Étude d'une surface de NaCl (100) par diffraction inélastique d'électrons lents

Surface Science 51 (1975) 174-188 0 North-Holland Publishing Company

fXUDE D’UNE SURFACE DE NaCl(lO0) PAR DIFFRACTION

INFLASTIQUE D’FLECTRONS LENTS J. BANDET, L. TOUZILLIER, A. MALAVAUD et Y. QUEMENER* Laboratoire de Physique ExpCimentale,

Universitk Paul Sabatier, 31 Toulouse, France

Received 15 October 1974; revised manuscript received 13 April 1975

A NaCl cleaved in UHV surface is studied by low energy electrons spectroscopy. First, elastic and inelastic diffraction (ELEED, ILEED) are investigated. The intensityvoltage spectra are plotted. On ELEED intensity profiles, primary and secondary Bragg peaks are observed. On ILEED intensity profiles, a two-peaked structure is showed, this splitting is explained by a “two-step”process: the first peak is associated with those electrons whose elastic diffraction is followed by an inelastic scattering, the second one with electrons whose inelastic scattering is followed by elastic diffraction. Then studies about identification of the inelastic process observed in ILEED spectra, are reported. Angular profiles, taken at a number of different primary energies, are plotted. Some of them are single peaked, others split into two peaks. We think that these structures are due to the excitation of surface and volume plasmons. The behavior of these profiles is that expected of plasmons, if one considers a kinematic model of inelastic diffraction. In a special case, the surface plasmon angular distribution shows the influence of a particular surface defect.

1. Introduction Nous nous sommes proposes de faire des etudes de surfaces isolantes et plus particulierement ici dune surface de NaCl par spectroscopic d’electrons lents. Le principe de mesures que nous utilisons est celui de l’analyse en energie et en direction de faisceaux d’electrons de basse Bnergie (50 < Ep < 100 ev) diffract& Blastiquement et inelastiquement par la surface. L’application dune telle methode g l’etude dune surface isolante pose des problemes et des etudes pr&minaires ont Bte necessaires; elles concement en particulier, la charge de la surface [,l] et les conditions experimentales necessaires au maintient dune certaine “qualite” de la surface pendant la duree dune experience [2]. Nous avons trouve, en particulier, qu’un refroidissement de la cible &une temperature proche de celle de l’azote liquide permet d’obtenir des informations presentant une bonne reproductibilite. En consequence, tous les resultats que nous presentons ici ont et6 obtenus pour une temperature de l’ordre de 100 K. * L.A.A.S., Avenue du Colonel Roche, 31 Toulouse, France.

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d’une surface de NaCl(lO0)

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La premiere partie de notre travail a et6 consacree ?Il’etude des spectres d’intensite des diffusions elastiques et inelastiques. La deuxieme partie concerne l’analyse des spectres angulaires grace auxquels nous avons pu identifier la nature des processus inelastiques mis en jeu.

2. Dispositif experimental L’ensemble experimental a et6 d&it de maniere detaillee par ailleurs [3]. La fig. 1 en donne un schema de principe. 11se compose: - D’un diffracteur d’electrons lents. - D’un dispositif d’analyse Auger utilisant l’optique de diffraction. - D’un analyseur de gaz quadrupolaire. - D’un montage original de spectroscopic Clectronique angulaire qui est associe dam la meme enceinte au dispositifs precedents. Les electrons Bmis dam une direction donnee sont analyses dam une cage de Faraday qui decrit dans un plan azimutal donne un angle polaire de 90” de part et d’autre du faisceau incident normal 5 la surface. La resolution angulaire de cet analyseur est de l’ordre de 2” (largeur angulaire d‘un pit a mi-hauteur), la resolution en Bnergie est de 2 eV pour 100 eV d’energie primaire. - D’un Porte Bchantillon permettant la rotation de la cible autour d’un axe parallele au faisceau incident done perpendiculaire a la surface; il peut &tre chauffe et refroidi. Sur le Porte Bchantillon a et6 month un dispositif de clivage du cristal L’essentiel de nos experiences a BtCeffectue pour une pression residuelle de quelque lO-‘O torr. Les resultats present& ici sont obtenus sous une forme analogique .

Fig. 1. Schkma du dispositif expkrimental: (1) canon L Electrons, (2) Porte Bchantillon, (3) optique diffraction Auger, (4) analyseur angulaire, (5) clivage, (6) analyseur de gaz, (7) dCtecteur synchrone, (8) balayage, modulation, (9) enregistreur graphique, (10) systtSme d’acquisition de donnkes.

