronischer Polarisation“) gefunden worden (Abb. 1). Deren praktischer Nachteil sind allerdings die recht niedrigen Ordnungstemperaturen [11].

Der Durchbruch zu einer neuen Klasse von Magnetoelektrika gelang nun der AG Kleemann in Zusammenarbeit mit Materialforschern um Paula Vilarinho aus Aveiro, Portugal. In dem magnetisch dotierten Halbleiter SrTiO3:Mn entdeckten sie ein magnetoelektrisches „Multiglas“ [12]. Es erweitert die Welt der Multiferroika mit ihren periodisch geordneten ferroischen Systemen - (Anti-)Ferromagnetika und Ferroelektrika (Abb. 1) - um die Familien der magnetischen und elektrischen Gläser. Diese besitzen im Unterschied zu unterkühlten Flüssigkeiten („Fensterglas“) aufgrund konkurrierender Wechselwirkungen und topologischer Unordnung einen wohldefinierten Grundzustand mit einem „Glas-Ordungsparameter“. Im Magnetismus sind Spingläser wie z.B. die ungeordnete verdünnte Legierung Cu:Mn wohlbekannt [13]. Weniger geläufig sind elektrische Dipolgläser, wie z.B. der verdünnte Mischkristall SrTiO3:Ca [14]. Das neue Mischsystem Sr0.98Mn0.02TiO3 besitzt erstmals die Eigenschaften beider Glasfamilien und verdient daher in Analogie zu den Multiferroika den Namen „Multiglas“.

Die dotierten Mn2+-Ionen besetzen in einer Perovskitstruktur Sr2+-Plätze und sind klein genug, um ihre Positionen entlang der 6 kubischen Achsrichtungen <100> zu verlagern. Sie gehen teilkovalente Bindungen mit benachbarten Sauerstoffionen O2- ein und bilden dort lokale elektrische Dipolmomente (Abb. 2a). Die Platzwechselhäufigkeit nimmt bei abnehmender Temperatur allmählich ab, bis der Dipolglas-Zustand bei der so genannten (elektrischen) Glastemperatur Tg = 38 K erreicht ist. Die Dipolmomente umgeben sich im hochpolarisierbaren SrTiO3 mit „Polarisationswolken“ und nehmen feste Richtungen (Pseudospinvektoren σ) ohne erkennbare Regelmäßigkeit im Raum ein (Abb. 2b).

Der Glasübergang ist im Frequenzspektrum der Verluste der dielektrischen Permittivität, ε''(f), zu erkennen (Abb. 3). Beim Abkühlen verbreitert es sich zu Gunsten niederfrequenter Beiträge im Submillihertzbereich. Man extrapoliert für Temperaturen unterhalb von Tg die Ausbildung eines perkolierenden Glasclusters mit divergierender Relaxationszeit, τ = 1/(2πf) → ∞.

Der Hintergrund des strukturellen Glases („frozen glass backbone“) ermöglicht den Spins der Mangan-Ionen (S = 5/2), ihre eigene Dynamik einzufrieren. Die Positionen der Spinvektoren Sj entsprechen denen der Pseudospins σj, d.h. sie unterliegen ebenfalls einer räumlichen Unordnung (Abb. 2c). Auf Grund ihrer frustrierten, durch „Superaustausch“ vermittelten antiferromagnetischen Wechselwirkung ist das Einfrieren ihrer Richtungen in einen Glaszustand angesagt. Magnetische Messungen [12] ergeben eine (magnetische) Glastemperatur von ca. 34 K.

Der endgültige Nachweis der beiden Glaszustände bedient sich eines Kriteriums, das auf ihrer Fähigkeit zu „Gedächtnis und Verjüngung“ („memory and rejuvenation“) beruht. Kühlt man nämlich das System auf eine konstante Temperatur Tw < Tg ab und hält es dort für eine gewisse Zeit, dann hat es Gelegenheit, sich dem bei dieser Temperatur gültigen Grundzustand zu nähern (Nicht-Ergodizität). Seine Elemente (Spins bzw. Pseudospins) relaxieren allmählich in die energetisch günstigste Konfiguration („optimale Unordnung“). Auf diesem Wege besetzen sie im Konfigurationsraum zunehmend tiefe Täler des zerklüfteten Potentialgebirges. Dieser Zustand zeigt sich beim Test des „Memory“-Effektes durch eine Abnahme der Suszeptibilitäten im Vergleich zum nicht-relaxierten System. Abb. 4a zeigt scharfe Einbrüche („holes“) in den Temperaturabhängigkeiten exakt bei der jeweiligen Wartetemperatur Tw - sowohl der dielektrischen Permittivität, Δε, als auch der magnetischen Suszeptibilität, Δm. Das beobachtete „hole burning“ weist eindeutig darauf hin, dass sich das System lediglich dem bei Tw gültigen Grundzustand genähert hat, während bei benachbarten Temperaturen kein Relaxationseffekt zu spüren ist (chaotisches Verhalten des Grundzustandes). Nie zuvor wurde ein System wie Sr0.98Mn0.02TiO3 beobachtet, das zwei generische Glaszustände gleichzeitig beherbergt.

Was hat dieses erstaunliche „Multiglas“ nun mit Magnetoelektrizität zu tun? Natürlich sind die Symmetrieüberlegungen von Landau und Lifshitz [5] weiterhin gültig. Bei fehlender polarer und magnetischer Fernordnung ist der lineare magnetoelektrische Effekt mit Sicherheit ausgeschlossen, magnetoelektrische Kopplung ist aber grundsätzlich in kubischer Ordnung infolge eines biquadratischen Energiebeitrages H=-δΣijklSiSjσkσl zu erwarten [15]. Sie wurde mit einem magnetoelektrischen SQUID-Suszeptometer [16] in Sr0.98Mn0.02TiO3 erstmals nachgewiesen [12]. Abb. 4b zeigt das magnetische Moment Δm, das bei T = 10 K durch ein elektrisches Wechselfeld der Amplitude δE = 60 kV/m erzeugt wurde. Zusätzlich mussten zwei weitere konstante Felder angelegt werden, ein magnetisches (μ0H0 = 1T) und ein elektrisches (|E0| ≤ 65 kV/m). Aus der Steigung der Geraden ergibt sich die kubische Suszeptibilität zu δ = -9x10-24 sm/VA. Dieser Wert ist verträglich mit „magnetokapazitiven“ Konstanten konventioneller magnetoelektrischer Kristalle.

Mehr dazu in der Veröffentlichung [12]:

1. N. Hill, J. Chem. Phys. B 104, 6694 (2000).
2. W. Eerenstein, N.D. Mathur, J.F. Scott, Nature 442, 759 (2006).
3. J. Kreisel, W. Kleemann, R. Haumont, Refl. Physique 8, 10 (2008).
4. P. Curie, J. Physique 3, 393 (1894).
5. L.D. Landau, E.M. Lifshitz, Electrodynamics of Continuous Media (Russian Edition: Nauka, Moscow 1958).
6. I.E. Dzyaloshinskii, Sov. Phys. – JETP 10, 628 (1959).
7. D.N. Astrov, Sov. Phys. – JETP 11, 708 (1960).
8. M. Fiebig, J. Phys. D 38, R1 (2005).
9. P. Borisov, A. Hochstrat, X. Chen, W. Kleemann, Ch. Binek, Phys. Rev. Lett. 94, 117203 (2005) - Experiment des Monats Mai 2005.
10. X. Chen, A. Hochstrat, P. Borisov, W. Kleemann, Appl. Phys. Lett. 89, 202508 (2006).
11. S.-W. Cheong and M. Mostovoy, Nature Mater. 6, 13 (2007).
12. V.V. Shvartsman, S. Bedanta, P. Borisov, W. Kleemann, A. Tkach, P.M. Vilarinho, Phys. Rev. Lett. 101, 165704 (2008).
13. K. Binder, A.P. Young, Rev. Mod. Phys. 58, 801 (1986).
14. J.G. Bednorz, K.A. Müller. Phys. Rev. Lett. 52, 2289 (1984).
15. H. Schmid, Ferroelectrics 161, 1 (1994).
16. P. Borisov, A. Hochstrat, V.V. Shvartsman, W. Kleemann, Rev. Sci. Instr. 78, 106105 (2007).


September 2008



Nanodots
Nanodots

Abb.1:
Ruhende (oben) und schnell rotierende (unten) Scheibe bei Beleuchtung mit weißem Licht. Video

Nanodots
Nanodots

Abb.2:
Nachweis der Farbaufspaltung durch Fotos mit einer Digitalkamera. Die Belichtungszeit und die Beleuchtungszeit einer Grundfarbe liegen in gleicher Größenordnung.

Nanodots

Abb.4:
Von der Seite gesehen hat die Scheibe die gleiche Färbung wie das projizierte Schattenbild auf dem Schirm.

