ÇUKUROVA ÜNİVERSİTESİ FEN BİLİMLERİ ENSTİTÜSÜ

ÇUKUROVA ÜNİVERSİTESİ FEN BİLİMLERİ ENSTİTÜSÜ YÜKSEK LİSANS TEZİ KOBALT İNCE FİLMLERİNİN X-IŞINI SOĞURMA SPEKTROSKOPİSİ İLE İNCELENMESİ FİZİK ANABİLİM DALI ADANA, 2008

ÇUKUROVA ÜNİVERSİTESİ FEN BİLİMLERİ ENSTİTÜSÜ KOBALT İNCE FİLMLERİNİN X-IŞINI SOĞURMA SPEKTROSKOPİSİ İLE İNCELENMESİ YÜKSEK LİSANS FİZİK ANABİLİM DALI Bu Tez 12/08/2008 Tarihinde Aşağıdaki Jüri Üyeleri Tarafından Oybirliği/Oyçokluğu İle Kabul Edilmiştir. İmza:... İmza:... İmza:... Prof.Dr.Yüksel UFUKTEPE Prof.Dr.Metin ÖZDEMİR Y.Doç.Dr.Zerrin ESMERLİGİL DANIŞMAN ÜYE ÜYE Bu tez Enstitümüz Fizik Anabilim Dalında hazırlanmıştır. Kod No: Prof.Dr.Aziz ERTUNÇ Enstitü Müdürü İmza ve Mühür Bu Çalışma Ç.Ü. Bilimsel Araştırma Proje Birimi Tarafından Desteklenmiştir. Proje No: FEF2006YL69 Not: Bu tezde kullanılan özgün ve başka kaynaktan yapılan bildirişlerin, çizelge, şekil ve fotoğrafların kaynak gösterilmeden kullanımı, 5846 sayılı Fikir ve Sanat Eserleri Kanunundaki hükümlere tabidir.

ÖZ YÜKSEK LİSANS KOBALT İNCE FİLMLERİNİN X-IŞINI SOĞURMA SPEKTROSKOPİSİ İLE İNCELENMESİ ÇUKUROVA ÜNİVERSİTESİ FEN BİLİMLERİ ENSTİTÜSÜ FİZİK ANABİLİM DALI Danışman : Prof. Dr. Yüksel UFUKTEPE Yıl : 2008, Sayfa: 59 Jüri : Prof. Dr. Yüksel UFUKTEPE Prof. Dr. Metin ÖZDEMİR Yrd. Doç. Dr. Zerrin ESMERLİGİL Kobalt ın L 2,3 uçlarında d toplam elektron kazanç derinliğini veya elektron kaçış derinliğini hesaplamak için x-ışını soğurma spektroskopisini kullanarak ince kobalt filmleri değişik kalınlıklarda oluşturuldu. Uygun foton enerjisi ile uyarılan kobalt filmlerinde ortaya çıkan toplam elektron ürünü kaydedilerek incelendi. Toplanan veri ve analizler sonucunda λ e elektron kaçış derinliğini (escaping depth) hesapladık. Bulunan bu değerler literatürde daha önce yapılmış olan diğer çalışmalar ile karşılaştırılmış ve bu çalışmada elde edilen sonuçların uygun değerler olduğu saptanmıştır. bulunmuştur. Analizlerimiz sonucunda TEY elektron kaçış derinliği λ e =2.7±0.1 nm Anahtar Kelimeler: 3d Geçiş Metalleri, XAS, EXAFS I

ABSTRACT MSc A STUDY OF COBALT THIN FILMS BY X-RAY ABSORPTION SPECTROSCOPY DEPARTMENT OF PHYSICS INSTITUTE OF NATUREL AND APPLIED SCIENCES UNIVERSITY OF CUKUROVA Supervisor : Prof. Dr. Yüksel UFUKTEPE Year : 2008, Pages: 59 Jury : Prof. Dr. Yüksel UFUKTEPE Prof. Dr. Metin ÖZDEMİR Asist. Prof. Zerrin ESMERLİGİL A characterization of 3d metal thin films is essential to understand their microscopic origins. We have used high resolution L-edge x-ray absorption spectroscopy (XAS), which is element specific and sensitive to chemical environment, to investigate the thin films of 3d metals. We have studied thin Cobalt films by soft x-ray absorption spectroscopy to determine the total electron yield sampling depth ( λ e) in Co at the Co L 2,3 edge. We have determined λ e (escaping depth). This value was compared with studies in the past and thus the results in this study are suitable. Our analysis yields a value of λ e =2.7±0.1 nm for the TEY sampling depth. Keywords: 3d Transition Metals, XAS, EXAFS II

TEŞEKKÜR Öncelikle tezimin hazırlanmasında bana yol gösterip bilgisi ve tecrübesiyle her zaman yardımcı olan danışman hocam Sayın Prof. Dr. Yüksel UFUKTEPE ye Yardımlarını hiçbir zaman esirgemeyen Arş.Gör. Güvenç AKGÜL ve Arş.Gör. Funda AKSOY hocalarıma, Hayatımın her aşamasında maddi ve manevi desteklerini hiçbir zaman esirgemeyen sevgili aileme, Tanıştığım günden bugüne kadar bu zorlu yolda her zaman yanımda olan, umutsuzluğa düştüğüm her an bana güç veren ve hayatımdaki yeri ve önemi gün geçtikçe büyüyen nişanlım A.Gaffar AKYOL a, Burada ismi geçmeyen tüm arkadaşlarıma ve hocalarıma, ÇOK TEŞEKKÜR EDERİM. III

İÇİNDEKİLER SAYFA ÖZ I ABSTRACT...II TEŞEKKÜR..III İÇİNDEKİLER.IV TABLO LİSTESİ..VI ŞEKİL LİSTESİ..VII SEMBOLLER VE KISALTMALAR...IX 1. GİRİŞ..1 2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR...4 2.1. Geçirme Kazancı (Geçirme Ölçümü)...4 2.2. Fluoresans Kazancı..5 2.3. Toplam Elektron Kazancı (TEY) Ölçümü...6 2.4. 3d Geçiş Metallerinin Özellikleri.8 2.5. 3d Geçiş Metalleri İle İlgili Yapılan Önceki Çalışmalar...9 3. MATERYAL VE METOD...12 3.1. X-ışını Soğurma Spektroskopisi.12 3.1.1. X-ışını Fluoresans Oluşumu..16 3.1.2. Auger Elektronları Oluşumu...17 3.1.3. XAS Spektrasındaki Bölgeler 19 3.2. Elektronların Atomik Yörüngelere Dağılımı.23 3.2.1. Spin-Yörünge Etkileşmesi..27 3.3. Sinkrotron Işınımı..29 3.3.1. Sinkrotron Nedir?...33 3.3.2. Sinkrotron Işınımı Nedir?...34 3.3.3. Sinkrotron Işınımı Nasıl Üretilir?...35 3.3.4. Wiggler ve Undulator Magnetler 36 3.4. Kobalt Metalinin Özellikleri..39 4. BULGULAR VE TARTIŞMA..42 4.1 Deneysel Düzenek...42 IV

4.1.1 İnce Film Hazırlanması.44 4.1.2 Elektron Demeti İle Buharlaştırma Yöntemi 44 4.1.3 Kuartz Kristal İnce Film Monitör.46 4.2 Kobalt İnce Filmlerinin X-ışını Spektroskopisi İle İncelenmesi..47 5. SONUÇLAR VE ÖNERİLER 56 KAYNAKLAR...57 ÖZGEÇMİŞ 59 V

TABLO LİSTESİ Tablo 3.1. Baş kuantum sayısına karşılık gelen tabakaların harflerle gösterimi 24 Tablo 3.2. Yörünge kuantum sayısına karşılık gelen alt tabakaların harflerle gösterimi...24 Tablo 3.3. Bir atomdaki elektronun bulunduğu yörünge ve dönme yönünü belirleyen kuantum sayıları.25 Tablo 4.1. Kobalt ince filmlerinden alınmış olan bir örnek veri grubu..49 VI