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00)

3. Rkarltats obtenus

3.1. Analyse spectroscopique de la diffaction &wique et inklastique Toutes nos mesures ont et6 effectuees dans le plan cristallographique azimutal contenant la direction 11, autour du pit de Bragg 119 qui apparai’t pour l’energie incidente EP = 84 eV; elles nous permettent d’obtenir directement, pour une Bnergie primaire don&e, les spectres de pertes caracteristique d’bnergie, dans une direction definie par l’angle polaire 0. Present& sous cette for-me, les resultats ne sont pas directement exploitables, nous devons les reporter sous d‘autres formes que nous avons schematisees sur la fig. 2: (a) Spectre de pertes caracttkistiques tel que nous l’obtenons. (b) Spectre d’intensite des diffusions Blastiques: variations de hauteur du pit Clastique en fonction de l’bnergie primaire EP, pour un angle polaire 6 de diffusion et un azimut cpdonnes. (c) Spectre d’intensite dune perte d’energie: variations de hauteur d’une perte

Fig. 2. Re.pr&sentationschkmatique des divers spectres dans le cas d’une incidence normale: (a) spectre de pertes caractiristiques; (b) spectre d’intensitk des diffusions Clastiques; (c) spectre des intensitks d’une perte d’bnergie; (d) spectre angulaire.

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d’knergie en fonction de l’dnergie primaire E , pour divers (3et un azimut cpdonrk (d) Spectre angulaire: variations de hauteur &I pit Blastique ou d’un pit de pertes d’knergie, en fonction de l’angle polaire d’analyse rep&? g partir de la normale g la surface (qui est aussi la direction du faisceau incident) pour un a&nut cpet une Bnergie primaire EP d&e&m%. 3.1.1. Spectres d’intensitc! blastique Nous avons reprksentk sur la fig. 3A un spectre d’intensit6 qui est le reflet de la

U.A:

0 .lS

0.16

024

I

uniti

0.12

0.W (A) 1 uniti

5.0 I I

I

1

I

Fig. 3. (A) Spectre d’intensitk Blastique. (B) Spectres d’intensiti in&stique pour diffbrentes pertes d’hergie. Pour chaque point, la mesure a 6t6 effect&e dans l’angle polaire 0 = Be

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section efficace differentielle de la diffusion Blastique (nous avons soustrait une partie du fond continu). Le detecteur suit le deplacement du faisceau 11 lorsque l’energie incidente varie. Chaque mesure a et6 effectuee dans l’angle 0, (que nous appellerons 0 Blastique) pour lequel le pit elastique est maximum: Be = 20” pour Ep = 84 eV,

19” a 92eV,

17” a 100eV.

Ce spectre presente un maximum important a 84 eV; il correspond i un accroissement de l’intensite dQ a une diffraction de Bragg par les plans 119. A 92 eV un deuxieme pit apparait ; on peut l’interpreter comme un pit de diffusion multiple dii a un renforcement d’intensitb par suite de I’interference de faisceaux diffuses plusieurs fois. Ce phenombne peut produire soit des maxima, soit des minima d’intensite suivant les differences de phase entre les divers faisceaux. Pour observer un extremum d’intensite, il est necessaire que la relation de diffraction soit verifiee dans le cristal pour un faisceau intermediaire. Nous awns essay6 de voir s’il existait dans le solide un faisceau intermediaire remplissant les conditions de diffraction. L’etude geometrique est repartee, fig. 4. Appelons K2 le vecteur donde du faisceau incident, K’; celui du faisceau interm&diaire et K; celui du faisceau que nous recueillons 192 eV, dam l’angle Be = 19”. Les conditions de diffraction s’ecrivent: K2 - K; = 2nGhk, ,

K; - K; = 2nG,,1~1,t.

Par indexation du diagramme de diffraction nous avons trouve la solution:

\

l

4!6 3!5\ 2?4

!

Fig. 4. Mise en bidence gk.omktrique du phknomkne de diffusion multiple.

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ce qui donne K, - K; = 2nGllg

.

Nous retrouvons pour ce pit a 92 eV la condition de Bragg du pit principal nous sommes done en droit de considerer qu’il s’agit dun pit de Bragg secondaire. Ce resultat rejoint les conclusions de McRae [4] qui souligne que dans le cas oti le vecteur du reseau reciproque (ici Gllg) est le meme pour deux energies differentes, on peut observer des pits de Bragg dpares. Nous observons Cgalement sur le spectre d’intensite de diffusion elastique une structure a 100 eV qui pourrait dtre de mdme nature.