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Prof. Dr. Udo Backhaus
Dipl.-Phys. Thomas Braun
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Die rotierende (Farb-)Scheibe

Im Rahmen unseres "Laboratoriums für offenes Experimentieren", in dem LehrerInnen und Studierende forschungsähnliche Experimentiersituationen erfahren sollen, suchen wir physikalische Phänomene, die sich für offene Untersuchungen eignen. Den TeilnehmerInnen wird ein natürlicher oder künstlich inszenierter Vorgang zunächst als "Ausgangsphänomen" vorgeführt. Er soll sie dazu veranlassen, selbst Fragestellungen zu entwickeln und eigene Untersuchungen zu planen und durchzuführen. Um auf Fragen und Anregungen der TeilnehmerInnen angemessen zu reagieren zu können, sollte sich der Lehrende selbst sehr gut mit dem Phänomen auskennen. Aus diesem Grund beschäftigen wir uns zunächst selbst sehr genau mit den Phänomenen, um Vorstellungen darüber zu entwickeln, welche Aspekte es bietet, welche unterschiedlichen Zielvorstellungen eventuell entwickelt werden und welche Experimentierideen entstehen können.

Eines der Phänomene, welches wir in diesem Zusammenhang einsetzen, soll hier vorgestellt werden: Eine um die vertikale Symmetrieachse drehbare kreisrunde Scheibe wird von einer für den Betrachter nicht unmittelbar sichtbaren Lichtquelle oder von einem Beamer mit weißem Licht beleuchtet und wirft einen Schatten auf einen dahinter stehenden weißen Schirm (Abb. 1). Wenn die Scheibe von einem Elektromotor in eine Drehbewegung zunehmender Frequenz um ihre vertikale Achse versetzt versetzt wird, werden sowohl auf der Scheibe als auch auf dem Schirm ständig wechselnde Farberscheinungen sichtbar. Das Prinzip dieses Phänomens scheint zunächst leicht durchschaubar zu sein: Das weiße Licht der Lampe könnte durch schnell wechselnde Überlagerung verschieden farbiger Beleuchtung zustande kommen, die z. B. durch eine rotierende Farbscheibe erzeugt werden könnte. Dennoch kann das Phänomen viele Fragen aufwerfen, zum Beispiel:

  • Wie kann man die Zusammensetzung des weißen Lichts aus verschiedenen Farben nachweisen? Wie viele Farben werden überlagert? Mit welcher Frequenz?
  • Wie erzeugt die Lampe, wie der Beamer das weiße Licht?
  • Wie hängen die beobachteten Farben mit der Frequenz des Farbwechsels und der Drehzahl der Scheibe zusammen? Bei welchen Frequenzen entstehen stationäre Farbeindrücke?
  • Welcher Zusammenhang besteht zwischen den beobachteten Farben auf der Kreisscheibe und den Farben auf dem Schirm?
Die Tatsache, dass die Scheibe mit einer schnellen Abfolge farbigen Lichts beleuchtet wird, lässt sich zum Beispiel mit einer Digitalkamera nachweisen: Bei kurzer Belichtungszeit zeigen Fotos, trotz der Beleuchtung mit "weißem" Licht, den Aufbau mal in blauem, mal in grünem Licht (Abb. 2). Die Färbungen von rotierender Scheibe und Schatten auf dem Schirm erweisen sich als maßgeblich von der Drehzahl der Scheiben abhängig. So zeigen Messungen mit einem Stroboskop, dass Scheibe und Schatten in vielen bunten, von außen nach innen wechselnden Farben erstrahlen, wenn die Frequenz rotierende Scheibe etwa halb so groß ist wie die des Farbwechsels (Abb. 3, links). Stimmen beide Frequenzen ungefähr überein, wechseln die Farben periodisch zwischen Orange- und Türkistönen (Abb. 3, rechts). Wie kommt es gerade zu diesen Farbtönen?

Nanodots

Abb.3:
Von der Seite gesehen hat die Scheibe die gleiche Färbung wie das projizierte Schattenbild auf dem Schirm.
Ein weiteres interessantes Phänomen wird in der Regel nur wahrgenommen, nachdem die Theorie des Versuchs ganz verstanden worden ist: Betrachtet man die rotierende Scheibe aus verschiedenen Richtungen, dann verändert sich ihre Farbe. Betrachtet man die Scheibe zum Beispiel senkrecht zur Beleuchtungsrichtung, dann erscheint sie in derselben Färbung wie der Schatten (Abb. 4).

Manche der beobachtbaren Phänomene, wie die Zusammensetzung des weißen Lichts und die Farbentstehung auf Scheibe und Schirm, lassen sich bereits durch einfache Überlegungen und Experimente verstehen. Die zeitlichen und örtlichen Farbverläufe auf Scheibe und Schirm erfordern erheblich komplexere Überlegungen und Untersuchungen. Die Theorie sei hier nur kurz angedeutet: Stellt man die Rotation der Scheibe dadurch dar, dass man die Projektion eines Randpunktes als Funktion der Zeit in ein Diagramm zeichnet und die jeweilige Farbe der Beleuchtung veranschaulicht, dann äußert sich eine Änderung der relativen Phase zwischen Farbwechsel und Drehung durch eine zeitliche Verschiebung der Farbintervalle. Die Änderung des Blickwinkels hat dagegen eine Phasenverschiebung der Projektionskurve zur Folge. Stellt man die Blickrichtung in diesem Diagramm durch eine horizontale Linie dar, dann lässt sich die (zeitlich gemittelte) Färbung eines bestimmten Punktes auf Scheibe und Schirm ablesen, indem die Farbanteile unter der Kurve (für die Scheibe) bzw. oberhalb der Kurve (für den Schatten) aufaddiert werden (Abb. 5).

In jedem Fall können die Teilnehmerinnen und Teilnehmer an diesem Phänomen in vielerlei Hinsicht Anreize für "physikalische Forschung" fnden.

Nanodots
Abb.5:
Die Rotation der Scheibe, dargestellt als zeitliche Veränderung der Projektion des Randes (links). Daneben die zugehörigen Färbungen von Scheibe (Mitte) und Schatten (rechts).


September 2007



Nanodots
Abb.1:
Schematische Darstellung der Proben und des Fe-Octaethylporphyrin (OEP)-Chlorid-Moleküls.

Nanodots Abb.2:
Winkelabhängige Röntgenabsorptionsspektren (lineare Polarisation) von Fe-OEP-Cl auf Co (oben) bzw. Ni (unten) an der N-K-Kante. Röntgenspektren bei senkrechtem („normal incidence“) und streifendem („grazing incidence“) Einfall liefern Hinweise auf die Orientierung der Moleküle.

Nanodots Abb.4:
Gerechnete Magnetisierungsdichte für ferromagnetische Anordnung der Fe- und Co-Spins. Die Isoflächen der Magnetisierungsdichte von Fe und Co in blau, C in gelb, H in grün, und N in rot. In orange ist die induzierte Spinpolarisation der N-Atome hin zur Co-Oberfläche dargestellt .

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Prof. Dr. Heiko Wende
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Digitaler Oktopus –
Magnetische Moleküle mit kontrolliert schaltbarem Spin

Wer aktuelle Forschungsergebnisse im Hinblick auf mögliche zukünftige Anwendungen betrachtet, wird unweigerlich Spintronik und organische Bauelemente als zentrale Stichworte finden. Anders als in herkömmlichen elektronischen Bauteilen, in denen die Ladung der Elektronen zum Transport von Informationen verwendet wird, versucht man nun auch den Spin als Informationsträger auszunutzen. Darüber hinaus finden organische Moleküle mehr und mehr Interesse für „Plastik-Elektronik“, da sie auf vielen Materialien mit erstaunlich guten strukturellen Eigenschaften aufgebracht werden können und beispielsweise flexible Displays ermöglichen. Um magnetische Moleküle für Spintronik-Bauelemente nutzbar zu machen, ist es notwendig ihre Magnetisierung von außen zu kontrollieren.

Eine kürzlich in Nature Materials veröffentlichte Arbeit unter Beteiligung von Mitarbeitern der AG Wende befasst sich mit eben dieser kontrollierten Schaltbarkeit magnetischer Moleküle. Als Modell-System für die Studie wurden paramagnetische Fe-Porphyrine (Abb. 1) auf ferromagnetischen Ni- und Co-Filmen auf Cu(100)-Kristallen verwendet. Porphyrine stellen einen metallorganischen Komplex dar, der in vielen biologischen Molekülen, wie dem Chlorophyll, dem Hämoglobin oder Zytochrom eine zentrale Rolle übernimmt. Die als Unterlage verwendeten epitaktisch gewachsenen Ni- und Co-Filme wurden in der Vergangenheit bereits detailliert untersucht, so dass ihre magnetischen Eigenschaften gut bekannt sind.