ŞEKİL LİSTESİ Şekil 1.1. EM spektrumun şematik olarak gösterimi 1 Şekil 2.1. Geçirme deneyinde kazanç yöntemi.4 Şekil 2.2. Fluoresans verimi..5 Şekil 2.3. Toplam elektron kazancı (TEY)...7 Şekil 2.4. X-ışını soğurma ölçümlerinde(a)geçirme kazancı(b)elektron kazancı (b)elektron kazancı.10 Şekil 3.1. (a)tipik bir XAS deney düzeneği, (b) Geçirme ve TEY ölçümü.13 Şekil 3.2. XAS deneyinin şematik olarak gösterimi...14 Şekil 3.3. Herhangi bir atoma ait enerji yörüngelerinin şematik gösterimi 15 Şekil 3.4. Platinyuma ait XAS spektrumu..15 Şekil 3.5. X-ışını fluoresans oluşumunun şematik olarak gösterimi..17 Şekil 3.6. Auger elektronu oluşumunun şematik olarak gösterimi.18 Şekil 3.7. Elementlerin atom numaralarına göre Auger elektronu enerji eğrileri...19 Şekil 3.8. XAS spektrumundaki bölgeler..20 Şekil 3.9. Çoklu ve tekli saçılmaların şematik olarak gösterimi.21 Şekil 3.10. K 2 [Pt(CN) 4 ] içindeki Platinyumun L III kenarının spektrumu...23 Şekil 3.11. Stern-Gerlack deneyi 26 Şekil 3.12. Spin-yörünge etkileşmesi sonucu 2p seviyesinde oluşan yarılma 27 Şekil 3.13. Pt için XAS spektrumu 28 Şekil 3.14. İlk gözlenen Sinkrotron Işınımı 30 Şekil 3.15. Birinci, ikinci ve üçüncü jenerasyon sinkrotronlar tarafından üretilen ışın demetinin parlaklığı..31 Şekil 3.16. Günümüzde kullanılan sinkrotron ışınımı 31 Şekil 3.17. Dünyadaki sinkrotron kaynakları.32 Şekil 3.18. Fransa daki Avrupa Sinkrotron Işınım Merkezi...32 Şekil 3.19. Sinkrotron halkası ve deneysel istasyonlar...33 Şekil 3.20. Elektromanyetik Spektrumun şematik olarak gösterimi...34 VII

Şekil 3.21. Bir bükücü magnetin (bending magnet) gösterimi...36 Şekil 3.22. Çok kutuplu Wiggler magnet 36 Şekil 3.23. Undulator magnet.37 Şekil 3.24. Altıgen sıkı-paket yapısı...41 Şekil 4.1. (a) X-ışınının Co ince filminden geçmesi (b) Co ince filminin üstten görünümü 43 Şekil 4.2. Mini elektron demeti buharlaştırıcı ve kontrol mekanizması.45 Şekil 4.3. Elektron demeti buharlaştırma yöntemi (e-beam Evaporation).46 Şekil 4.4. Kuartz kristal ince film monitörü 47 Şekil 4.5. Kobaltın L 2,3 uçları için TEY spektrumu...51 Şekil 4.6. L 3 ucunun kalınlığa karşı şiddet grafiği..53 Şekil 4.7. L 2 ucunun kalınlığa bağlı şiddet grafiği..54 Şekil 4.8. L 3 ve L 2 ucu piklerinin kalınlığa karşı şiddet grafiklerinin aynı skalada gösterimi 55 VIII

SEMBOLLER VE KISALTMALAR EM : Elektromanyetik XAS : X-ışını Soğurma Spektroskopisi XANES : X-ışını Soğurma Yakın Kenar Yapısı NEXAFS : Yakın Kenar X-ışını Soğurma İnce Yapısı EXAFS : Genişletilmiş X-ışını Soğurma İnce Yapısı TY : Geçirme Kazancı FY : Fluoresans Kazancı TEY : Toplam Elektron Kazancı IX

1.GİRİŞ 1. GİRİŞ Modern bilimin temel problemlerinden birisi maddenin elektronik yapısını belirlemektir. Yani maddenin kimyasal ve fiziksel özelliklerini, elektronlarının bulundukları enerji seviyelerini belirlemektir. Maddenin elektronik yapısını belirlemede kullandığımız önemli bir yöntem elektromanyetik (EM) ışınımdır. EM spektrum şematik olarak Şekil 1.1 de gösterilmiştir. EM ışınım; γ ışınlarından ( λ =10 11 m, E=10 5 ev) radyo dalgalarına ( λ = 1 m, E=10 6 ev) kadar çok geniş aralıklı enerjileri ve dalga boylarını kapsar. EM ışınımın; x- ışınlarından kızıl ötesine kadar olan enerji aralığında bağ titreşimleri olabilir ve gerekli olursa çekirdek ve değerlik elektronları atomdan koparılabilir. Şekil 1.1. EM spektrumun şematik olarak gösterimi. Şekil 1.1 de görüldüğü gibi sinkrotron ışınımı, 10 1 ev dan 10 5 ev a kadar olan enerji aralığını ve 10 4 m den 10 12 m ye kadar olan dalgaboyu aralığını kapsar. 1

1.GİRİŞ EM ışınım; elektronun bağlanma enerjilerine uygun enerji aralığında madde ile fotonun etkileşimini araştırarak maddenin elektronik yapısı hakkında bilgi elde etmek için kullanılabilir. X-ışını ve mor ötesi (ultraviyole) bölgelerinde; EM ışınımın soğurulmasıyla fotoelektronlar elde edilir. Böylece fotoelektron çalışmaları ve x-ışını çalışmaları arasında bir ilişki vardır. Periyodik tablonun 3d grubunda yer alan geçiş metallerinin 2p elektronlarının bağlanma enerjisi X-ışınlarıyla incelemeye uygundur. Son yıllarda bu çalışmalar yüksek enerjili spektroskopik teknikler kullanılarak çok yoğun bir şekilde bilimsel araştırmalara konu olmaktadır (S.J.Naftel, 1999). 100-2000 ev enerji aralığında çalışılan x-ışını soğurma spektroskopisi (X-ray Absorption Spectroscopy- XAS) çalışmaları en uygun deneysel tekniklerden biridir. XAS çalışmaları seçilen bir atomun yerleşik atomik yapısı (elektronik yapısı), komşu atomların atomik yapısı ve kimyasal durumu hakkında önemli bilgiler edinmemizi sağlar. Bu nedenle; XAS materyallerin elektronik özelliklerini belirlemede, elektronların atom içindeki davranışlarını etkileyen faktörlerin araştırılmasında kullanılan önemli deneysel tekniklerden biridir. Bu yöntem eşik yakınında x-ışını soğurma ince yapı spektroskopisi (Near-Edge X-ray Absorption Fine Structure Spectroscopy-NEXAFS) olarak bilinir. Atoma verilen enerji; soğurma enerjisine eşit veya yakın olduğu zaman çekirdek seviyesindeki elektron soğurduğu ışık enerjisiyle uyarılır ve değerlik bandına geçiş yapar. Eğer çekirdek seviyesinde oluşan boşluğun (hole) yaşam süresi yeterince uzun olursa; elektronların enerji dağılımına bağlı olarak soğurma spektrumları elde edilir. Elde edilen spektrum ışığı soğuran atomun durum yoğunluğunu gösterdiği gibi, atomu çevreleyen kristal yapının da bir yansıması olur. XAS ın tamamen anlaşılabilmesi için modern fizik ve kimya yasalarının birlikte kullanılması gerekir. 3d grubunda yer alan metallerin çoğu manyetik özellik göstermektedir. Bu nedenle; bu grupta yer alan materyallerin 2p elektronlarının incelenmesiyle, materyalin manyetik özellikleri, kristal alan etkisi, spin ve açısal momentumları hakkında ayrıntılı bilgiler elde edilebilmektedir. Manyetik materyaller üzerine bilgi kayıt edilebilmektedir ve bu nedenle hafıza elemanı olarak teknolojide önemli bir yere sahiptir. Atom içindeki elektronların davranışlarının ve bu davranışları etkileyen 2

1.GİRİŞ sebeplerin bilinmesiyle, teknolojide kullanılabilecek alternatif materyaller geliştirilebilmektedir. Bu çalışmada; XAS kullanılarak 3d geçiş metallerinden biri olan saf kobalt (Co) elementinin yumuşak x-ışını (soft x-ray) enerji aralığı ile etkileşimi incelenmiştir. Kobalt metalinin 2p seviyesi, L 2,3 ucu için temel elektronik yapısı ve kobalt atomlarının yumuşak X-ışınlarıyla etkileşme parametreleri belirlenmiştir. Herhangi bir metalin atomik ve kimyasal yapısı hakkında bilgi edinebilmek için gerekli parametrelerden ikisi materyal içindeki elektronların kaçış derinliği (escape depth) ve x-ışınının materyale nüfuz etme derinliği λ e λ x (attenuation length) dir. Bu çalışmada SiN alt tabakası üzerine değişik kalınlıklarda oluşturulan saf Co metal filmlerinden geçirilen x-ışını soğurulması incelenerek film kalınlığına bağlı olarak elektronların kaçış derinliği belirlendi. 3