(K1 - K; = 2nGllg);

3. I.2. Spectres d’intensite’ des pertes d’hergie Nous avons report6 sur la fig. 3B un reseau de spectres, c’est-a-dire les variations d’amplitude des pertes caracteristiques (w = 10, 12, 14, 16 et 18 eV) en fonction de EP ; pour chaque EP, l’amplitude de la perte a Bte mesuree dans l’angle oti le pit Blastique est maximum (20” a 84 eV, 19” a 90 eV, 18” B 94 eV et 17” a 100 ev). Nous constatons que toutes les courbes presentent la particularite d’avoir une structure de doublet: le premier pit est a 84 eV, le deuxieme se deplace en fonction de la perte Btudiee. Le spectre w = 10 eV presente le dew&me maximum a 95 eV, celui de w = 14 eV a le second maximum a 96 eV, celui de w = 18 eV, a ce maximum a 99 eV; nous avons trace sur le desk une oblique materialkant le glissement du pit au fur et a mesure de l’accroissement de la perte d’energie. 3.1.3. Interprtftation des r<ats Au tours de la diffusion des electrons par le solide, des processus inelastiques peuvent intervenir; les electrons primaires ont la possibilite d’exciter des phonons, des plasmons, des excitons, des transitions interbandes, ... .

Fig. 5. Modile de diffraction inklastique propod par Davisson et Germer [ 61.

Fig. 6. Modile de diffraction inklastique propod par Turnbull et Farnsworth IS].

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Des travaux anciens ont montre qu’un phenomene de diffraction pouvait se produire lors de la diffusion inelastique des electrons [5]; des modeles Blementaires ont et& proposes pour d&ire les observations. Davisson et Germer ont construit le modele que nous avons represente (fig. 5) [6] pour une diffraction suivie d’une diffusion inelastique. Un deuxieme modele a Bte propose [5]; nous l’avons represente (fig. 6). 11permet de donner une description du cas oh un phenomene de diffusion inelastique se produit avant la diffraction. La diffraction ne peut apparaitre que pour les faisceaux ayant des relations de coherence; on conceit done que ce processus en deux temps s’accompagne dun fond continu du aux diffusions incoherentes. L’hypothese de l’independance des deux processus de diffusion et diffraction est purement d’ordre cinematique, elle est tout a fait arbitraire et ne doit dtre consideree que comme une representation commode permettant de d&ire qualitativement les resultats obtenus. Pour obtenir une description quantitative des resultats experimentaux une theorie cinematiquecest induffsante; il est necessaire de tenir compte des diffusions multiples dans le cadre dune theorie dynamique; citons par example le formalisme developpe par Duke [7] et celui decoulant des travaux de Kambe et McRae [8]. La majorite des calculs a Bte effectuee dans le cas de metaux; il existe n&nmoins quelques travaux concernant le LiF, s’interessant a la diffusion Blastique [9,10]. Nous nous limiterons done a l’interpretationde nos resultats exp&imentaux a l’aide de concepts cinematiques. On peut montrer que la nature “en deux temps” de la diffraction inelastique a pour consequence l’existence dune relation directe entre les maxima des sections efficaces differentielles elastique et i&lastique c’est&dire entre les maxima des spectres d’intensite des diffusions Blastiques et des spectres d’intensite des pertes d’energie; nous en donnons une representation schematique simple (fig. 7): - La courbe a represente le spectre d’intensite de diffusion Clastique dans le cas .de la diffraction seule; Ql’energie primaire E, nous trouvons un pit de Bragg. - Les courbes, b, c representent les spectres d’intensite des pertes d’energie dans les deux cas (diffraction et perte, perte et diffraction) arbitrairement &pares. - La courbe d represente-le spectre d’intensite global des pertes d’energie, pour un phenomene de diffraction inelastique. La theorie du processus en 2 temps nous permet de comprendre les particularites observees sur les spectres d’intensite des pertes d’energie. - Le premier pit a 84 eV represente les electrons ayant subi une diffraction avant l’evenement inelastique; il est done logique de le trouver centre sur l’energie du pit de Bragg. - Le deuxieme pit du doublet est alors attendu a la valeur EBragg + w car il represente les electrons ayant subi la perte d’energie avant la diffraction; le spectre w = 10 eV devrait done p&enter un deuxieme maximum a 84 + 10 = 94 eV, nous l‘avons trouve a 95 eV, sur celui a w = 14 eV il devrait 6tre a 84 + 14 = 98 eV, nous le trouvons a 96 eV. Nous voyons done que la prediction theorique est confirmee par nos resultats avec une precision de l’ordre de 2 eV. 11n’existe pas, a notre connaissance, de