Die Proben wurden mittels Röntgenabsorptionsspektroskopie (x-ray absorption spectroscopy: XAS) und magnetischem Röntgenzirkulardichroismus (x-ray magnetic cirular dichroism: XMCD) an der Synchrotron-Strahlungsquelle BESSY in Berlin untersucht. Der Vorteil dieser hochempfindlichen Messmethoden besteht in ihrer Elementspezifität, so dass bei geeigneter Wahl der Materialien die Absorptionssignale der Moleküle von denen der ferromagnetischen Substrate getrennt werden können.

Mit Hilfe der XAS-Messungen wurde zunächst gezeigt, dass zum einen der zentrale Molekülkomplex sowohl bei der Präparation als auch während der Untersuchung mit Röntgenstrahlung intakt bleibt und zum anderen die Moleküle flach auf der Oberfläche liegen. An der Stickstoff-K-Kante gemessene Röntgenabsorptionsspektren zeigen deutlich die typischen σ*- und π*-Resonanzen und deren Winkelabhängigkeiten für flach auf der Oberfläche liegende Moleküle (Abb. 2).

Element-spezifische, magnetische Messungen mittels XMCD zeigen, dass die Porphyrin-Moleküle neben ihrer strukturellen auch noch eine magnetische Ordnung aufweisen. Genau wie das XMCD-Signal an der L3-Kante des jeweiligen ferromagnetischen Co- bzw. Ni-Films, ist das XMCD-Signal an der L3-Kante von Fe negativ (Abb. 3). Daraus folgt direkt, dass die magnetischen Momente der Fe-Atome in den Molekülen parallel zur Magnetisierung des ferromagnetischen Films ausgerichtet sind. Spannenderweise konnte durch elementspezifische Hysterese-Schleifen (kleines Bild in Abb. 3) gezeigt werden, dass die Spins der Fe-Atome durch Ummagnetisierung der jeweiligen ferromagnetischen Filme geschaltet werden können. Somit ist die gewünschte Kontrollierbarkeit der Fe-Spins gelungen.

In Zusammenarbeit mit der Theorie-Gruppe um Prof. O. Eriksson an der Universität Uppsala, (Schweden) wurde demonstriert, dass ein indirekter Superaustausch zur magnetischen Kopplung zwischen den Fe-Atomen der Moleküle und den Ni- bzw. Co-Atomen des ferromagnetischen Substrats führt, die über die Stickstoffatome vermittelt wird. Abb. 4 zeigt als Beispiel die gerechnete Magnetisierungsdichte für ferromagnetische Orientierung zwischen Fe und Co. Magnetisierungsdichte zeigt sich vor allem direkt um das Fe-Atom und die Co-Atome herum, wohingegen zwischen den beiden verschwindend wenig Magnetisierungsdichte vorhanden ist. Aufgrund dieses indirekten Kopplungs-Mechanismus kann das magnetische Moment des Fe-Atoms sowohl in der Ebene des Molekülfilms als auch senkrecht dazu ausgerichtet werden - je nachdem welches die leichte Richtung des ferromagnetischen Co- oder Ni-Films ist.

Mehr dazu in der Veröffentlichung und den begleitenden „News and Views“: H. Wende, M. Bernien, J. Luo, C. Sorg, N. Ponpandian, J. Kurde, J. Miguel, M. Piantek, X. Xu, Ph. Eckhold, W. Kuch, K. Baberschke, P. M. Panchmatia, B. Sanyal, P. M. Oppeneer and O. Eriksson
Substrate-induced magnetic ordering and switching of iron porphyrin molecules
Nature Materials 6, 516 (2007)

Dante Gatteschi
Molecular magnets: A coupling powered by nature
Nature Materials 6, 471 (2007)

Nanodots
Abb.3:
Elementspezifische, magnetische Eigenschaften von Fe-OEP-Cl auf Ni/Cu(100) (links) und Co/Cu(100) (rechts). Röntgenabsorptionskoeffizienten für links- und rechts-zirkular polarisierte Röntgenstrahlen µ+(E) (rot) und µ-(E) (blau) und XMCD (grün, unten) des zentralen Fe-Atoms. Inset links: Elementspezifische Hysteresen für Ni (Linie) und Fe (Symbole) zeigen, dass die Magnetisierung der Moleküle zusammen mit der des ferromagnetischen Films umklappt.


September 2006
Juni 2007



Nanodots
Abb. 1:
Ketten von nanodots auf einer SrTiO3-Oberfläche, mit einem Rasterkraftmikroskop gemessen. Jede Hügelkette wurde durch ein einzelnes Xe-Ion mit 92 MeV erzeugt.



DFT
Abb. 2:
Elektronendichte (DFT-Rechnung) und Einheitszelle von SrTiO3. Der Pfeil symbolisiert eine mögliche Ionentrajektorie.



Kontakt:

Prof. Dr. Marika Schleberger
Arbeitsgruppenhomepage
„Join the nanodots“

Unter dieser Überschrift kündigte die Zeitschrift Nature Nanotechnology in ihrer Mai-Ausgabe einen Artikel an, in dem über die erstmalig gelungene Erzeugung von periodischen Nanostrukturen mit Hilfe einzelner Ionen berichtet wird.

Der AG Schleberger ist es in Kooperation mit einer französischen Arbeitsgruppe gelungen, regelmäßige Ketten von nanoskaligen Hügeln („nanodots“) auf einer Isolatoroberfläche herzustellen. Dazu wurden Ionen mit einer kinetischen Energie von 92 MeV unter streifendem Einfall auf eine Kristalloberfläche geschossen. Die Ionen wurden am Beschleuniger GANIL in Caen in Frankreich erzeugt. Um die Oberflächen nach dem Beschuss sauber zu halten, wurde zur Messung ein Rasterkraftmikroskop im Vakuum direkt an der Bestrahlungskammer benutzt.

Die Möglichkeit, nanoskalige Oberflächenstrukturen durch Beschuss mit Ionen zu erzeugen, ist seit vielen Jahren bekannt. Solche Nanostrukturen sind für unterschiedliche Anwendungen interessant, z.B. lassen sich damit Biochips herstellen oder Hochtemperatur-Supraleiter modifizieren. Dazu wird unter anderem SrTiO3 verwendet, eine Keramik, die auch in dem hier vorgestellten Experiment benutzt wurde. Für die meisten Anwendungen ist es allerdings wünschenswert, geordnete Nanostrukturen zu erzeugen. Dies wiederum ist im Allgemeinen mit Ionen nicht möglich, so dass man auf den Einsatz z.B. lithografischer Verfahren angewiesen ist. Wie in Abb. 1 zu sehen ist, bilden sich jedoch bei streifendem Einfall der Ionen auf der beschossenen Oberfläche lange Ketten von Hügeln aus. Diese Hügel sind 4 nm hoch und haben einen gleichmäßigen Abstand von weniger als 50 nm.

Die Länge der Kette und damit die Zahl der nanodots kann über den Einfallswinkel variiert werden. Jede Hügelkette wird von einem einzelnen einfallenden Ion erzeugt. Eine derartige Struktur kann bisher mit keinem anderen Verfahren erzeugt werden.

Den Duisburger Physikern ist es auch gelungen, den Prozess zu erklären, durch den diese ungewöhnlichen Ketten entstehen. Bei einer kinetischen Energie von 92 MeV sind die Ionen so schnell, dass sie fast nur mit den Elektronen des SrTiO3-Kristalls wechselwirken, nicht mit den Kernen. Da die Elektronen in dem Material nicht homogen verteilt sind (siehe Abb. 2), kommt es immer nur dann zu einer Energieabgabe, wenn das Ion einen Kristallbereich mit hoher Dichte durchfliegt. Die beobachteten Hügel sind also nicht anderes als ein Abbild der Elektronendichte.

Aber erst der streifende Einfall der Ionen relativ zur Oberfläche macht es möglich, diese Elektronendichte auch tatsächlich zu beobachten: Zum einen sind die Ebenen hoher Dichte nur 2 Å voneinander entfernt, so dass bei nicht streifendem Einfall die angeregt Bereiche überlappen würden. Zum anderen bleibt durch den streifenden Einfall die Ionenspur sehr lange dicht unterhalb der Oberfläche. Damit können oberflächenempfindliche Methoden wie die Rasterkraftmikroskopie zur Untersuchung von Prozessen eingesetzt werden, die sonst tief im Kristall ablaufen.

Weitere Informationen finden Sie in der Originalarbeit:
Ender Akcöltekin, Thorsten Peters, Ralf Meyer, Andreas Duvenbeck, Miriam Klusmann, Isabelle Monnet, Henning Lebius, Marika Schleberger.
Creation of multiple nanodots by single ions.
Nature Nanotechnology 2, 290-294 (2007)


April 2007




Abbildung 1:
SEM Aufnahme der Struktur, an der der Domänenwandwiderstand bestimmt wurde





Abbildung 2:
MFM Untersuchungen an der in Abbidung 1 gezeigten Struktur: Einzelne Domänenwände werden durch die Ionen-Implantation (gestrichelte Linie) erzeugt und an den Platin Leiterbahnen gepinnt.




