イオン‐磁性体表面衝突における２次電子スピン偏極度測定
量子・物質工学専攻

大谷俊介研究室小林朋弘

個あたり 100 個以上もの２次電子が放出されるこ

１．はじめに
一般に多価イオンとは、中性原子から電子数とが報告されている[1]。このような多価イオンをを２個以上増加、もしくは減少させたイオンのこ

プローブとすれば、高感度かつ高分解能な磁区構とを言う。ただし、本研究において用いられる多造観察が可能になるとの議論・提案がされている

価イオンは重元素で電子を少数しか持たないようが、そのためにはまず、２次電子のスピンが固体な正のイオンである。低速多価イオンー固体表面

表面におけるスピンを反映しているのかを知らな衝突過程を模式的に表したものを図 1 に示す。

ければならない。電子や１価イオンの入射により発生する２次電子のスピン状態は、表面における多価イオン自動電離(外殻 )スピン保 存？

スピン状態を反映したものであることが知られて?

いるが、多価イオンの場合には２次電子発生機構が本質的に異なり、表面におけるスピン状態と２自動電離(内殻)スピン保存？

電子移行
スピン保存？

? 中空原子形成

次電子のスピン状態との相関は明らかでない。ま?

た、これまで２次電子のエネルギー分布・収量な?

どは比較的研究されてきたが、そのスピン状態については低価数イオンの場合で報告例[2]がある

磁性体内電子のみで、10 価以上の高価数イオンの場合には全く
図 1. 低速多価イオンー固体表面衝突過程調べられていない。

低速多価イオンが固体表面に近づくと、表面から多数の電子が多価イオンの高励起状態に移行し、自らの価数を下げるとともに表面を局所的に強く帯電させる。高励起状態に捕らえられた電子はAuger 過程や自動電離過程を経て内殻に落ちていくものと真空中に放出されるものがある。また、内殻に落ちた際、フォトンを放出することもある。
つまり、多価イオンは固体表面に近づく際、固体表面から多数の電子を奪い、そのうちのいくつかを真空中に放出しながら中性化しつつ固体表面と図 2. 単一方向に磁化した Fe(001)に窒素多価イオン衝突する。このことから固体表面から多価イオン(q=2,5,6)を照射した際の 2 次電子のスピン偏極度[2]への多電子移行が、低速多価イオンー固体表面衝

図２に低価数イオンによる実験結果を示す。こ突過程における主要な過程であるといえる。このれは単一方向に磁化した Fe(001)に窒素多価イオ多価イオンと固体表面との相互作用において、多ン(q=2,5,6)を照射した際の２次電子のスピン偏くの２次電子が放出されることが知られている。

極度である。

例えば 50 価程度の多価イオンであれば、イオン１1この結果を見ると入射イオンの価数が増えるに２次電子の捕集効率の見積りや、測定時間の見積したがって偏極度が増加している。特に数 eV(２～りなどを行う際にも重要なパラメータとなるため、３eV)の２次電子の偏極度は電子入射の場合にはスピン偏極度測定の際に標的として用いる Ni への45％程度であるのに対し、N6+の場合には 70％とい

多価イオン照射における２次電子放出率の測定をう非常に高い値となっていることがわかる。さら行った。に多価イオンの価数を増加させていった場合、偏2.2極度が 100％に近づくのかどうかという問題は非図３に実験のセットアップの概略図を示す。

実験

常に興味深い。そこで本研究は、我々の研究室に設置された多価イオン発生装置（Tokyo-EBIT）をNi（多結晶）用いて、磁性体表面への高価数多価イオン照射にe-多価イオンビームよる２次電子のスピン状態の観測を行うことで、e-表面における磁化と２次電子のスピンとの相関をアパーチャー
Φ1.5ｍｍ