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Fig.7. Representationschematiquedu processus en deux temps: (a) spectre d’intensitk de diffusion Blastique; (b) et (c) spectres d’intensith des pertes d’knergie (diffraction et perte - perte et diffraction); (d) spectre global observk.

rkultats d’experiences analogues effect&es sur des surfaces isolantes. Par contre, des etudes de la diffraction inelastique par des methodes de spectroscopic Clectroniques ont BtCeffectuees sur des dchantillons d’aluminium [ 111. Nous remarquons que les spectres w = 10 eV et w = 12 eV prtkentent une structure particuliere a 97 eV qui n’existe ni dans le spectre Clastique, ni dans les autres spectres d’intensite des pertes d’energie. Nous expliquerons cette anomalie dans le paragraphe suivant [3.2.2(c)]. Pour determiner l’origine de l’bvenement inelastique mis en jeu dans la diffraction nous avons Btudie la distribution angulaire des pertes d’energie. 3.2. Analyse angulaire - mise en hidence du plasmon de volume et du plasmon de surface du NaCl

3.2.1. Rhultats expt%mentaux Nous avons trace les distributions angulaires de quelques pertes d’bnergie dont les valeurs w sont comprises entre 6 eV et 20 eV pour plusieurs energies primaires; l’angle azimutal cpest constant et nous effectuons toutes les mesures dans le plan azimutal qui contient la direction 11. (a) Ep = 84 eV. Les distributions angulaires des diverses pertes ont Bte repartees sur la fig. 8. Les spectres w = 7,8,10,12 et 14 eV presentent une structure de doublet; les maxima correspondent a 18” et 22” pour la courbe w = 7 eV, 18” et 23” pour la courbe w = 8 eV, 17’ et 24” pour les courbes w = lo,12 et 14 eV: nous n’avons pas pu deceler de variation dam la position de ces deux pits, quand la perte varie de 10 eV

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A I,., U.A

Ep=OhrV .

w.20

wr1e

#

WI 16

Pi

0.1 0.7 0.6

10

15

20

25

30

35

40

8'

Fig. 8. Spectres angulaires des diverses pertes d’hergie pour Ep 9 84 eV. B 14 eV.

11ssont sit-w%de part et d’autre de la valeur du 19qui defmit la direction de la diffraction Blastique: 20”. A partir du spectre w = 14 eV, les structures commencent 1 s’estomper; les spectres w = 16, 18 et 20eV ne presentent plus qu’un seul pit plus large a 19”, qui se rapproche de 8,; nous notons une particularite pour la courbe w = 20 eV qui semble presenter un pit supplementaire a 16”. La distribution angulaire de la perte w = 6 eV presente une caracteristique differente; elle a un seul maximum pour 8, = 20”: ce comportement rappelle celui du pit Blastique; il semble done que cette perte d’energie soit dune origine differente de celle des precedentes. Nous remarquons Cgalement une variation tres nette de l’amplitude de ces pertes,

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)I

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,U.A.

0.20

Ep=94cV

0.16 +,_ 0.16

w.16

. +-._A w= 14

O.lb

w=lZ

0.12

i.

unit6

OP

w.8 I

0.6

.

15 18 20

*

25

30

8'

Fig.9. Spectres angulaires des diverses pertes d’hnergie pour Ep = 94 eV (pour chacune des courbes, 1 unit& a 6t6 retranchCe au fond continu).

c’est-&dire des intensitks diffractdes in6lastiquement; alors qu’A7 eV l’amplitude du spectre est faible, g w = 8 eV et 10 eV le ph&om&ne passe par un maximum pour dkroitre ensuite. En rksum6, ces spectres prksentent des structures particulikres, localides dans des directions bien d&ermi&es, ce qui est une des caractkstiques des ph&nomknes de diffraction. (b)Ep = 94eV, 8, = 18”. Nous avons reporti sur la fig. 9, un r&eau de courbes analogues aux pr&dentes,

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E,,= 97 rv

0.16

0.16

0.14

OJZ

0,lO

0.6

10

15

20

25

3a

8’