Kontakt:

Prof. Dr. Günter Dumpich
Dipl. Phys. Christoph Hassel

Experimentalphysik
Der elektrische Widerstand einer Domänenwand

Zwischen zwei magnetischen Domänen bildet sich eine Domänenwand, die durch eine inhomogene Verteilung magnetischer Momente gekennzeichnet ist. Die Frage war, ob eine Domänenwand einen elektrischen Widerstand darstellt und wie groß er ist. Die Analyse experimenteller Untersuchungen wird dadurch erschwert, dass auch andere Widerstandsbeiträge auftreten können. Zudem wurden von theoretischer Seite sowohl positive als auch negative Widerstandsbeiträge für den Domänenwandwiderstand vorhergesagt.

Wir haben gezeigt, dass es möglich ist, den Widerstand einer einzelnen Domänenwand bei Zimmertemperatur quantitativ zu bestimmen. Abb. 1 zeigt eine SEM Aufnahme von der Mikrostruktur zur Messung des elektrischen Widerstandes. Im unteren Bild erkennt man eine horizontal verlaufende Leiterbahn (Breite 313 nm) aus (Co/Pt)7-Multilagen. Die in der Bildmitte senkrecht eingezeichnete gestrichelte Line deutet die Stellen an, an denen Ga Ionen mittels FIB implantiert wurden. Rechts und links von dieser Stelle befindet sich jeweils eine Platin Leiterbahn. Weiter außen liegen Gold-Streifen zur Messung des Widerstandes.
Die Ga-Ionen modifizieren die (Co/Pt)7-Leiterbahnen lokal so, dass sich an dieser Stelle eine Domänenwand bildet. Mit Hilfe der Platin Leiterbahn kann die Bewegung der Domänenwand gestoppt werden.

Abb. 2a zeigt eine AFM Aufnahme von der lokalen geometrischen Struktur in der Umgebung der Stelle, an der Ga Ionen implantiert wurden (gepunktet Linie) Abb. b-f zeigen MFM Aufnahmen bei Anlegen unterschiedlich hoher Magnetfelder, die senkrecht zur Schichtebene angelegt wurden. Heller Kontrast bedeutet, dass die Leiterbahn nach oben, dunkler Kontrast, dass die Leiterbahn nach unten magnetisiert ist. Deutlich erkennt man, dass der Kontrastwechsel (Position der Domänenwand) am Rand der Platin Leiterbahn liegt. Wir beobachten, dass in der Regel zwei Domänenwände gepinnt werden. Durch Verwendung einer einzelnen Platin Leiterbahn wird nur eine Domänenwand gepinnt. Abb. 3 zeigt den Widerstand, gemessen gemäß der Struktur in Fig. 1, in Abhängigkeit eines senkrechten Magnetfeldes. Die Maxima im Widerstand treten auf, wenn eine Domänenwand gepinnt wurde. Die MFM Bilder (insets)  zeigen den magnetischen Zustand der (Co/Pt)7 Leiterbahn an. Bei hohen Feldern und in Remanenz beobachtet man einen homogenen Kontrast.  Aus dem Widerstandsanstieg DR lässt sich der Domänenwandwiderstand einer einzelnen Domänenwand ausrechnen: (DR/R)DWR = (1.8 ± 0.2)%

[1] C. Hassel, M. Brands, F. Y. Lo, A. D. Wieck, G. Dumpich, Phys. Rev. Lett. 97, 226805 (2006)

Abbildung 3:
Magnetowiderstandsmessung bei Zimmertemperatur an der in Abbildung 1 gezeigten Struktur. Deutlich zu erkennen sind die Widerstandsmaxima, die darauf zurückzuführen sind, dass sich eine einzelne Domänenwand in der Leiterbahn befindet. Die Berechung des Widerstandsanstieges innerhalb der Domänenwand ergibt 1.8%.




November 2006




Fig.1:
Schematischer Aufbau eines RTMs. Bei Regelung auf konstanten Strom erhält man Aussagen über die Topografie der Probe





Fig.2:
Prinzipieller Aufbau einer BEEM-Messung. Der schwarze Stromkreis entspricht dem konventionellen RTM-Betrieb, der rote Stromkreis beschreibt die Detektion des ballistischen Stroms.




Kontakt:

Prof. Dr. Rolf Möller
Dipl.-Phys. Christian Bobisch
Experimentalphysik
Ballistischer Elektronentransport durch C60-Moleküle

Neben der Miniaturisierung von Schaltkreisen bis hinunter zu Einzelmolekül-Bauelementen spielt die aufgenommene elektronische Leistung im Bauelement eine tragende Rolle. Da mit der aufgenommenen Leistung auch die Wärmeaufnahme steigt, wird die Lebensdauer eines solchen Bauelements hauptsächlich durch diese bestimmt. Ein Ausweg bietet die Nutzung ballistischer Ströme. Bei diesen geben die leitenden Elektronen keine Energie an die Bauelemente ab.

Die Analyse der ballistischen Strompfade kann mit der Ballistischen Elektronen Emissions Mikroskopie (BEEM), einer Erweiterung zur Rastertunnelmikroskopie (RTM) (Fig.1), erfolgen. Dabei befindet sich eine wenige nm dicke Metallschicht auf einem Halbleitersubstrat und bildet eine Schottky-Diode. Der Metallfilm wird mit Hilfe eines RTMs zunächst separat kontaktiert und auf Erdpotential gelegt (Fig.2). Ein zweites RTM dient als Emitter von Elektronen, die von der Spitze in den Metallfilm injiziert werden. Die Elektronen, die ballistisch durch den Metallfilm propagieren, können an der Grenzfläche zum Halbleiter die Schottky-Barriere bei genügender Energie überwinden und in den Halbleiter gelangen. Ein weiterer am Halbleiter angebrachter und extrem empfindlicher Stromdetektor kann den Fluss dieser Elektronen detektieren. In der Regel stellen diese Elektronen einen Bruchteil von wenigen % des injizierten Gesamttunnelstroms dar. Durch Rasterung der Oberfläche bei konstantem Injektionsstrom und Injektionsenergie bekommt man simultan zum Topografieabbild der Oberfläche eine Karte der Transmissionswahrscheinlichkeiten für ballistische Elektronen. An ausgewählten Punkten der Probe kann man bei fester lateraler Position Transmissionsspektren (BEES) aufnehmen, indem man den transmittierten Strom als Funktion der Injektionsenergie aufzeichnet.

Im speziellen Fall wurde eine Bi/Si- Diode mit C60 Molekülen belegt, so dass man reine Wismutbereich und definierte C60-Inseln auf der Oberfläche vorliegen hat. Die Transmissionskarte zeigt, dass die Transmission für die C60 Insel reduziert ist (Fig.3). Einige in der Topografie tiefer erscheinende C60 Moleküle weisen jedoch eine metallische Charakteristik auf, wie das Linienprofil in den Bildern illustriert. Variiert man die Injektionsenergie für die Aufnahme der BEEM-Bilder, so ändert sich die Form der Transmissionssignale für die C60 Moleküle. Zusätzlich kann man ein Schalten der metallischen Charakteristik zwischen zwei Molekülen beobachten (Fig. 5). Die Änderung des Erscheinungsbildes kann man anhand von BEES-Spektren erklären. Diese zeigen für eine C60 Insel wie zu erwarten eine niedrigere Transmission. Zusätzlich existiert bei den Spektren auf der C60 Insel bei ca. 1.5 V ein Knick (Fig. 4). Dieser Knick kann mit dem LUMO+1 Zustand des C60 Moleküls assoziiert werden, so dass ab dieser Energie ein zusätzlicher Pfad für ballistische Elektronen geöffnet wird.

Fig.3:
Topografie (a) und Transmissionsbilder (b) für C60-Inseln auf Bi/Si-Dioden. Das Linienprofil (d) zeigt, dass die Transmission für spezielle Moleküle ebenso groß ist wie für die unbedeckte Wismut-Terrasse.
Fig.4:
BEES Spektren an reinem Wismut und C60 Inseln. Die Transmission für die C60-Insel (rot) ist reduziert. Zusätzlich tritt bei 1.5 V eine Kinke auf, die dem LUMO+1 Zustand des Moleküls entspricht.

Fig.5:
Bei variierter Injektionsenergie ändert sich das Erscheinungsbild der Moleküle im BEEM-Signal im Energieintervall von -1.6 eV (b) bis -1.2 eV (c). Die metallische Charakteristik kann dabei zu einem benachbarten Molekül hinüberwechseln (b=>c). Unterhalb der Barriere gibt es kein Transmissionssignal (e).


September 2006

Fig. 1:
Plasma chamber with ignited plasma. The inset shows schematically the removal of the organic ligands surrounding the wet-chemically synthesised FexPt1-x.

Fig. 2:
XANES (green lines) and XMCD (red lines) of pure metallic Fe50Pt50 nanoparticles measured at the Fe and Pt L3,2 edges. The dichroism spectra in (b) are scaled up by a factor of 4. The inset shows a SEM image of the sample.