2.ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR 2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR X-ışını soğurma spektroskopisi (X-ray Absorption Spectroscopy-XAS) katıhal fiziği ve yüzey biliminde son yıllarda etkin bir şekilde kullanılmaktadır. XAS ölçümlerinde yaygın olarak kullanılan 3 yöntem vardır; Geçirme Kazancı (Transmission Yield-TY), Floresans Kazancı (Fluoresans Yield-FY), Toplam Elektron Kazancı (Total Electron Yield-TEY). 2.1. Geçirme Kazancı (Geçirme Ölçümü) XAS ölçümlerinde kullanılan geçirme yönteminde genellikle soğurma katsayısı (µ); kalınlığı bilinen bir numune sayesinde hesaplanır. Şekil 2.1 de şematik olarak gösterilen bu yöntemde lineer soğurma katsayısı Lambert-Beer yasası olarak bilinen Ι= Ι 0 exp(-µx) ifadesi ile hesaplanmaktadır. Şekil 2.1. Geçirme deneyinde kazanç yöntemi Burada Ι 0 gelen x-ışını şiddeti, Ι örnekten geçen x-ışını şiddeti, µ lineer soğurma katsayısı ve x örnek kalınlığıdır. Geçirme yönteminin olumsuz bir yanı yüzeye karşı duyarlı olmamasıdır ve 2 kev dan daha düşük foton enerjilerinde doğrudan geçirme ölçümleri; ışınımın kısa soğurma uzaklığından dolayı çok ince örnek tabakaları için uygundur. Lambert-Beer 4

2.ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR ifadesi µ lineer soğurma katsayısının bağlı olduğu nicelikleri göstermektedir. Lambert-Beer yasasıyla µ hesaplanabilir. Böylece maddenin yapısı hakkında bilgi elde edilebilir. Çünkü µ maddenin ayırt edici bir özelliğidir. Ayrıca µ çoğu zaman enerjinin bir fonksiyonudur. Aynı zamanda örnek yoğunluğu (ρ), atom sayısı (Z) ve atomik kütleye (A) bağlıdır. Buna göre; 4 Z µ(e) ρ 3 AE şeklinde yazabiliriz. 2.2. Fluoresans Kazancı (2.1) Fluoresans kazancı yönteminde; x-ışını soğurulmasıyla meydana gelen uyarılmış elektronun oluşturduğu boşluğun, üst enerji seviyesindeki elektronlar tarafından doldurulması ve boşluğu dolduran elektronun enerjisini dışarıya ışınım olarak yayımlaması söz konusudur. Bu ışınım enerjisine bakarak elektronun durumu ve bir sistemdeki atomun kimlik tespiti yapılabilir. Çünkü boşluğu dolduran elektronlar farklı enerji seviyelerinden geldikleri için yayımlanan ışığın enerjileri her zaman için farklıdır. Fluoresans verimi Şekil 2.2 de gösterilmiştir. Şekil 2.2. Fluoresans verimi 5

2.ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR Ayrıca lineer soğurma katsayısı (µ) fluoresans yöntemi ile de hesaplanabilmektedir. Buna göre aşağıdaki ifade yazılabilir: µ(e) I fluoresans (2.2) I 0 Burada µ lineer soğurma katsayısı, I fluoresans fluoresans ışınım şiddeti, I 0 örneğe gelen x-ışınının şiddetidir. Formülde de görüldüğü gibi, µ lineer soğurma katsayısı örnekte meydana gelen fluoresans veriminin şiddeti ile doğru orantılıdır. Bu şiddet bir foto diyot yardımıyla ölçülmektedir. 2.3. Toplam Elektron Kazancı (TEY) Ölçümü Toplam elektron kazancı yönteminde (TEY); uyarılarak yüzeyden koparılan elektronların bir dedektör yardımıyla kinetik enerjilerinin hesaplanması veya madde içinde bir akım şiddeti oluşturarak bu akım şiddetinin doğrudan bir mikro ampermetre ile ölçülmesiyle atomun yapısı hakkında bilgi edinmek söz konusudur. 6

2.ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR (a) (b) Şekil 2.3. Toplam elektron kazancı (TEY) (a) Atomik olarak toplam elektron kazancı (b) TEY düzeneği 7

2.ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR Yüzeylerin kimyasal özellikleri ve kristal yapı özellikleri ile ilgili araştırmalarda foton uyarımıyla üretilmiş çeşitli kinetik enerjilerdeki elektronların sayısı olarak bilinen Toplam Elektron Kazancı Yöntemi (TEY) Şekil 2.3 de şematik olarak gösterilmiştir. Bu yöntem fotoelektronların çok kısa elektron kaçış derinliğinden (escape depth) dolayı sınırlamaların üstesinden gelmektedir. Böylece yüzey çalışmaları için kristalin yapısı hakkında doğru bilgiler edinilmesinde avantajlar sağlamaktadır. TEY ölçümleri; çekirdek seviyesindeki boşluğun çökmesinin bir sonucu olarak yüzeyden kopan elektronların toplanması ve örnek içinde meydana gelen akım şiddetinin ölçülmesiyle meydana gelen XAS dır. Fe, Co, Ni gibi 3d geçiş metalleri için boşluklar (holler) 2p kabuğunda oluşturulur ve bu boşluklar iki şekilde doldurulur. Bunlar Auger elektronları tarafından (% 99.2) yada fluoresans çöküşü olarak (%0.8) doldurulur. Bir materyalin soğurma tesir kesiti doğrudan soğurma yöntemi ile üretilmiş boşluk sayısıyla doğru orantılıdır. Toplam elektron kazancı ölçümü yaparak lineer soğurma katsayısının hesabı yapılabilir. Buna göre lineer soğurma katsayısı aşağıdaki ifade ile verilebilir; µ (hν) Ι örnek (2.3) Ι 0 2.4. 3d Geçiş Metallerinin Özellikleri 3d geçiş metalleri; periyodik cetvelin orta kısmında (IIA-IIIA arasında) bulunan ve bileşiklerinde birden fazla değerlik alabilen d yörüngelerinin kısmen yada tam dolmasıyla oluşan B grubu elementleridir. Geçiş metalleri sertlikleri, yüksek yoğunlukları, iyi ısı iletkenlikleri ve yüksek erime-kaynama sıcaklıklarıyla tanınırlar. Özellikle sertlikleri nedeniyle saf halde veya alaşım halinde yapı malzemesi olarak kullanılırlar. Geçiş metallerinin elektron dizilimlerinde en dışta her zaman d- yörüngesinde değişik sayıda elektron taşırlar. Tepkimelere giren elektronlarda d- yörüngesindeki elektronlardır. d-bloğu geçiş elementlerinin değerlik elektronları 2B ve 3B dışındaki gruplarda oldukça çeşitlilik göstermektedir. Bunun sebebi d- 8

2.ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR bloğundaki elektronların çeşitli şekillerde bağ oluşturabilme özelliğine sahip olmalarıdır. d-bloğu geçiş elementlerinin çoğunda s-yörüngesi tam doludur. Periyodik tablodaki elementlerin yarıdan fazlası geçiş metalidir. Geçiş metallerinde Fe, Co, Ni ferromanyetik maddeler olduğu halde diğer geçiş metalleri paramanyetik özellik gösterirler. 3d geçiş metali grubundan olan Co (Kobalt) periyodik tablonun 8B grubunda yer alır ve elektron dizilimi şu şekildedir; Co 27 = 1s 2 2s 2 2p 6 3s 2 3p 6 4s 2 3d 7 Manyetik materyallerde değerlik (valans) bandı eşit olmayan bir yoğunlukla spin-alt tabakalarına yarılır. Bu durumda Auger ve Fluoresans çöküşleri spin bağımlı olmaktadır. Dolayısıyla soğurma tarafından oluşturulmuş spin boşluğu sadece aynı spinli değerlik elektronları tarafından doldurulur. Bu nedenle saf Co daki L 2,3 (2p) seviyesi spin-orbit etkileşmesinden kaynaklanan bir yarılma sonucu soğurma spektrumunda 2 ayrı enerji değerinde (2 p 3/2, 2p 1/2 ) maksimum pik vermektedir. 2.5. 3d Geçiş Metalleri İle İlgili Yapılan Önceki Çalışmalar 3d geçiş metallerinden Fe, Co, Ni in 2p (L 2,3 ) ucundaki XAS ile yapılmış çalışmalardan biri Reiko Nakajima ve J.Stöhr e aittir (R.Nakajima, J.Stöhr, 1999). Bu çalışmada Fe, Co, Ni in farklı materyal kalınlıklarında ve değişik x-ışını gelme açılarında (θ ) TEY ve Geçirme şiddeti ölçülmüştür. Yapılan bu çalışmada Fe, Co, Ni metallerinin sivri bir uçtan başlayıp giderek kalınlaşan bir örnek üzerinde 0 Å dan başlayarak 130 Å a kadar, Cu (110) alt tabakası üzerine üçgen tabaka şeklinde yerleştirilmiştir. Burada doyum etkisinin herhangi bir θ -geliş açısı için λx cosθ >> λ e koşulunda meydana geldiği bulunmuştur. Bu çalışmada elektron kaçış derinlikleri Fe için ( λe 1.7 nm ), Co ve Ni için ( λe 2.5 nm ) bulunmuştur. 9