Fig. 10. Spectres angulaires des diverses pertes d’dnergie i Ep = 97 eV.

correspondant a une Bnergie du flux incident de 94 eV. Nous notons, par rapport aux resultats obtenus pour 84 eV des modifications; les differents spectres ne presententplus la structure de doublet except6 celui correspondant Hune perte de 10 eV; sur la courbe w = 8 eV nous n’avons qu’une seule direction de diffusion a 21”; a partir de w = 12 eV le singulet est large et centre sur une direction Rroche de 8, = 18-1g4. Remarquons que le spectre w = 10 eV presente une structure de doublet deftissant deux directions: 8 = 22” et 6 = 19“; ce resultat pourrait illustrer les predictions de la theorie cinematique (processus en deux temps) avec une perte d’energie precedant la diffraction (Ep = 94 eV, perte: 10 eV et EBraggQ 84 eV). (c) Ep = 97 eV, 8, = 18“. La troisieme drie de spectres angulaires se rapporte 1 une Cnergie incidente de 97 eV; nous les presentons sur la fig. 10. Nous pouvons faire ici des remarques analogues Bcelles concernant la drie de spectres B 94 eV: structure unique pour toutes les courbes, sauf pour celle de la perte w = 14 eV qui presente deux maxima B 16” et 21°, ici encore on retrouve l’illustration du processus en deux temps.

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3.2.2. Intept+tation des risultats (a) La serie de resultats obtenue a 84 eV (fig. 8) nous suggere deux processus inelastiques differents. Au premier est associe une perte qui s’etend de 7 a 14 eV environ, au deuxieme, une perte qui s’etend de 12 a 20 eV; la separation entre les deux pertes aux environs de 14 eV est particulierement difficile a obtenir par suite du recouvrement mutuel des deux pits. D’autre part, ainsi que nous venons de le montrer, ces pertes presentent une dispersion angulaire ayant des caracteristiques tres particulieres (doublet ou singulet). Notre spectrombtre a une resolution angulaire de 2’; or des excitations ayant un vecteur d’onde de l’ordre de 1 A-’ (c’est-aidire decelables avec notre appareil) produites par des electrons de 100 eV et presentant un tel Btalement en Bnergie, ne peuvent Qtre que d’origine collective. Nous pensons done que les pertes d’energie que nous avons analysees pourraient Qtre attribuees a l’excitation desplasmons de surface et de volume du NaCl par les electrons incidents. Malheureusement, il n’existe pas encore de theorie du plasmon de surface dans les isolants qui nous permettrait de verifier nos hypotheses. Nous avons, ici encore, utilid les concepts de la theorie cinematique pour interpreter nos resultats. (b) Analyse cinematique de la diffraction inelastique. Nous avons schematise sur la fig. 11 darts l’espace reciproque un processus de diffraction inelastique mettant en jeu une excitation de surface; nous y avons traduit:

Fig.. 11. Repr6sentation dans l’espace rkiproque d’un processusde diffraction i&last& que mettant en jeu une excitation de surface.

Fig. 12. Reprhentation d’un processus de diffraction in&stique mettant en jeu une excitation de volume.