Kontakt:

Prof. Dr. M. Farle
Dipl.-Phys. C. Antoniak
Experimentalphysik

Plasma-assisted Magnetic Hardening of FePt Nanoparticles Investigated by X-ray Absorption

FexPt1-x nanoparticles are currently the subject of intense research activity due to their interesting magnetic properties [1]. Chemically disordered Fe50Pt50 shows a high-temperature transformation to the ordered L10 phase which is associated with an enhancement of the orbital magnetic moment and a decrease of the mean distance between nearest-neighbour atoms by 2%. Therefore, on the one hand the x-ray absorption near edge structure (XANES) was analysed at the Pt L3,2 edges to monitor structural changes, and on the other hand the x-ray magnetic circular dichroism (XMCD) was measured both at the Fe and Pt L3,2 edges in order to investigate the orbital magnetism after thermal treatment.

The wet-chemically synthesised Fe50Pt50 particles with a mean diameter of 6 nm were self-assembled on a naturally oxidised Si substrate (total coverage: about 10%) and exposed to a soft hydrogen plasma (5 Pa for 30 min) that removes the Fe oxides and the organic ligands surrounding the particles in the as-prepared state (Figure 1). Subsequently one of the samples was annealed at 600°C in situ. Scanning electron microscopy (SEM) images confirm the mean size, the centre-tocentre distance of 9 nm and a small agglomeration after annealing.

For measurements at the Pt L3,2 edges, the UHV plasma chamber was attached to the experimental chamber at beamline ID12 and the Fe oxides were removed prior to the experiments. In order to be able to record high quality XANES and XMCD spectra at the Pt L3,2 edges on samples with such a low concentration of Pt, we have used a 35-channel silicon drift diode detector developed at the ID12 beamline in collaboration with Eurisys- Mesures (now Canberra Eurisys) [2]. During these experiments the counting rates in Pt La lines were ca. 2·104 cps per channel with a peaking time of 0.5 µs. Even though the X-ray beam was impinging on the sample with an angle of incidence of ca. 15°, the beam footprint was quite small: 300x30 µm2. This is because we had to reduce the intensity of the monochromatic X-rays in order to avoid the saturation of the detector by the intense soft X-ray fluorescence signal from the substrates. The typical energy resolution of the emission spectra measured with one single SDD channel (data acquisition time: 60s; peaking time: 0.5 µs) was of the order of 132 eV for the unresolved Si Kab, 159 eV for the Fe Ka line and 202 eV for the Pt La1 line. Excellent performances of this detector allowed us to record not only the XANES spectra, but also the XMCD signals at the Pt L3,2 edges in a weak magnetic field of ± 0.6 T (Figure 2b). The quality of the experimental data was high enough to derive the local spin and orbital magnetic moments of the Pt 5d states using the XMCD sum rules. The results of this analysis together with the analysis of the spectra recorded at BESSY, Germany, on the same samples at the Fe L3,2 edges are given in Table 1. The observed trends in µl / µS eff indicate a non-cubic environment after annealing as expected for the L10 structure. Additionally, we found that the period of the first EXAFS oscillations at the Pt L3,2 edges decreased by (3±2)% after annealing indicating a reduction of the mean distance between the atoms as known for the disorderorder transformation in the corresponding bulk material. In conclusion, we demonstrated a method to prepare pure metallic Fe50Pt50 nanoparticles from wet-chemically synthesised particles. Evidence for the formation of the L10 phase is provided both by structural changes found in the oscillations of the XANES and by the changes in the magnetic moments.

Table 1: Local spin and orbital magnetic moments for Fe and Pt.


Fe

Pt


µSeffB] µlB] µl / µS eff µSeff / µB µl / µB µl / µSeff
disordered 2.48(7) 0.056(10) 2.2% 0.41(1) 0.054(2) 13%
annealed 2.59(8) 0.240(18) 9.3% 0.41(1) 0.042(2) 10%

Acknowledgement:
This work was supported by the BMBF (05 ES3XBA/5), the DFG (SFB445), the EU (MRTN-CT-2004-005566, SyntOrbMag), and the ESRF.

References
[1] C. Antoniak, J. Lindner, and M. Farle, Europhys. Lett. 70, 205 (2005).
[2] J. Goulon, A. Rogalev, G. Goujon et. al., J. Synch. Rad. 12, 57 (2005).

Principal Publication and Authors
C. Antoniak (a), J. Lindner (a), M. Spasova (a), D. Sudfeld (a), M. Acet (a), M. Farle (a), K. Fauth (b,c), U. Wiedwald (d), H.-G. Boyen (d), F. Wilhelm (e), A. Rogalev (e), and Shouheng Sun (f), submitted.
(a) Fachbereich Physik, Universität Duisburg-Essen (Germany) (b) MPI für Metallforschung, Stuttgart (Germany) (c) Experimentelle Physik IV, Universität Würzburg (Germany) (d) Abteilung Festkörperphysik, Universität Ulm (Germany) (e) ESRF (f) Department of Chemistry, Brown University, Providence, RI (USA)

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März 2006


Abb.1
STM Aufnahme von Si(100) bei 5K. Die ferromagnetische p(2x2) und anti-ferromagentische Ordnung c(4x2) der Silizium Dimere sowie das angeregte Flippen der Dimere ist gut zu erkennen.






Abb.2
Schematische Darstellung der Oberfläche mit den Silizium Dimeren (rot und blau) und der STM-Spitze (gelb). STM Bild einer angeregten Dimerreihe.




Abb.3
Histogramm des Tunnelstroms beim Scan über einen angeregten Dimer. Das diffundierende Phason ist als türkisblaue Fläche an der Position 3 zu beobachten.


Kontakt:

Prof. Dr. M. Horn von-Hoegen
Experimentalphysik

Mächtig was los bei 5 Kelvin

Für Silizium mit kovalenten Bindungen und einem recht hohem Schmelzpunkt von 1413°C erwartet man bei tiefsten Temperaturen keinerlei Änderungen der atomaren Struktur. Überraschenderweise zeigen mikroskopische Aufnahmen der Si(100) Oberfläche bei 5 K im Tieftemperatur-Rastertunnelmikroskop eine erstaunliche Dynamik. Die sonst so stabilen Konfigurationen der Oberflächenatome springen im STM-Bild wild hin und her und erzeugen an diesen Stellen stark verrauschte Abbildungen (Abb.1).

Diese durch den Tunnelstrom im STM angeregte Dynamik der Si-OF lässt sich durch eine Besonderheit der OF erklären. Zur Absättigung der beim Erzeugen der OF entstehenden gebrochenen Bindungen, den so genannten Dangling Bonds, rekonstruiert die OF: jeweils zwei dieser Si OF-Atome neigen sich zueinander, bis sich deren beiden halb gefüllten Orbitale zu einem Dimer verbinden können, was zu einer vergrößerten Einheitszelle führt. Mit diesem Peierls-Übergang ist ein deutlicher Energiegewinn verbunden. Noch mehr Energie kann diese (2x1)-rekonstruierte Oberfläche dadurch gewinnen, dass sich diese Dimere leicht verkippen, was zur Ausbildung von mehr bzw. weniger gefüllten Elektronorbitalen führt. Damit zeigen die Dimerreihen eine (2x2)-rekonstruierte Einheitszelle. Zwischen den Dimerreihen kann es jetzt zu einer "ferromagnetischen" bzw. "anti-ferromagnetischen" Kopplung kommen, die man in den STM Bildern deutlich voneinander unterscheiden kann.

Nun kann durch die von der STM-Spitze injizierten Elektronen für eine Dimerreihe die Orientierung der Dimere von der "ferromagnetischen" zur "anti-ferromagnetischen" geflippt werden. Dabei bildet sich am Ende dieses 1-dimensional verkippten Bereichs eine 0-dimensionale Domänengrenze - ein so genanntes Phason - aus. Das Phason diffundiert, durch die von der STM-Spitze injizierten Elektronen getrieben, unter der STM-Spitze hin und her und kann dabei manchmal sogar beobachtet werden. Die Anregung dieser "Flip-Flop"-Bewegung der Si-Dimere erfolgt mit steigender Energie der injizierten Elektronen immer schneller, bis sie bei höheren Tunnelspannungen zeitlich nicht mehr aufgelöst werden kann.

Diese Untersuchungen wurden in Kooperation mit Mark Freeman, Center of Nanoscale Physics, Physics Department, University of Alberta in Edmonton, Canada im Rahmen eines Visiting Professor Award von Prof. Dr. M. Horn von Hoegen durchgeführt.


Mehr dazu in der Veröffentlichung:

Dynamics of an Ising Chain under Local Excitation: A Scanning Tunneling Microscopy Study of Si(100) Dimer Rows at 5 K
Y. Pennec, M. Horn von Hoegen, Xiaobin Zhu, D. C. Fortin, and M. R. Freeman
Phys. Rev. Lett. 96, 026102 (2006)


Januar 2006


Abb.1
Transmissionselektronenmikros-kopische Aufnahme von Silikat-gekapselten Kobalt Nanopartikeln in selbstorganisierter, eindimensionaler Anordnung.