2.ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR Şekil 2.4. X-ışını soğurma ölçümlerinde (a) Geçirme kazancı (b) Elektron kazancı T.Thole tarafından verilmiş sonsuz kalınlıklı bir tabaka için TEY (Total Electron Yield) şiddeti; Ι (θ,e) = λ e Aλ + λ x e cosθ eşitliği ile verilir (T.Thole ve ark, 1985). Burada ; = A 1+ ( λ cosθ ) / λ x e (2.4) A θ λ e λ x : foton uyarımıyla üretilmiş yüzeye doğru yönelen elektronların sayısı : x-ışınının materyale gelme açısı : elektron kaçış derinliği (escape depth) : dalgadaki azalma uzunluğu (attenuation length) Işığın materyal üzerine gelme açısı değiştirildiğinde belirli bir değerden sonra materyalin x-ışınlarına tepki vermediği gözlenir. Bu durum doyum (saturation) olarak adlandırılır. Açı bağımlı doyum etkileri için uygun parametre λx cosθ ve λ e arasındaki orandır. Burada λx cosθ etkin soğurma uzaklığıdır. Herhangi bir açı için; 10

2.ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR λx cosθ >> λ e olduğunda doyum etkileri ortaya çıkar. Böylece ölçülmüş şiddet kazancı (Ι (θ,e)) dalgadaki azalma uzunluğu ( λ x) ile ters orantılı olur. Bu durumda şiddet kazancı, lineer soğurma katsayısı µ (E) ile doğru orantılıdır. Böylece şiddet kazancı; olur. Ι (θ,e) λ Aλ x e cosθ 1 = µ (E) (2.5) λ x Bu orantılı terim açısal bağımlı doyuma neden olan α geliş açısının ve foton enerjisinin bir fonksiyonudur. Buna göre (2.4) eşitliğinden; elde edilir. Ι (θ,e)cosθ = A cos ecθ + λ / λ x e (2.6) Burada Ι (θ,e)cosθ soğurma atomunun normalize olmuş şiddetini verir. 11

3.MATERYAL VE METOD 3. MATERYAL VE METOD 3.1. X-ışını Soğurma Spektroskopisi X-ışını soğurma spektroskopisi (X-ray absorption spectroscopy-xas); atomların, moleküllerin, yüzeylerin, katıların ve sıvıların karakterizasyonu için önemli deneysel bir tekniktir. XAS spektrumu seçmiş olduğumuz bir atomun veya komşu atomların yerleşik atomik yapısı (elektronik yapısı) ve kimyasal yapısı hakkında önemli bilgiler verir. XAS ın en yaygın kullanım nedenleri arasında; yerleşik atom koordinasyonu, maddenin kimyasal/oksidasyon ve atomik durumu, düşük konsantrasyonlarda bilgi vermesi ve çok küçük numunelere bile uygulanması yatmaktadır. XAS ölçümleri hem düşük, hem de yüksek sıcaklıklarda yapılabilir. XAS bilimsel alanda geniş bir yer tutar; genel biyoloji, çevre bilimi, materyal bilimi, tomografi, madde araştırması gibi Tipik bir XAS deney düzeneği Şekil 3.1 de gösterilmiştir. XAS deneylerinde en önemli unsur, enerjisi çok küçük adımlarla değişen x-ışınları kaynağıdır. Bunun için en uygun kaynak sinkrotron ışınımıdır. Monokromatörler bir bilgisayar aracılığıyla hareket ettirilerek istenilen foton enerji aralığı ve adımı ayarlanır. Gelen ışık örneğe ulaşmadan önce altın bir kafesten geçirilerek I o ışınım şiddeti ölçülür. Örnekten geçirilen ışığın şiddeti, gerisine konulan bir foto algıç (dedektör) ile belirlenir. Bütün bu işlemler yapılırken dışarıdan ışık girmemesi gerekmektedir. İnce filmlerin ışığı geçirecek bir kalınlıkta olması önemlidir. Aksi halde dedektör üzerine düşen ışık şiddeti ölçülemeyecek kadar küçük olur. Bu nedenle örnek kalınlığı iyi kontrol edilmelidir. 12

3.MATERYAL VE METOD (a) Şekil 3.1. (a)tipik bir XAS deney düzeneği, (b) Geçirme ve TEY ölçümü (b) 13

3.MATERYAL VE METOD X-ışınları bir numune üzerine gönderildiği zaman, elektromanyetik ışınım maddenin atomlarına bağlı elektronlarla etkileşir. Gönderilen ışın, bu elektronlar tarafından hem saçılmaya uğratılır hem de soğurulur veya elektronları uyarır. Şekil 3.2. XAS deneyinin şematik olarak gösterimi. I 0 şiddetine sahip paralel ve monokromatik bir x-ışını demeti, kalınlığı x olan bir örnekten geçirildiği zaman, geçirilen x- ışınının şiddeti (I) aşağıdaki denkleme göre azalır: ln (I 0 /I) = µx (3.1) Burada µ, lineer soğurma katsayısı olarak isimlendirilir ve atom tiplerine ve materyalin yoğunluğuna (ρ) bağlı olarak değişir. Soğurmanın belirli enerji değerlerinde şiddetli bir şekilde arttığı gözlemlenir ve bu yerler soğurma kenarı olarak isimlendirilir. Gelen fotonların enerjisi, soğurma atomunun çekirdek seviyesindeki bir elektronunu fotoelektron oluşturmak üzere numuneden dışarıya uyarmaya yeterli olduğu zaman yani çekirdek seviyesindeki elektronun bağlanma enerjisini yenecek değere sahip olduğu zaman soğurma kenarları oluşur. Bundan dolayı bu soğurma kenarlarında soğurulan ışınım enerjileri soğurucu elementlerin K, L, M, kabuklarındaki elektronların bağlanma enerjilerine tekabül eder. Soğurma kenarları, artan enerji değerine göre K, L I, L II, L III, M I, şeklinde isimlendirilir; bu 14

3.MATERYAL VE METOD gösterimde herbir ifade sırasıyla 1s (2s 1/2 ), 2s (2s 1/2 ), 2p (2p 1/2 ), 2p (2p 3/2 ), 3s (2s 1/2 ), orbitallerinden bir elektronun uyarılmasına denk gelir. Şekil 3.3. Herhangi bir atoma ait enerji yörüngelerinin şematik gösterimi. Şekil 3.4. Platinyuma ait XAS spektrumu. 15

3.MATERYAL VE METOD Işık ile uyarılma durumunda madde içinde 2 durum söz konusudur. Auger elektronlarının oluşumu veya Fluorescence ışınımı oluşumu. Auger elektronları ve Fluorescence foton enerjisi madde için ayırt edici bir özelliktir. Ayrıca uygulanan x- ışını enerjisi çekirdek seviyesindeki bir elektronun bağlanma enerjisinden daha yüksek veya eşit olmalıdır. X-ışını soğurma kenarı enerjileri çekirdek seviyesi enerjilerine uygun gelir. Dolayısıyla bu soğurma kenarı enerjileri her bir elementin karakteristiğidir ve bundan dolayı x-ışınımı soğurumu bir element belirleme yöntemidir. X-ışınımı soğurma sürecinde atomda uyarılmış durum oluşur. Bu uyarılmış durumda ayrılan elektronun boşluğu ile bir fotoelektron oluşur. Bir fotonun soğurulmasından sonra birkaç femtosaniye (10-15 s) içinde çekirdek seviyesindeki boşluk içine olası çöküş meydana gelir. Uyarılmış durumu izleyen belli süreçler vardır. 3.1.1. X-ışını Fluoresans Oluşumu Daha yüksek seviyedeki elektronların çekirdek seviyesindeki boşluğu doldurması ve enerjisini dışarıya bir foton olarak yayımlamasıdır. Çekirdek seviyesinde oluşan boşluğu dolduran elektronların yayımladığı foton enerjisi farklıdır. Çünkü oluşan boşluğu, farklı enerji seviyesindeki elektronlar doldurabilir. 16