系統的に調べることを目的とした。そのために、2MCP
e- e

CFD
fast preamp

Acounter

次電子のスピン偏極度を測定する装置として、比較的単純な原理と構造を有する Mott 型スピン分

図 3. 2 次電子放出率測定実験セットアップ

析器を製作し、その評価実験を行った。また、固まず、Ni 表面の清浄化のため、２keV の Ar+イ

体表面への多価イオン照射における２次電子は、オンをサンプルカレント 100nA で２時間スパッタ

スピン状態だけでなく、放出率に関しても報告例リングを行う。その後、Tokyo-EBIT から引き出しはそれほど多くない。２次電子放出率はスピン実た多価イオンビームをΦ1.5mm のアパーチャーを験においても重要なパラメータとなるため、併行通して標的へと照射する。多価イオンが標的と衝して多価イオン照射における２次電子放出率の測突すると、標的表面から２次電子が真空中へ放出定を行った。

される。このときの標的に流れる電流 It を微少電2．２次電子放出率測定流計で測定する。これにより、イオン電流と標的2.1から放出されている２次電子を同時に測定するこ

はじめに低速多価イオン照射による 2 次電子は、いわゆとになる。また、標的を直線導入機により下げる

る potential emission と呼ばれる興味深い２次電ことで、後方にある MCP(Micro Channel Plate)

子放出過程として興味を集め、測定がなされたにおける多価イオン信号強度 NMCP を求めること[3][4]。この測定の多くは放出された２次電子をができる。

過不足なく捕集し、検出した電子の個数からそのこの実験から、標的から放出している２次電子の数 NSE を放出率を求めるという方法がとられてきた。しかし、価数や角度を変えた際に 2 次電子の放出するN SE角度や軌道などが変化することから全ての２次電(I tq N MCP e) ea

I BG

IBG：background

子を捕集することは極めて難しい。そこで本研究e： 1.6 10 19 C

ではそれら過去の実験とは異なる方法で２次電子(3.1)

q：イオンの価数

a：MCP 開口率（60％）

放出率の測定を行った。この多価イオン照射によのように求めることができる。

る 2 次電子放出率は、自作したスピン分析器へのこれより、２次電子放出率γは以下の式から求め2ることが出来る。

ビスマス多価イオンでは 60 価で２次電子放出率はN SE( N MCP / 0.6)200 を超えることが分かった。また、フィッティン

(3.2)

グを行ったところ、２次電子放出率は価数の 1.7

表 3.1 と表 3.2 の照射イオン条件のようにヨウ素乗に比例していることがわかった。

多価イオン、ビスマス多価イオンを標的に照射し、図５にヨウ素、ビスマス多価イオン照射におけ標的の電流値 It と、照射イオン強度 NMCP を測定しる２次電子放出率とポテンシャルエネルギーとのた。