Abb.2
Molekulardynamik-Simulation der Bildung von Kobalt Perlen-Halsketten, bei der die gleichen Ketten- und Ring-Formationen wie im Experiment gefunden werden.


Kontakt:

Prof. Dr. M. Farle
Experimentalphysik

Eindimensionale Anordnungen von Silikat-gekapselten Kobalt Nanopartikeln; Magnetische Perlen-Halsketten
(Veröffentlichung als PDF-Datei)

Silicat-gepaselte Kobalt Nanopartikel mit Durchmessern von 20 bis 30nm zeigen bei ihrer Synthese selbstorganisierte Strukturen mit ketten- und ringartigen Formationen, wenn während der Synthese schwache Magnetfelder angelegt werden (Abb.1). Verantworlich für diese selbstorganisierte Formation der Nanopartikel ist die magnetische Dipol-Dipol Wechselwirkung. Als unterer, kritischer Durchmesser der Nanopartikel für eine solche energetisch stabile Ketten-Formation wird bei der verwendeten Temperatur etwa 12nm gefunden. Mit der Methode - obwohl sehr einfach - lassen sich Perlenketten-ähnliche Strukturen erzeugen, die ansonsten nur mit viel aufwändigeren Prozessen hergestellt werden können. Molekulardynamik Simulationen, bei denen die dipolaren magnetischen Kräfte berücksichtigt werden, erlauben eine sehr gute Reproduktion der selbstorganisierten Strukturen, wie sie im Experiment beobachtet werden (Abb.2).

One-dimensional Assemblies of silica-coated cobalt nanoparticles;
Magnetic Pearl-Necklaces

Verónica Salgueiriño-Maceira, Miguel A. Correa-Duarte, Fred Hucht ,
Michael Farle
Journal of Magnetism and Magnetic Materials, im Druck


Juni 2005


Abb.1
Rasterelektronenmikroskopische Aufnahme Photonischer Kristall-Resonatoren. Die Aufnahme wurde unter einem Winkel von 45° aufgenommen, um die dünne (In,Ga)N-Membran sichtbar zu machen.

Abb.2
Emissionsspektrum des InGaN-Quantentroges vor der Präparation des photonischen Kristalls (Blaue Kurve). Resonatormoden der photonischen Kristall Defekt-Kavität (Rote Kurve).

Abb.3
Simulation eines GaN basierten photonischen Bauelements. Die blaue Kurve stellt das berechnete Modenspektrum dar. Die Konturplots im oberen Teil der Abbildung stellen die berechnete Verteilung der Hz-Komponente des elektromagnetischen Felds dar.

Kontakt:

Prof. Dr. A. Lorke
Dr. Cedrik Meier
Experimentalphysik

Maßgeschneidertes sichtbares Licht auf kleinstem Raum
(dieser Text als PDF-Datei)

Photonische Kristalle sind maßgeschneiderte, künstlich hergestellte Materialien, in denen man durch geschicktes Design bestimmen kann, wie sich Licht in ihnen ausbreitet. Der Schlüssel dazu ist eine regelmäßige Anordnung von periodischen Strukturen - in Analogie zur Kristallstruktur von Festkörpern, in denen durch die periodische atomare Struktur die elektronischen Eigenschaften bestimmt werden.

Ein einfaches Beispiel ist ein zweidimensionaler Kristall: Hier werden aus einer dünnen Membran Löcher in hexagonaler Symmetrie "herausgestanzt". Dadurch wird es dem Licht in der Ebene bei bestimmten Wellenlängen unmöglich, sich auszubreiten - man spricht von einer photonischen Bandlücke. Fügt man nun gezielt Gitterdefekte ein - etwa durch Weglassen einzelnere Löcher, kann man das Licht bei einzelnen, wohldefinierten Wellenlängen, sog. Moden, auf das Volumen dieser Defekte einsperren. Man spricht von einem Photonischem Kristall-Resonator, oder einer einer Defekt-Kavität.

Nützlich ist dies insbesondere bei Halbleiterstrukturen - Hier können optisch aktive Schichten (etwa Quantentröge oder Quantenpunkte) als Lichtemitter verwendet werden. Wird diese Emission in Resonanz mit der Mode gebracht, lassen sich hier interessante neue Kopplungseffekte studieren (z. B. der sog. Purcell-Effekt oder das "strong coupling"). Darüberhinaus kann die Kavität auch als ultrakleiner Laserresonator verwendet werden. Auf diese Weise lassen sich Laser mit verschwindend kleiner Schwelle herstellen.

Die Herstellung solcher Strukturen ist bislang nahezu ausschließlich auf den infraroten Spektralbereich beschränkt geblieben. Das liegt zum einen daran, dass diese Strukturen leichter zu fertigen sind. Die relevanten Strukturgrößen skalieren mit der Wellenlänge des Lichts, die im IR größer ist, als im Sichtbaren. Zum anderen sind für die infrarot-emittierenden Halbleiter, insbesondere GaAs und InP, weit entwickelte Strukturierungsmethoden vorhanden.

Für Bauelemente im Sichtbaren bietet sich GaN an, aus dem etwa blaue Leuchtdioden und Laser hergestellt werden. Hier stehen allerdings keine klassischen Ätzverfahren zur Verfügung, so dass insbesondere bislang keine dünnen Membranen geätzt werden konnten. Dies ist aber zur optischen Isolation absolut notwendig.

Durch die Entwicklung einer neuen, photoelektrochemischen Ätztechnik ist es nun erstmals gelungen, in GaN dünne Membranen mit einer eingebetteten optisch aktiven Schicht herzustellen [1]. Durch die Kombination mit höchstauflösender Elektronenstrahllithografie und Plasmaätztechniken konnte ein zweidimensionaler photonischer Kristall hergestellt werden, in dem das grün-blaue Licht aus dem Quantentrog auf eine Längenskala von ca. 700nm eingesperrt werden konnte. Das Resultat zeigt sich auch in den Emissionsspektren: Die ursprünglich über 20nm breite Emission ist auf ungefähr 1,5nm zusammengeschrumpft. Die Verteilung des elektromagnetischen Feldes in dem Resonator kann mithilfe von Simulationsrechnungen ermittelt werden.

Solche Bauelemente könnten der Photonik die Tür für den sichtbaren Spektralbereich öffnen.

Diese Arbeit entstand im Rahmen einer Kollaboration mit der Gruppe von Prof. Dr. E. Hu an der Universität von Kalifornien in Santa Barbara (UCSB).

[1] E. D. Haberer, R. Sharma, C. Meier, A. R. Stonas, S. Nakamura, S. P. DenBaars, and E. L. Hu, Appl. Phys. Lett. 85, 5179 (2004).


Mai 2005


Abb. 1 Magnetoelektrisches Kühlen eines senkrechten Exchange Bias-Systems




Abb. 2 Hysterese einer ferromagnetischen Co/Pt-Vielfach-schicht im Kontakt mit einem Cr2O3-Kristall nach Feldkühlen auf 250 K in antiparallelen (1) bzw. parallelen (2) elektrischen und magnetischen Feldern




Abb. 3 Exchange Bias-Feld HEB des Systems Cr2O3/(Co/Pt)3 als Funktion von Efr nach Feldkühlen von 350 auf 298K in Magnetfeldern µ0Hfr = 0.1, 0.3 und 0.6T (von rechts). Während Efr < 0 den natürlichen EB unterstützt, HEB < 0, kehrt sich dieser in parallelen Feldern, Efr > 0, um.


Kontakt:

Prof. Dr. W. Kleemann
Angewandte Physik
Elektrisch geschalteter Exchange Bias für spintronische Anwendungen

Gewisse antiferromagnetische Materialien zeigen den so genannten magnetoelektrischen (ME) Effekt, der von Astrov im Jahre 1961 zum ersten Mal an Cr2O3 gemessen wurde: Durch ein angelegtes elektrisches Feld wird in der ME Substanz eine Magnetisierung erzeugt bzw. im äusseren magnetischen Feld entwickelt sich eine elektrische Polarisation. Diese einzigartige Kopplung zwischen den magnetischen und elektrischen Materialeigenschaften ermöglicht es, das elektrische Feld in Form eines neuen Kontrollparameters in magnetische Systeme einzubinden.