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- La loi de conservation de l’energie (les rayons des spheres 1 et 2 sont respectivement proportionnels aux energies primaires et secondaires). - La loi de conservation des qua&it& de mouvement en tenant compte du fait que le vecteur d’onde de l’excitation n’a que les deux orientations possibles paralleles a la surface. Nous nous sommes places ici dans le cas ou la perte d’energie est suivie de la diffraction. [Pour cette construction on suppose que la diffusion se fait dans le plan d’incidence et que la dispersion de la perte consideree est du type w(p) = f(lpl).] Dans ces conditions, on obtient deux directions possibles pour les faisceaux diffractis, defties par f3sl et es,, de part et d’autre de la direction ehk de la diffraction Blastique. 11apparaitre done sur les spectres angulaires une structure en for-me de doublet, chacun des pits correspondant a une direction possible du vecteur p parallble B la surface. La fig. 12 decrit le cas oh l’excitation est de volume. Les directions des faisceaux Bmergents sont 1ocalisCesdans un cone limit6 par les deux directions des faisceaux Bmergents associees aux deux orientations de p. (c) Application des principes theoriques aux resultats obtenus. Nos resultats experimentaux verifient bien les predictions theoriques &con&es ci-dessus, en particulier a 84 eV d’energie incidente; les spectres qui presentent la structure de doublet peuvent dtre associes a l’excitation de surface, ceux qui n’ont plus qu’un singulet, particulierement large, a l’excitation de volume. Nous avons souligne la structure differente du spectre associe i la perte w = 6 eV: dam ce cas, le seuil d’excitation du plasmon de surface ne serait pas encore atteint. Par contre, les enregistrements a 94 eV et 97 eV ne presentent, dans l’ensemble, qu’une seule direction de diffusion; l’accord theorie experience est nettement moins bon; nous pensons qu’il est possible que la resolution angulaire de l’analyseur (2”) fasse apparaitre deux pits de meme intensite comme un pit unique. Si la perte d’bnergie observee a lo- 12 eV est bien due a l’excitation du plasmon de surface, toute perturbation de la surface doit apparaitre sur les spectres. Or, nos etudes pr&ninaires’[ l] nous ont permis de mettre en evidence une certaine deterioration de la surface par le bombardement Blectronique independante de Ep, qui n’apparait que sur les enregistrements entre 95 eV et 104 eV d’energie primaire, car ces spectres ont Bte obtenus apres quelques centaines de minutes d’irradiation Clectronique de l’echantillon. Une comparaison des intensites diffusees inelastiquement pour Ep = 94 eV et Ep = 97 eV (figs. 9 et lo), montre que dam les deux cas elles sont du meme ordre de grandeur pour le plasmon de volume (insensible a la surface), et differentes pour la perte autour de 12 eV attribuee au plasmon de surface. Les amplitudes a 97 eV ont diminue d’environ 25%, nous pensons que cette diminution d’intensite pourrait dtre en relation avec l’evolution de la surface. Nous avons alors effectue une serie d’expkences a une temperature plus Blevee, temperature pour laquelle nous avons pu au prealable mettre en evidence une apparition de sodium en surface [2], d&sles premieres minutes de bombardement Blectronique. Dans ces conditions, on peut s’attendre a ne pas trouver trace du plasmon de surface dans les spectres de pertes caracteristiques. Nous avons report& les distributions

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U.A.

;;v-w- 18

0.1,

0.16

c,k__

8beV

w-16

YJL ;,.

0.14

w=l.G

*

.

w=12

0.12

w=lO

j_

0.10

2.0

Ep=

1 uniti

I. \

I

*w=8

1L 16 10 20 22 21 26 28

e'-

0.0 i Fig. 13. Spectres angulaires de pertes caractkristiques i Ep = 84 eV pour une tempkrature supkrieure $ celle correspondant aux rkultats pr6ckdents. angulaires

d’hergie (fig. 13); nous constatons que leur structure est modide surface a disparu alors que, d&sw = 12 eV, commence a

des pertes

fike; le phmon

apparaitre la structure du plasmon de volume que l’on trouve particulierement importante a w = 16 eV et w = 18 eV. Nous trouvons ici une explication du pit supplementaire observe sur les spectres d’intensite de la perte A lo- 12 eV que nous avons mentionne (fig. 3). Ces observations: - diminution de la hauteur de la perte 5 lo-12 eV avec la deterioration de la surface, - disparition de cette perte (lo- 12 eV) a une temperature plus elevee de l’echantillon,

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- existence dun pit secondaire dans les spectres d’intensite des pertes d’energie pour

w= lOeVetw= 12eV(fig.3), nous permettent de penser que le processus physique qui apparait B lo- 12 eV est le plasmon de surface du NaCl.

4. Conclusion Nous avons fait des analyses en Bnergie et en direction de faisceaux Clectroniques de basse Cnergie diffract& inClastiquement par une surface de chlorure de sodium. Nous avons mis en evidence le plasmon de volume du NaCl. Nous avons fait Bgalement une analyse de la perte d’energie a lo-12 eV; nous avons trouve qu’elle presente une grande sensibihte aux caracteristiques de la surface et qu’elle a une distribution angulaire particuliere. Ces diverse elements nous ont incites a penser qu’il peut s’agir du plasmon de surface de l’isolant. Nous n’avons pas trouve de resultats experimentaux de ce type concernant l’excitation du plasmon de surface dun isolant, qui nous auraient permis de verifier notre hypothese. Nous pouvons rapprocher cependant ce travail de celui effectue par Burstrand [ 1l] et Porteus et Faith [ 121 qui ont BtudiBla diffraction inelastique d’blectrons de basse energie par une surface d’aluminium et ont verifk.les predictions de la theorie dynamique de Duke et al. concernant l’influence des excitations collectives sur les intensites diffractees.

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