3.MATERYAL VE METOD Şekil 3.5. X-ışını fluoresans oluşumunun şematik olarak gösterimi. Şekil 3.5 de x-ışını soğurulması sonucunda 1s seviyesinde oluşan bir boşluğun 2p 3 / 2 seviyesindeki bir elektron tarafından doldurulması gösterilmiştir. Boşluğu dolduran elektron, enerji fazlalığını foton olarak yayımlamıştır. Şekilde görüldüğü gibi; bu boşluk diğer seviyedeki elektronlar tarafından da doldurulabilir. Daha öncede belirtildiği gibi, farklı seviyelerdeki elektronların boşluğu doldurması sonucunda, yayımlanan foton enerjileri de farklı olur. Dolayısıyla bu foton enerjisine bakarak atomun karakterizasyonu hakkında bilgi elde etmek mümkün olur. 3.1.2. Auger Elektronları Oluşumu Bu yöntemde; x-ışınları tarafından meydana getirilen çekirdek seviyesindeki boşluk, üst seviyedeki elektronlar tarafından doldurulur. Boşluğu dolduran elektron fazla enerjisini üst seviyedeki elektronlara verir. Böylece Auger elektronları oluşur. Auger elektronlarının kinetik enerjisini ölçerek atomun hangi seviyesinden elektron söküldüğü anlaşılabilir. Dolayısıyla Auger elektronları da madde için ayırt edici bir özelliktir. 17

3.MATERYAL VE METOD Şekil 3.6. Auger elektronu oluşumunun şematik olarak gösterimi. Şekil 3.6 da görüldüğü gibi, 1s seviyesinde oluşan boşluk 2p 3 / 2 seviyesindeki elektron tarafından doldurulmuştur. Üst seviyedeki elektronun alt seviyeyi doldurması (çöküş) sırasında, elektron fazla enerjisini kendi seviyesindeki (üst seviyedeki) elektrona aktararak Auger elektronu oluşumu gerçekleşir. Auger elektronları, atomun ayırt edici karakteristik bir özelliğini taşıması nedeniyle Auger elektron enerjilerinden genel bir eğri elde edilir. Bu eğri Şekil 3.7 de gösterilmiştir. 18

3.MATERYAL VE METOD Şekil 3.7. Elementlerin atom numaralarına göre Auger elektronu enerji eğrileri. Auger elektronları farklı şekilde adlandırılır. Örneğin; K LL ; aynı seviyedeki elektronlardan birisinin boşluğu doldurması diğerinin ayrılması. K LM; L deki elektronun boşluğu doldurması M dekinin ayrılması gibi... 3.1.3. XAS Spektrumundaki Bölgeler Bir x-ışını soğurma spektrumu, genel olarak 4 bölgeye ayrılır: 1) Ön-kenar (E<E 0 ), gelen x-ışını demetinin enerjisinin (E) elektronun bağlanma enerjisinden (E 0 ) küçük olduğu bölge, 2) X-ışını soğurma yakın kenar yapısı (XANES), gelen x-ışını demetinin enerjisinin E = E 0 ± 10 ev olduğu bölge, 3) Yakın kenar x-ışını soğurma ince yapı (NEXAFS), soğurma kenarından 10eV-50eV uzaklıktaki bölge, 19

3.MATERYAL VE METOD 4) Genişletilmiş x-ışını soğurma ince yapı (EXAFS), soğurma kenarından 50 ev uzaklıktaki bölgeden başlar ve1000 ev`un üzerindeki enerjilere kadar devam eder. Şekil 3.8. XAS spektrumundaki bölgeler. Ön kenar bölgesinde göze çarpan küçük özellikler, genellikle elektronların çekirdek seviyesinden daha yüksek yarı dolu veya boş olan seviyelere uyarılmalarından kaynaklanır (s p veya p d). XANES bölgesinde, çekirdek elektronları bağlı-olmayan seviyelere uyarılırlar. XANES bölgesi, gelen x-ışını enerjisinin soğurma atomu elektronunun bağlanma enerjisine eşit olduğu zaman gerçekleşir. Bu tür geçişlerin yüksek olasılığından dolayı, soğurmada ani bir artış gözlenir. XANES spektrumu, soğurma atomunun kimyasal duyarlılığı, bağ yapısı, koordinasyon kimyası ve elektronik yapısı hakkında ayrıntılı bilgi verir. 20

3.MATERYAL VE METOD NEXAFS bölgesinde, uyarılan elektronların kinetik enerjisi düşüktür (E-E 0 küçük) ve birinci hatta daha yüksek koordinasyon kabukları tarafından güçlü çoklu saçılmaya uğratılırlar. EXAFS bölgesinde ise, fotoelektronlar yüksek kinetik enerjiye sahiptirler (E-E 0 büyük) ve baskın saçılma mekanizması en yakın komşu atomlar tarafından oluşturulan tekli saçılmadır. EXAFS bölgesinin önemi, soğurma atomu çevresindeki atomik yapı hakkında bilgi verir. Bu bilgiler en yakın komşu uzaklığının ölçülmesi, koordinasyon yapısı, bölgesel dağılımı gibi nicelikleri kapsar. (a) Çoklu saçılma Şekil 3.9. Çoklu ve tekli saçılmaların şematik olarak gösterimi. (b) Tekli saçılma Şekil 3.9 da görüldüğü gibi tekli saçılmalarda, uyarılan atomun elektronu komşu atomlardan biriyle etkileşirken; çoklu saçılmalarda uyarılan atomun elektronu komşu atomlarla birçok etkileşmeye girer. EXAFS; soğurma sonrasında oluşan ve atomdan dışa doğru hareket eden fotoelektronların komşu atomlardan tekli saçılmalarını içerir. EXAFS bölgesi, soğurma atomundan ayrılan elektronun en yakın komşu atomlardan saçılması sonucu dalga fonksiyonundaki (giden ve gelen) girişimler sonucu oluşan dalgalanmalardır. EXAFS bölgesine bakarak komşu atomun yapısı hakkında bilgi alınabilir. EXAFS 21

3.MATERYAL VE METOD bölgesinin oluşması sırasında; x-ışınları tarafından uyarılmış fotoelektron soğurma atomundan ayrılarak en yakın komşu atoma bir dalga şeklinde hareket eder. Bu dalganın küresel dalga şeklinde alınması uygun olur. Ayrıca bu dalganın dalga sayısı olan k; 2m( E E k= 2 h 0 ) (3.2) şeklinde verilir. Burada; m: elektronun kütlesi, E: ışınım enerjisi, h : Planck sabiti, E 0 : bağlanma enerjisi olarak tanımlanır. Fotoelektron en yakın komşu atomdan geri saçılarak soğurma atomuna dönebilir. Böylece bu elektronun dışa doğru giden dalgası ile geri saçılan dalgası arasındaki girişim yapıcı veya yıkıcıdır. Bu girişimler sonucu oluşan salınımlar XAS spektrumuna yansır ve EXAFS bölgesini oluşturur. Şekil 3.10 da K 2 [Pt(CN) 4 ] içindeki platinyum Pt L III kenarında x-ışını soğurmasındaki ani artışı, artan enerjiye bağlı olarak göstermektedir. Soğurma kenarından sonraki maksimum ve minimumlar, giden ve geri saçılan dalgalar arasındaki yapıcı ve yıkıcı girişime karşılık gelir. Şekilde görüldüğü gibi; spektrumun tepe noktası oluşurken yapıcı girişim, çukur noktası oluşurken yıkıcı girişim meydana gelir. 22