関係を示す。
表 3.1 ヨウ素多価イオンの照射条件
300

イオン源

Tokyo-EBIT

照射イオン種

I10+ ~ I44+

照射イオンエネルギー(イオンの価数 q ) × 3keV

照射イオン強度＜100000cps

Iq+Biq+250200150

表 3.2 ビスマス多価イオンの照射条件
100

イオン源

Tokyo-EBIT

照射イオン種

Bi35+ ~ Bi63+

照射イオンエネルギー(イオンの価数 q ) × 3keV

照射イオン強度＜25000cps

50002 104

4 104

6 104

8 104

1 1051.2 105

1.4 105

Potential Energy（eV）

2.2

図 5. ポテンシャルエネルギーに対する２次電子放出率

結果・考察

２次電子放出率はポテンシャルエネルギーに対し

図４に照射イオンの価数に対する２次電子放出て線形に増加していないことがわかる。これは、率を示した。
300

イオンの速度が速いと、表面へのポテンシャルエIq+Biq+250

ネルギーの付与が少なくなる、つまり、ポテンシ
ャルエネルギーよる放出が不完全な状態で標的に200衝突しているためであると考えられる。また、
150

Auger 過程などの脱励起過程において、電子を放出せず、光（X 線）を放出する確率が高価数にな100ると高くなることが原因と考えられる。
50

3．Mott 型スピン分析器の製作
00102030405060

3.170

Charge State q偏極度測定原理

偏極度を測定する方法はいくつかあるが、装置

図 4. 照射イオンの価数に対する 2 次電子放出率測定結果のサイズや自作における簡便さなどを考慮した場

図 4 から、入射イオンの価数の増加と共に、２合、Mott 散乱を用いた装置が適していると考えた。

次電子放出率が大きく増加していることがわかる。

偏極度は電子が up スピン、down スピンどちら

ヨウ素多価イオンでは 10 価では２次電子放出率がに偏っているのかをあらわしたものであるが、こ10 程度であるが、40 価で 2 次電子放出率が 100、のスピン状態を直接測定することはできない。そ3こで、高速に加速した電子をターゲットである金る 半 導 体 検 出 器 PIPS （ Passivated Implantedなどの重元素薄膜に入射する。すると、スピン軌

Planar Silicon）の設置角度は、シャーマン関数の道相互作用により散乱する電子の散乱角度分布は大きい 120 度方向とした。

左右非対称となる。この非対称度（A）を測定する

3.3

ことで偏極度（P）を知ることができる。ただし、3.3.1

測定できるのは検出器を設置した散乱平面に対し

a） 実験

評価実験
2 次電子検出確認実験て直角成分の偏極度のみである。具体的な測定方

図 4.7 に実験のセットアップの概略図を示す。

法は、左右対称に設置した半導体検出器で Mott 散

イオン銃で生成したエネルギー２kV の Ar+ をΦ乱した電子数（NL、NR）を測定して、その個数か1.5mm のアパーチャーに通し標的へと照射する。そら非対称度 A=(NL-NR)/(NL+NR)を得る。そして、れにより放出した 2 次電子を Mott 型スピン分析器

シャーマン関数（S）と呼ばれる値で規格化するこで検出できているか確認した。とで、偏極度 P=A/S を求めることができる。シャ

標的（Ni）ーマン関数は散乱角度、入射エネルギーなどに依イオンビーム存する。
3.22次電子
アパーチャー
捕集レンズ

設計

ビームコリメータ

0V

Si検出器
PIPS

35kV

Si検出器 PIPS

金薄膜

金薄膜（膜厚40nm）

Φ1.5mm
膜厚40nm

Mott型スピン分析器

PreampMCA
MCAAmp

図 7. 2 次電子検出実験セットアップ

差動排気b） 結果
図８に結果を示す。横軸は PIPS からの信号の波高で、入射電子のエネルギーに対応している。ま100mm

絶縁管

た、縦軸はピークで１になるように規格化した強度である。この結果から、確かに標的から放出された２次電子が Mott 型スピン分析器に取り込ま

図 6. Mott 型スピン分析装置

れ、金で散乱した２次電子が検出できていること製作したMott型スピン分析器の仕組みについてがわかる。しかし、金薄膜に散乱させた後の波高説明する。内部に入射した２次電子をMott型スピ分布が低くなっており、低価数側にすそを引いてン分析器内部に印加した 30～40kV程度の高電圧にしまっていることがわかる。これは、弾性散乱電より加速させ、金薄膜で散乱時に十分なエネルギ子よりも非弾性散乱電子の数のほうが多いことをーを与えることができる設計になっている。用い示していると考えられる。

41.5

noise
金薄膜散乱電子
直接入射電子

0V45V

10.535kV

0V0051015202530

図 9. 改良前２次電子捕集軌道シミュレーション

35波高（channel）-400V

図 8. ２次電子検出実験結果

3.3.2

45V0V0V700V

2 次電子捕集効率

金で散乱して検出される電子の数が少なく、多価イオン照射による測定の場合、目標精度（P0.01 ）を得るには、一回の測定で数十時35kV51.2V間かかってしまうことがわかり、多価イオンの価数や試料の磁化方向を変化させて系統的なデータ