Ein besonders drastischer Effekt wurde kürzlich an einem so genannten Exchange Bias (EB) System entdeckt. Es besteht aus einem ferromagnetischen (FM) und einem antiferromagnetischen (AF) Material, die aneinander grenzen. Der von Meiklejohn und Bean im Jahr 1956 entdeckte EB-Effekt bedeutet eine Verschiebung der FM Hystereseschleife entlang der Feldachse, H, nachdem das gesamte System in einem magnetischen Einfrierfeld Hfr auf eine Temperatur unterhalb der Néel-Temperatur (TN) des Antiferromagneten abgekühlt wurde. Bei den meisten der EB-Systeme verschiebt sich die Hysteresekurve entgegengesetzt zur Richtung des Einfrierfeldes, als ob das äußere Feld durch ein inneres "EB-Feld" (HEB) abgeschwächt sei. Gelegentlich findet man auch positive Verschiebungen, d. h. in die zum Einfrierfeld parallele Richtung ("positiver EB"). Trotz einer großen Vielfalt experimenteller Erfahrungen und theoretischer Ansätze gibt es keine allgemeine Theorie des Effektes. Unumstritten ist lediglich, dass er auf verankerte magnetische Überschussmomente der AF Grenzfläche zurückzuführen ist.

Das Interesse am EB im letzten Jahrzehnt ist wegen wichtiger Anwendungen im Bereich der magnetischen Speichertechnik erheblich gewachsen. Dort setzt unsere Idee einer elektrischen Kontrolle des EB an. Wenn es gelingt, mit Hilfe eines elektrischen Feldes die Grenzflächenmagnetisierung eines magnetoelektrischen Antiferromagneten zu verändern oder gar umzukehren, dann scheint eine rein elektrische Kontrolle spintronischer Bauelemente (spin valve, MRAM, logische Bauelemente etc.) prinzipiell möglich. Ein erster Schritt auf diesem Wege ist nun am System Cr2O3/(Co/Pt)3 gelungen.

Bei sämtlichen Proben wurde eine dünne Co/Pt-Vielfachschicht auf die (0001)-Oberfläche eines Cr2O3-Einkristalls epitaktisch aufgewachsen. Co/Pt-Vielfachschichten besitzen bei passenden Wachstumsparametern eine starke senkrechte magnetische Anisotropie, d. h. die zur Schichtebene senkrechte Magnetisierung wird bevorzugt. Da die Chrom-Spins senkrecht zur (0001)-Oberfläche von Cr2O3 orientiert sind, erwartet man in Kombination mit der ebenfalls senkrechten Co/Pt-Vielfachschicht und einem entlang der [0001]-Achse angelegten Magnetfeld unterhalb der Néel-Temperatur, TN=308 K, einen senkrechten EB.

Die magnetische Struktur des Cr2O3 erlaubt zwei unterschiedliche antiferromagnetische Spinkonfigurationen. Sie können mit Hilfe des magnetoelektrischen Effektes als Ein-domänen präpariert werden. Dafür legt man parallele elektrische (Efr) und magnetische Felder (Hfr) an einen Kristall an, während er auf Temperaturen unterhalb TN abgekühlt wird. Die Felder verursachen dann eine Energiedifferenz zwischen beiden Domänentypen und sorgen dafür, dass bei der Entstehung antiferromagnetischer Ordnung die Bildung des einen bzw. des anderen Domänentyps bevorzugt wird. Diese Prozedur wird als "magnetoelektrisches Kühlen" bezeichnet und wird schematisch in Abb. 1 dargestellt.

Die Messdaten in Abb. 2 zeigen, dass der EB sein Vorzeichen wechselt, wenn man von antiparallelen zu parallelen Einfrierfeldern übergeht. Offenbar greifen die dadurch erzwungenen AF Eindomänen bis an die Grenzfläche durch und bieten dem angrenzenden Ferromagneten entweder positive oder negative Überschussmomente an. Abb. 2 zeigt, dass der Übergang vom natürlichen negativen EB - der auch bei bloßer magnetischer Einkühlung entsteht - zum positiven EB ein gewisses Schwellfeld erfordert. Es wächst mit abnehmenden Hfr, was sich durch den Wettbewerb des Ferro- bzw. Antiferromagneten bei der Kontrolle der Grenzspins erklären lässt. Die Hysteresekurven wurden mit Hilfe des polaren magneto-optischer Kerr-Effektes gemessen.

Mehr dazu in der Veröffentlichung von:

P. Borisov, A. Hochstrat, X. Chen, W. Kleemann und Ch. Binek,
Phys. Rev. Lett. 94, 117203 (2005).


Februar - April 2005



Fig. 1


Fig. 2

Fig. 3

Fig. 4

Kontakt:

Dr. M. Acet
Experimentalphysik

Fe3C - viel mehr, als nur ein simpler Bestandteil von Stahl

Fe3C (Zementit) ist ein herkömmlicher Bestandteil von Stahl und dient zu dessen Härtung. Sein Gefügeanteil kann durch verschiedene Temperprozesse variiert werden, wobei Kohlenstoff-Atome interstitiell in das atomare Eisen-Gitter eingebaut sind, dessen Struktur orthorhombisch ist (Fig.1). Der gewünschte Anteil von Fe3C in Stahl wird durch die spezifische, spätere Anwendung bestimmt.

Neben seiner zentralen Bedeutung für die Herstellung verschiedener Stahlsorten, hat Fe3C vor allem wegen seiner besonderen Eigenschaften in letzter Zeit neue Aufmerksamkeit für die Grundlagenforschung erlangt. Zum einen ist Fe3C unterhalb der sog. Curie-Temperatur (TC = 485 K) ein Ferromagnet. Andererseits zeigt Fe3C im Bereich von Zimmertemperatur eine nahezu verschwindende thermische Ausdehnung. Der Grund für diese verschwindende thermische Ausdehnung kann für magnetische Materialien in vielen Fällen auf sogenannte "high-moment-large-volume - low-moment-small-volume (HM-LM)" Übergänge, oder auch "Magnetovolumen Instabilität" genannt, zurückgeführt werden. Der HM-Zustand ist mit einem großen atomaren Volumen und einem magnetischen Moment von typisch 2 µB (µB: Bohrsches Magneton) verknüpft, während der (energetisch geringfügig über dem HM-Zustand liegende) LM-Zustand ein kleines atomares Volumen mit nahezu verschwindendem magnetischen Moment besitzt. Mit steigender Temperatur wird daher der LM-Zustand mit kleinerem Volumen zunehmend besetzt. Der Magnetismus liefert hier also bei steigender Temperatur einen Beitrag zur thermischen Ausdehnung, der das Material "schrumpfen" lässt. Dies wirkt der normalen thermischen Ausdehnung entgegen, so dass im Resultat eine nahezu verschwindende thermische Ausdehnung über einen großen Temperaturbereich besteht. Dieser Effekt ist als sog. "INVAR-Effekt" bekannt.

Wenn ein System über HM und LM-Zustände verfügt, dann sollte es mit Hilfe eines von außen angelegten Drucks möglich sein, das System auch in den LM-Zustand mit kleinem Volumen zu zwingen, so dass das magnetische Moment verschwindet. Wenn der dazu benötigte Druck außerdem sehr klein ist, dann hätte man ein (neues) Material, das solche HM-LM Übergänge bereits dann ausführen würde, wenn man nur mit einem Hammer darauf schlägt. Diesen Effekt könnte man zur Konstruktion "magneto-mechanischer" Schalter ausnutzen, wobei dann weder elektrische Verdrahtungen noch Kontroll-Schaltkreise benötigt werden. Neben der verschwindenden thermischen Ausdehnung hätte man so eine weitere wichtige technologische Anwendung für diese HM-LM Übergänge.

Um zu zeigen, dass die verschwindende thermische Ausdehnung in Fe3C auf HM-LM Übergänge zurückzuführen ist, wurde die Druckabhängigkeit des magnetischen Momentes von Fe3C studiert, das dann oberhalb eines kritischen Druckes verschwinden sollte. Zur Anwendung hydrostatischer Drücke werden Diamant-Zellen verwendet. Zur Messung des magnetischen Momentes können wegen der Größe der Diamant-Zelle und der darin verwendeten Materialien keine Standardmethoden der Magnetometrie verwendet werden. Statt dessen werden die Vorteile der magnetischen Röntgen-Absorptions-Techniken ausgenutzt. Für den Fall magnetischer Materialien zeigen links und rechts zirkular polarisierte Röntgenstrahlen nahe der Absorptionskante verschiedene Absorptionsspektren. Der Unterschied in diesen Spektren ist als magnetischer Röntgen-Zirkular-Dichroismus (XMCD) bekannt, wobei das integrierte Spektrum proportional zum magnetischen Moment ist. Dabei kann der Röntgenstrahl die Diamanten durchdringen, und "sieht" damit nur die zu untersuchende Probe.