3.MATERYAL VE METOD Şekil 3.10. K 2 [Pt(CN) 4 ] içindeki Platinyumun L III kenarının spektrumu. X-ışını soğurulmasında, çekirdek seviyesi bağlanma enerjilerine eşit olduğu zaman keskin bir yükseliş meydana gelir. Dolayısıyla her atom elektronları bilinen bağlanma enerjilerine sahip olduğundan, x-ışını soğurulması elementin elektronlarının bağlanma enerjilerine uygun olarak gerçekleşebilir. 3.2. Elektronların Atomik Yörüngelere Dağılımı Elektronların atomda çekirdek etrafında nasıl dizildiğini ve bunu belirleyen kuralları anlamak için, atomdaki enerji düzeylerini ve bunları belirlemek için kullanılan kuantum sayılarını bilmek gerekir. Scrödinger denkleminin çözümüne göre elektronların yerleşimini belirleyen kuantum sayıları baş kuantum sayısı n, yörünge kuantum sayısı l ve manyetik kuantum sayısı sayısından başka son bir kuantum sayısı ise spin kuantum sayısı s dir. m l dir. Bu kuantum 23

3.MATERYAL VE METOD i. Baş Kuantum Sayısı (n): Bohr kuantum kuramında olduğu gibi n; 1, 2, 3,... değerleri alabilir. Sayıların yanısıra tabakaları göstermek için harflerde kullanılır. n = 1 ise bu birinci enerji seviyesini, n = 2 ise ikinci enerji seviyesini gösterir. Baş Kuantum Sayısı (n): 1 2 3 4 5... Tabakaları Gösteren Harfler : K L M N O... Tablo 3.1. Baş kuantum sayısına karşılık gelen tabakaların harflerle gösterimi. ii. Yörünge Kuantum Sayısı (l): Baş kuantum sayısı ile tanımlanmış enerji seviyeleri daha alt enerji seviyeleri içerirler. Bir enerji seviyesindeki alt enerji seviyelerinin sayısı yörünge kuantum sayısını verir. Yörünge kuantum sayısı n-1 tanedir. Örneğin n=1 ise; alt enerji seviyelerinin l= n 1 = 0 olup alt enerji seviyesi yoktur. Yani bir enerji seviyesi vardır. n=2 için; l= 2-1 =1 olup bir alt enerji seviyesi vardır. Bir başka deyişle n=2 enerji seviyesi, iki enerji seviyesi bulundurur demektir. Alt tabakaları göstermek için harflerde kullanılır. Tablo 3.2. Yörünge kuantum sayısına karşılık gelen alt tabakaların harflerle gösterimi. iii. Manyetik Kuantum Sayısı ( m ): Her alt tabaka ise bir veya daha fazla yörüngeden oluşmuştur. Bir alt tabakadaki her bir yörünge manyetik kuantum sayısı m l ile gösterilir. Manyetik kuantum sayısının aldığı değerler -l ile +l arasında değişir. Bu nedenle l=0 ise; alır. Yörünge Kuantum Sayısı ( l): 0 1 2 3 4... Alt Tabakaları Gösteren Harfler : s p d f g... l m l=0 değerini alır. l=1 ise; m l=0, -1, +1 değerlerini Enerji seviyeleri, alt enerji seviyeleri ve yörüngeler enerji düzeyleri için; tabakaların enerjileri baş kuantum sayısı n artmasıyla artar ve kuantum sayısı n arttıkça tabakalar arasındaki enerji farkı azalır. 3.enerji seviyesinden başlayarak alt tabakalarının birbirlerine karıştığı gözlenir. 24

3.MATERYAL VE METOD Baş Kuantum Sayısı Yörünge Kuantum Sayısı ( l ) n Tabaka l Alt tabaka Manyetik Kuantum Sayısı ( m ) 1 K 0 1s 0 1 2 L 0 1 2s 2p 0-1 0 +1 1 3 3 M 0 1 2 3s 3p 3d 0-1 0 +1-2 -1 0 +1 +2 1 3 5 4 N 0 1 2 3 4s 4p 4d 4f l 0-1 0 +1-2 -1 0 +1 +2-3 -2-1 0 +1 +2 +3 Alt Tabakadaki Yörünge sayısı Tablo 3.3. Bir atomdaki elektronun bulunduğu yörünge ve dönme yönünü belirleyen kuantum sayıları. iv. Spin Kuantum Sayısı (s): Yukarıdaki 3 kuantum sayısına ek olarak spin kuantum sayısı elektronun kendi ekseni etrafında dönmesi sonucu ortaya çıkar ve dönme hareketinin 2 yönde olması nedeniyle sadece iki değer alabilir. s =-1/2 ve s=+1/2 spin kuantum sayısı atom spektrumlarında gözlenen çizgilerin incelikli yapısını açıklamak için getirilen öneriler sonucu ortaya çıkmıştır. Bu öneri için deneysel kanıt, O.Stern ve W.Gerlack tarafından verilmiştir. Deneyde, gümüş metal buharı ince bir demet halinde güçlü bir manyetik alandan geçirilmiştir (Şekil 3.11). Gümüş atomunda en dış yörüngede bir tek elektron vardır ve manyetik alandan geçen gümüş atomlarının iki yöne ayrıldıkları görülmüştür. Dönen yüklü tanecik manyetik özellik gösterdiğinden elektron küçük bir mıknatıs gibi davranır ve elektronun iki türlü dönme hareketi zıt yönlenmiş iki mıknatıs oluşturur. O halde spinleri zıt olan elektronları taşıyan atomlar iki yöne saparlar. 1 3 5 7 25

3.MATERYAL VE METOD Şekil 3.11. Stern-Gerlack deneyi. Sonuç olarak; bir atomdaki her bir elektron dört kuantum sayısı; n, l, m l, s ile gösterilebilir ve böylece elektronun bulunduğu yörünge ve dönme yönü belirlenebilir. Fakat elektronların alabileceği kuantum sayılarına ilişkin bir kısıtlama vardır. Bu Pauli ilkesi olarak bilinir. Buna göre; bir atomda, herhangi iki elektronun bütün kuantum sayıları birbirinin aynı olamaz en azından biri farklı olmak zorundadır. Örneğin; bir yörüngeye ait n, l ve m l değerleri aynı ise bu yörüngeye girecek elektronlardan birinin spini +1/2 ise diğer elektronun spini ancak -1/2 değerini alabilir. Bu nedenle, herhangi bir yörüngedeki elektron sayısı ancak 2 olabilir demektir. Elektron spini, atom ve moleküller için gözlenen manyetik özelliklerin açıklanmasına yarar. Üç tür manyetik özellikten söz edilebilir. Bir madde, manyetik alan tarafından çekilmez ise, spini bir yönde olan elektronların sayısı spini diğer yönde olan elektronların sayısına eşit demektir. Bu maddeler diyamanyetik olarak adlandırılırlar. Manyetik alan tarafından hafifçe çekilen maddeler ise paramanyetik olarak adlandırılır. Bu tür maddelerde spinleri bir yönde olan elektronların sayısı, spini diğer yönde olanların sayısından farklıdır. Ferromanyetik maddeler olarak adlandırılan diğer grup ise paramanyetik maddelerden daha güçlü olarak manyetik alandan etkilenirler. Demir, kobalt ve nikel ferromanyetik maddelerdir. 26

3.MATERYAL VE METOD 3.2.1 Spin-Yörünge Etkileşmesi Hidrojen spektrumunun spektral çizgileri çok yüksek çözünmede incelendiği zaman, birbirine yakın aralıklı yarılmalar olduğu görülür. Bu yarılma ince yapı olarak isimlendirilir ve elektron spini için ilk deneysel kanıtlardan biridir. Spektral çizginin küçük yarılması, spin açısal momentumu S (S= s( s +1) h ) ile yörüngesel açısal momentum sayısı L (L= l( l +1) h ) arasındaki bir etkileşme sonucu oluşur. Bu etkileşmeye spin-yörünge etkileşmesi denir. + µb B L S µb B L S Şekil 3.12. Spin-yörünge etkileşmesi sonucu 2p seviyesinde oluşan yarılma. Elektronların enerji seviyeleri, elektronun spin manyetik momenti (µ ) ile elektronun yörüngesel açısal momentumu arasındaki etkileşmeden etkilenir. Bu olayı elektronun spin manyetik momenti ile etkileşen yörüngesel açısal momentumun neden olduğu bir manyetik alan gibi düşünebilir. 27