400V

図 10. 改良後２次電子捕集軌道シミュレーションを収集するには厳しいことがわかった。そこで、より効率的な２次電子の捕集を行うため、シミュ

3.3.3

スピン偏極度測定

レーションや実験を通して捕集効率の改善を図っ

a） 実験

た。

標的の磁化方向を変化させ、Ar+イオンを照射した

静電レンズの設計などによく使用されている

際に放出される２次電子のスピン偏極度の測定をSIMIONと呼ばれる市販のソフトを用い、どのよ行った。用いた標的は、Ni(110)単結晶を各片がうな捕集が出来ているのかを確認した。図９、10<111>容易磁化軸方向となるように平行四辺形のに２次電子捕集軌道シミュレーションの結果を示額縁型に切り出したもので、磁化コイルに電流をす。改良前のレンズ系の場合、放出される２次電流すことで単一方向に磁化させることができる。

子は捕集しきれていないことが分かる。改良後は磁化コイルの磁場の影響を考慮し、残留磁化で測反射電極とグリッドによってレンズに電子を呼び定を行った。

込むことができ、その後アインツェルレンズで適b） 結果
Mott 型スピン分析器内部を 35kV として測定し当に絞ることができることが分かる。そこで、レた非対称度 A を図 4.24 に示す。

ンズ系の変更を行った。捕集効率を改造前後で実測した結果、捕集効率が約 2.7 倍に増加されたことが分かった。

5-0.07また、改良後の標的から放出された２次電子の+2.5A-2.5A

Mott 型スピン分析器への捕集効率の測定実験を行-0.08

ったところ捕集効率は 8×10-5cps であった。この-0.09値は、製作当初見込んでいた値から一桁ほど少な-0.1い。これは、ビームコリメータに取り付けたアパーチャーが捕集効率低下の一つの原因であると考-0.11

えられる。
-0.12

4．まとめ
-0.13
012345678①2 次電子放出率測定

9測定回数

本研究では、これまで測定されていなかった磁図 11. 磁化方向を変えた時の非対称度性体（Ni）からの２次電子放出率を測定すること

この結果、磁化方向を変えても非対称度に変化はができた。その結果、40 価程度のイオン１個あた見られていないことが分かる。これは、図８からり 100 個ほどの、60 価程度のイオン１個当たりわかるように、弾性散乱した電子が少なく、非弾200 個ほどの 2 次電子が放出されることがわかっ性散乱した電子が非常に多いためシャーマン関数た。今後、低速多価イオン照射における２次電子が低下していることが原因であると考えられる。

放出率の価数依存性、角度依存性、速度依存性や

図 11 では、非弾性散乱の影響を極力少なくするよ

２次電子のエネルギースペクトルを測定し、２次う図８の横軸で 19ch 以上に相対する波高を持った電子放出の機構が明らかにすることが必要である。

信号のみから非対称度を求めているが、それでもこれは、potential emission の過程やスピン分析実まだ非弾性散乱の影響が大きいと考えられる。そ験で得られる結果を理解する上での重要な情報とこで、ビームコリメータの入口を 1mm、出口を 0.5mmなる。にすることで非弾性散乱を減らす改良を行った。

②Mott 型スピン分析器の製作
電子のスピン偏極度測定のために Mott 型スピ

その結果を図 12 に示す。
1.5ン分析器を製作し、その評価実験を行った。残念

改良前
改良後ながら現段階で、Mott 型スピン分析器は、スピン偏極度の測定まで至っていない。その原因はある1程度限定されているため、今後の改良により、表面におけるスピン状態と２次電子のスピン状態との相関について明らかにされることが期待される。

0.5

参考文献
[1] E.D.Donetz, IEEE Trance, Nucle. Sci. NS-23904 (1976)[2] Afandzelter et al, Phys.Rev Lett.86.4152（2001）[3] H. Kurz, et al. Phys. Rev. A 49, 4693 (1994)[4] W. Meissl et al. Nucl. Instr. and Meth. inPhys. Res. B 256, 520 (520)005101520253035波高（channel）
図 12. ビームコリメータ改良前後測定結果

図から明らかなように、ビームコリメータの改良を行った結果、大幅に非弾性散乱を減らすことに成功した。

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