Fe3C Proben, in der Form etwa 50nm großer Partikel (Fig.2), die in einem Heißwandreaktor präpariert wurden, werden in einen Probenhalter eingebracht, der zwischen einem Paar von Diamanten positioniert wird. Röntgen-Absorptionsspektren werden für links und rechts zirkular polarisierte Röntgenstrahlung in der Nähe der K-Kante von Eisen bis zu Drücken von 20 GPa gemessen. Fig. 3 zeigt XMCD Spektren für verschiedene Drücke. Mit zunehmendem Druck wird die Intensität der gemessenen Spektren kleiner. Fig. 4 zeigt die gemessene Fläche unter den in Fig. 3 gezeigten Spektren (das integrierte XMCD-Signal) für jeden angelegten Druck, und man erkennt, dass die Schwächung der Spektren nicht monoton erfolgt, sondern relativ abrupt in der Nähe eines Drucks von 10 GPa. Dies zeigt die Existenz eines LM-HM Übergangs in Fe3C.

Damit ist Fe3C das erste bekannte INVAR-Material, das nur eine einzige Metallsorte, Eisen, mit interstitieller Kohlenstoff-Komponente enthält. Es ist das bei weitem billigste Material für Anwendungen, und eröffnet darüber hinaus Möglichkeiten, neue Typen interstitieller Systeme unter Verwendung von z.B. Bor und Stickstoff so Maß zu schneidern, dass sie ebenfalls Magnetovolumen-Effekte zeigen.

Diese Arbeit erscheint in Kürze in den Physical Review Letters.

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Januar 2005



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Prof. Dr. A. Lorke
Experimentalphysik

Quantenmechanik zum Anfassen

Die Kenntnis der sog. "Wellenfunktion" Ψ eines Teilchens ist von großer Bedeutung in der Physik, weil sie den kompletten Satz an Information über dieses Teilchen beinhaltet (1. Postulat der Quantenmechanik). Die theoretische Berechnung von Wellenfunktionen ist heute auch für komplizierte Fälle möglich; die experimentelle Messung ist jedoch sehr schwierig. Nur an wenigen Systemen konnte eine solche Messung bislang durchgeführt werden (z.B. mit Hilfe von Rastertunnelmikroskopischen (STM)-Messungen).

Das links dargestellte Applet zeigt eine experimentell gemessene Wellenfunktion von Elektronen in InAs-Quantenpunkten. Dargestellt ist die physikalisch messbare Aufenthaltswahrscheinlichkeit |Ψ|2 der Elektronen in einem solchen elektronischen Zustand. Es handelt sich hier um einen energetisch angeregten "p-Zustand" eines Quantenpunktes, wobei die Bezeichnung analog der Nomenklatur der Subschalen in der Atomphysik ("s, p, d, ...") gewählt wird.

Die Auftragung links kann mit der Maus interaktiv gedreht werden. Bedienung des Applets:

linke Maustaste - ziehen, um Plot zu rotieren
rechte Maustaste - Hilfe
s und Maus ziehen - Plot skalieren
t und Maus ziehen - Plot verschieben
r - Reset
w / q - Start / Stopp Auto-Rotation

Die gemessene Funktion ähnelt der aus Lehrbüchern bekannten Aufenthaltswahrscheinlichkeit eines angeregten Zustands des harmonischen Oszillators. Allerdings zeigt sie im Gegensatz zu den theoretischen Auftragungen in der Mitte kein völliges Verschwinden von |Ψ|2, sondern nur ein Minimum. Außerdem zeigt die Wellenfunktion eine Feinstruktur, die auf eine Vielteilchen-Wechselwirkung der in den Quantenpunkten vorhandenen Elektronen schließen lässt (dies ist in der Abbildung links nicht zu erkennen; siehe dazu die unten angegebene Referenz).

Die hier verwendete experimentelle Methode der Magneto-Kapazitäts-Spannungs-Messung an Quantenpunkten, die in einer Feldeffekt-Transistor-Struktur eingebettet sind liefert im Ergebnis ein Bild der Aufenthaltswahrscheinlichkeit von Elektronen im k-Raum. Die Tunnelwahrscheinlichkeit von Elektronen in die Quantenpunkte ist dabei proportional zum Signal des gemessenen differenziellen Stroms. Dieses Signal ist hier in Abhängigkeit von einem senkrecht zur Tunnelrichtung angelegten Magnetfeld und dessen Orientierung (α) in der Ebene der Probenoberfläche aufgetragen.

Physikalisch handelt es sich hier um ein Austasten der Wellenfunktion als Ergebnis des Überlapps der Wellenfunktionen im Elektronenreservoir und in den Quantenpunkten. Dieser Überlapp hängt von der Stärke des angelegten Magnetfeldes ab, da die Wellenfunktionen hierdurch gegeneinander um den Betrag k(α) in Richtung k verschoben werden.

Zu dem Thema gibt es eine Veröffentlichung als Preprint unter:

http://arxiv.org/abs/cond-mat/0409125


Dezember 2004



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Prof. Dr. K. Usadel
Theoretische Physik

... ja, ist denn schon wieder Weihnachten?

Auch Physiker feiern Weihnachten... aber natürlich auf ihre Weise. Die Animation links zeigt eine Simulation zum Ummagnetisierungsverhalten einer nanostrukturierten Probe aus amorphem Kobalt mit einer Korngröße von ca 10nm. Der "Tannenbaum" hat in der Höhe eine Ausdehnung von 280nm, gemessen vom Weihnachtsbaumständer bis zur Spitze, die breiteste Stelle mißt 448nm und die Dicke der Struktur beträgt 28nm.

Jedes Korn enthält ein makroskopisches magnetisches Moment, hier dargestellt durch kleine Pfeile. Alle magnetischen Momente zusammen bilden im Ausgangszustand infolge der quantenmechanischen "Austauschwechselwirkung" eine ferromagnetische Anordnung, wobei alle Pfeile - parallel ausgerichtet - senkrecht aus der Bildschirmebene herausschauen, also auf den Betrachter gerichtet sind (blaue Pfeile). Bei Anlegen eines Magnetfeldes senkrecht zur Bildschirmebene, dessen Stärke und Richtung periodisch und schrittweise zwischen -0.6 Tesla und 0.6Tesla verändert wurde, folgen die magnetischen Momente (die Pfeile) dem ständig in Richtung und Stärke veränderlichen Magnetfeld, so daß die gesamte Probe periodisch ummagnetisiert wird. Der Prozess der Ummagnetisierung beginnt nach Überschreiten eines charakteristischen Magnetfeldes immer an einer oder mehreren Stellen nahezu gleichzeitig, und erfasst anschließend fast schlagartig die gesamte Probe, indem hier zwei sog. Domänenwände in der Mitte der Probe zusammenlaufen und sich dort entlang der Längsachse gegenseitig auslöschen. Immer wenn die Pfeile wieder senkrecht zur Bildschirmebene ausgerichtet sind, aber vom Betrachter wegzeigen, sind sie grün eingefärbt. Andere Richtungen sind entsprechend farbcodiert.

Was die Forscher nun interessiert ist: wo in der Probe beginnt der Prozess der Ummagnetisierung und bei welchem charakteristischen Magnetfeld; wie vollzieht sich dieser Prozess im Detail und wodurch wird der Prozess möglicherweise behindert; all dies liefert u.a. Aufschluß über die maximal mögliche Geschwindigkeit des Ummagnetisierungsprozesses, und dies ist z.B. von großer Bedeutung für technische Anwendungen, etwa in der Sensorik und der magnetischen Datenspeicherung (Festplatten).


November 2004



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Prof. Dr. G. Dumpich
Experimentalphysik

Elektromigration - "der schnelle Tod in der Mikroelektronik"

Lange bekannt, und dennoch wenig verstanden, zumindest wenn es um die mikroskopischen Ursachen und Zusammenhänge geht. Das Phänomen der Elektromigration, also ein durch den Stromtransport hervorgerufener Materialtransport in Leiterbahnen, der letztlich zur lokalen Zerstörung der Leiterbahnen führt.

Systematische in-situ elektronenmikroskopische Untersuchungen zum Verständnis der Elektromigration in Leiterbahnen aus Gold mit Abmessungen im Nanometerbereich werden in der Arbeitsgruppe von Prof. Günter Dumpich von Burkhard Stahlmecke durchgeführt. Von besonderem Interesse ist dabei das Auftreten von Elektromigration an vorgegebenen Engstellen (wie im Bild links) und kreisförmigen Aussparungen. Leiterbahnen mit vorgegebener Topologie und Abmessung werden dazu mit Elektronenstrahllithographie und lift-off Technik hergestellt. Typische Abmessungen der Leiterbahnen sind Länge l = 10 µm, Breite b = 1 µm und Schichtdicke t = 30 nm mit Engstellen von 500 nm und kleiner. Wie in der Animation (links) zu sehen, wird für solche Leiterbahnen gefunden, daß eine Voidbildung (also der Wegtransport von Material) - wie erwartet - vermehrt in der Nähe der Engstelle oder einer Aussparung stattfindet Überraschenderweise bilden sich die zugehörigen Hillocks (also die Anhäufungen des wegtransportierten Materials) in der Engstelle, also in einem Gebiet mit der höchsten Stromdichte.

Letzte Änderung: 11.11.2010 - Impressum - Kontakt: webmaster@physik.uni-duisburg-essen.de