3.MATERYAL VE METOD Şekil 3.13. Pt için XAS spektrumu Şekil 3.13 de Platinyumdan alınan soğurma spektrumu örnek olarak gösterilmiştir. Şekilde görüldüğü gibi L I, L II, L III maksimum noktalarında soğurulma gerçekleşir. Yani buralarda bir elektronik durum (elektron yoğunluğu) vardır. Dolayısıyla gönderilen elektromanyetik ışının enerjisini soğuran bir elektronik durum vardır. Fakat a, b, c ile işaretlenen noktalarında ise bir elektronik durum yoktur. Burada L deki elektronların L I, L II, L III diye üç seviyeye ayrılmasının sebebi, gönderilen x-ışını enerjisinden ve soğurma sürecinden dolayı spin-yörünge etkileşmesinden kaynaklanan bir seviye yarılmasının meydana gelmesidir. Bu etkileşme çok elektronlu atomlarda oldukça güçlüdür. Çünkü iç manyetik alanlar çok güçlüdür. 28

3.MATERYAL VE METOD 3.3. Sinkrotron Işınımı X-ışınları soğurma spektroskopisinde en uygun ışık kaynağı sinkrotron ışınımı ile sağlanır. Bu nedenle ışınımın kaynağının genel özellikleri ve elemanları dinamik bir süreç ile gelişmesini sürdürmektedir. Buna paralel olarak spektroskopik yöntemler de gelişmektedir. XAS ın gelişimi ve tarihi sinkrotron ışınımının kullanımı ile paraleldir. J.C.Maxwell in elektromanyetizmanın teorisini 1873 de formüle etmesinden sonra elektromanyetik ışınım düşüncesi, deneyciler kadar kuramsal fizikçilerinde akıllarına yerleşmişti. Bundan sadece on dört yıl sonra, 1887 de G.Hertz elektromanyetik dalga yaratmayı, göndermeyi ve almayı başarmıştır. Böylece Hertz deneysel olarak hem elektromanyetik dalgaların varlığını ispatlamış hem de Maxwell denklemlerinin güvenirliliğini göstermiştir. 1907 de Schott düzgün bir manyetik alandaki elektronun elektromanyetik ışıması ile ilgili klasik teorisini formalize etmiş ve sonuçlarını yayımlamıştır. 24 Nisan 1947 yılında Herb Pollock, Robert Langmuir, Frank Elder ve Anatole Gurewitsch tarafından New York Schenectady de bulunan General Electric Research Laboratory deki 70 MeV luk saydam vakum tüpünde mavimsi-beyaz renkte bir parıltının keşfedilmesi ile sinkrotron radyasyonu ilk olarak gözlenmiş oldu. Şekil 3.14 de ok işareti ile gösterilen ışıltı bu ilk sinkrotron ışınımının resmidir. Yüklü bir parçacık demeti, bir manyetik alan veya bir elektrik alan tarafından yörüngesinden saptırılırsa ışıma yaparlar. Bu ışımaya Sinkrotron ışıması denir. Yayımlanan bu ışınımın şiddeti ve spektrumu büyük oranda yüklü parçacıkların kütlesine bağlıdır. Elektrik ve manyetik alanlar yardımıyla yüklü parçacıkların hızlandırılarak bir dairesel yörüngede dolanmaya zorlandığı ve istenilen noktalarda saptırılarak parçacıkların ışıma yapmasının sağlandığı bilimsel amaçlı mekanizmalara Sinkrotron sistemleri denir. 29

3.MATERYAL VE METOD Şekil 3.14. İlk gözlenen Sinkrotron Işınımı. Fakat sinkrotron ışınımı fikri 19. yüzyıla kadar uzanır. Paris te Ecole des Mines de çalışan Fransız fizikçi Alfred Lienard yüklü parçacıkların hareketine bağlı etkilerin hesaplanmasında ilk defa gecikmeli potansiyeller kavramını tanımladı ve şimdilerde sinkrotron ışınımı olarak bilinen olgunun ilk temel teorisini oluşturmuş oldu. Lienard'ın teorisi bugün hala modern fizik ders kitaplarında yer almaktadır. Daha sonradan Emil Wiechert tarafından bazı ilaveler yapıldığı için bu gecikmeli potansiyeller genellikle Lienard-Wiechert potansiyelleri olarak bilinir. Lienard'in makalesi J.J. Thomson tarafından elektronun keşfinden hemen sonra Cambridge de bundan yaklaşık olarak 100 yıl kadar önce bulundu. Yine de sinkrotron ışınımının en ilkel fikri Lienard'ın makalesinden daha da öncelere (1867) Ludwig Lorenz e dayandırılabilir. Sinkrotron ışınımı teorisinin bir sonraki büyük gelişmesi 1908 yılında önce Cambridge de daha sonra Aberystwyth da öğrenci olan ve elektromanyetik ışınımın mekanik reaksiyonları konusunda ödüllü makaleye sahip G.A. Schott tarafından yapıldı. Sinkrotron ışınımı fikri 24 Nisan 1947 yılında ilk defa gözlenmesinden önce 30

3.MATERYAL VE METOD uzun yıllar etkin değildi. Fakat 1947 yılından sonra hem sinkrotronlar hem de üretilen ışınımın parlaklığı sürekli olarak geliştirildi. Şekil 3.15. Birinci, ikinci ve üçüncü jenerasyon sinkrotronlar tarafından üretilen ışın demetinin parlaklığı. Üçüncü jenerasyon sinkrotronlar bugünlerde en gelişmiş sinkrotronlardır ve onların ürettiği ışınım ilk olarak gözlenen ışınımla kıyaslanamayacak kadar parlaktır. Şekil 3.16. Günümüzde kullanılan sinkrotron ışınımı. Şu anda dünya genelinde 50 den fazla sinkrotron merkezi bulunmaktadır fakat herbirininin özelliği kapasitelerine ve ürettikleri ışığın parlaklığına göre değişir. Şekil 3.17 de dünya genelindeki sinkrotron ışınımı merkezleri görülmektedir. 31

3.MATERYAL VE METOD Şekil 3.17. Dünyadaki sinkrotron kaynakları. Şekil 3.18. Fransa daki Avrupa Sinkrotron Işınım Merkezi (Europian Synchrotron Radiation Facility, Grenoble -ESRF). 32

3.MATERYAL VE METOD Oldukça parlak olan sinkrotron ışınımı, atomik veya moleküler boyutlu maddelerde, değişik özelliklere sahip olarak hazırlanmış materyallere kadar maddenin çok çeşitli biçimlerini araştırmak için kullanılabilir. Elde edilen bilgiler çevre, ileri teknolojiler, sağlık ve eğitim gibi alanlarda etkili olan çok büyük değere sahiptir. 3.3.1.Sinkrotron Nedir? Sinkrotron, elektronları yaklaşık olarak ışık hızına yakın bir değere kadar hızlandıran hemen hemen bir futbol sahası boyutlarında çok büyük bir mekanizmadır. Elektronlar manyetik alanlar tarafından saptırıldıkları için son derece parlak ışın üretirler. Üretilen ışın bilimsel araştırma yapmak için kullanılmak üzere deneysel çalışma istasyonlarına yönlendirilir. Şekil 3.19. Sinkrotron halkası ve deneysel istasyonlar. 33

3.MATERYAL VE METOD 3.3.2. Sinkrotron Işınımı Nedir? Sinkrotron ışınımı, ışık hızına yakın hızlarda hareket eden elektronların bir manyetik alanın etkisi altında hareket yönünün değiştirilmesi ile yaydığı elektromanyetik ışınımdır. Elektromanyetik ışınım, elektronun yörüngesine teğet olarak dar bir koni içinde ileriye doğru yayılır (Şekil 3.18). Sinkrotron ışınımı, şiddeti ve parlaklığı bakımından çok önemlidir ve tüm elektromanyetik spektrumu tarayacak şekilde üretilebilir. Şekil 3.20. Elektromanyetik Spektrumun şematik olarak gösterimi. 34

3.MATERYAL VE METOD 3.3.3. Sinkrotron Işınımı Nasıl Üretilir? Elektronlar, merkezde (elektron tabancası) üretilir ve lineer ivmelendirici (linac) tarafından ışık hızının % 99.9997`a kadar ivmelendirilirler. Daha sonra, enerjileri artırılmak üzere Booster halkasına transfer edilirler. Booster halkasından da en dış depolama halkasına gönderilirler. 1. Elektron tabancası 2. Linac 3. Booster halkası 4. Depolama halkası (storage ring) 5. Işın konisi yolu (beamline) 6. Deney istasyonu Elektronlar, düz bölmelerle ayrılmış bir seri magnet yardımı ile depolama halkasında döndürülürler. Magnetler tarafından üretilen manyetik alan etkisiyle hareket yönü saptırılmış elektronlar, elektromanyetik ışınım yayımlarlar; bu sebeple her bir bükücü magnette (bending magnet) bir sinkrotron ışınım demeti üretilir. Üretilen bu ışın demetleri, belirli bir deneysel teknik için uygun özel (spesifik) bir dalgaboyu değerine odaklanabilir. 35

3.MATERYAL VE METOD Şekil 3.21. Bir bükücü magnetin (bending magnet) gösterimi. Elektronun yörüngesinin herbir saptırılmasında, bir ışın demeti üretilir. 3.3.4. Wiggler ve Undulator Magnetler Sinkrotron halkasının düz bölmelerinde bazı ek aygıtların kullanılması ile üretilen ışınımın şiddetinin önemli miktarda artırılabileceği gözlenmiştir. İki çeşit ek aygıt vardır: bunlardan birisi, çok kutuplu wiggler (MPW)`dir. Wiggler (zigzaglayıcı) magnet içerisinde, herbir bükmede bir ışın konisi yayımlanır; bu sebeple yayımlanan ışın konileri birbirleriyle üstüste binerler. Dolayısıyla, ışınımın şiddeti magnet sayısıyla orantılıdır. Magnet sayısı artırıldıkça, üretilen ışınımın şiddeti de artar. Şekil 3.22. Çok kutuplu Wiggler magnet (Herbir dalga tepesinde, bir ışın demeti üretilir. Üretilen bu ışınlar, birbirini güçlendirirler ve yatay düzlemde gözlendikleri zaman uyumsuz (incoherent) geniş bir sinkrotron ışınımı demeti olarak görülürler.) İkinci tip ek aygıt, salındırıcı (undulator) olarak isimlendirilir. Daha hassas ışınım dalgalanması (titreşimi) oluşturmak için kullanılan ve fazla güçlü olmayan magnetlerdir. Bu magnetlerde, ışın konileri sadece üstüste biner ve birbirleriyle 36

3.MATERYAL VE METOD girişime uğrarlar; bu sebeple ışıınımın sadece belli dalgaboyları 10 5 kez güçlendirilir. Magnetlerin bileşenleri arasındaki aralık değiştirilerek elde edilen ışınımın dalgaboyu değiştirilebilir ve böylece ışınım özel dalgaboyu değerlerine ayarlanabilir. Şekil 3.23. Undulator magnet. (Kutuplar, elektron demetinin daha az sapmasını sağlarlar ve böylece sadece dar bir aralıkta 10 5 kez artırılmış belli frekanslara sahip sinkrotron ışınım demeti üretilir.) Günümüzde kullanılan üçüncü jenerasyon sinkrotron dizaynlarında, ek aygıtlar ile üretilen ışınımın şiddetinin iyileştirilmesi amaçlanır. Özellikle ek aygıtların yerleştirildiği düz bölmelerin pozisyonu ve boyutları üzerinde yoğun bir şekilde çalışılmaktadır. Sinkrotron halkasının elemanları optik sistem ve monokromatör (tek renklendirici) yardımıyla deney istasyonlarına bağlanır. Hem depolama halkası hem de deney düzeneklerinin yüksek vakum altında tutulması ve iki bölümün de 10-10 torr mertebesinde olması gerekmektedir. Bu nedenle deney istasyonlarında, vakumun bu değerde tutulması çok büyük önem taşımaktadır. Yapılacak deneyler bu durumu göz önünde tutularak planlanmaktadır. 37

3.MATERYAL VE METOD Sinkrotron ışınımı kendine has birtakım özelliklere sahiptir. Bu özellikler: Kaliteli parlaklık: Sinkrotron ışınımı son derece şiddetlidir (Klasik x-ışını tüplerinin 10 5 katı kadar şiddetlidir). Geniş enerji spektrumu: Sinkrotron ışınımı kızılötesinden yüksek enerjili x- ışınları (hard x-ray) bölgesine kadar geniş bir enerji aralığında yayımlanır. Ayarlanabilirlik: Seçilmiş herhangi bir dalgaboyunda şiddetli ışın elde etmek mümkündür. Yüksek derecede polarize: Sinkrotron lineer, dairesel ve eliptik olabilen yüksek derecede polarize ışın oluşturabilir. Çok kısa süreli pulslarda yayınım: Yayımlanan pulslar, tipik olarak bir nanosaniyeden (1 saniyenin milyarda biri) daha kısa sürelidir (Zamançözümlü deneysel çalışmalara olanak sağlar). Sinkrotron ışınımının kendine has belirgin özellikleri, materyallerin her çeşit yapısını yüksek derecede uzay, zaman ve enerji çözümlemesi ile incelemeye olanak tanımaktadır. Bu durum materyallerin yapısını belirlemeye, yeni tipte materyal geliştirmeye, değişen fiziksel ve kimyasal ortama göre materyalin her çeşit davranışında meydana gelecek değişiklikleri anlayabilmemizi sağlamaktadır. Sinkrotron ışınımı kullanılarak yapılan çalışmalardan bazılarının ana başlıkları (Y.Ufuktepe, 2007); Moleküllerin yapısı ve iç atomik bağ uzunluklarının incelenmesi ile ilgili çalışmalar. Protein ve diğer makromoleküllerin yapısını belirleme ile ilgili çalışmalar. (Yeni ilaç yapımına olanak sağlamaktadır.) Çeşitli tipteki materyallerin, yüksek basınç ve sıcaklık ile ilgili olan çalışmaları. Buz kristallerinin içinde geçici olarak meydana gelen yapısal değişim (buzullar ile ilgili sonuçlara benzetilmektedir). 38

3.MATERYAL VE METOD Değişik fiziksel ve kimyasal uyarım ile moleküllerin yapısında meydana gelen değişmeler. Tıptaki Anjiografi ile konulan teşhisler için yeni teknikler geliştirme ve endüstri ile tıp radyografisi için yüksek çözümlemeye sahip bilgisayar destekli tomografi geliştirme çalışmaları. Manyetik maddelerin ve nano boyutlu materyallerin özelliklerinin incelenmesi ile ilgili çalışmalar. İnce film çalışmaları, yüzeyde atomik büyümeye bağlı olarak oluşan değişimler. Endüstriyel uygulamalar; bilgisayarlar için tümleşik (entegre) devre üretimi ve kimyasal buharlaşma ile yeni tekniklerde üretim çalışmaları. (x-ışını litografisi) X-ışını görüntülemesi, x-ışını kırınımı, x-ışını saçılması temelindeki deneyler. Arkeolojik mikroanaliz teknikleri. 3.4. Kobalt Metalinin Özellikleri Atom Numarası: 27 Sembol: Co Atomik Ağırlık: 58.9332 Keşfi: George Brandt, 1735 (yaklaşık olarak), İsveç Elektron Düzeni: [Ar] 4s 2 3d 7 İzotopları: Kobaltın 26 tane izotopu olduğu bilinmektedir. Kobalt-59, doğal olarak oluşur ve kararlı bir yapıya sahiptir. Kobalt-48, Kobalt-49 ve Kobalt-51 izotopları radyoaktif olmamasına rağmen sentezlenerek oluşturulan izotopları radyoaktiftir. 39

3.MATERYAL VE METOD Özellikleri: Kobalt`ın erime noktası 1495 C, kaynama noktası 2870 C, özağırlığı 8.9 g/cm 3 (20 C` de) ve değerlik sayısı 2 veya 3`tür. Sert ve kırılgan bir metaldir. Görünüş olarak demir (Fe) veya nikele (Ni) benzemektedir. Kobaltın manyetik geçirgenliği demirin yaklaşik olarak 2/3 katıdır. Geniş bir sıcaklık aralığında iki allotropun karışımı olarak bulunur. b- formu, 400 C`nin altındaki sıcaklık değerlerinde baskınken, yüksek sıcaklıklarda ise a-formu baskındır. Kullanım Alanları: Kobalt ile bircok kullanışlı alaşım elde edilebilir. Özellikle demir, nikel ve diğer metallerle birlikte mükemmel manyetik dayanıklılığa sahip olan ve Alnico olarak bilinen alaşımı yapılabilir. Kobalt, krom ve tungsten ile birlikte alaşım haline getirilip Stellit olarak bilinen bir biçime dönüştürülerek yüksek sıcaklıklarda yüksek hızlı kesme takımı ve zımba olarak kullanılabilir. Kobalt, magnet çeliklerde ve paslanmaz çeliklerde kullanılır. Sertlik ve oksitlenmeye karşı direncinden dolayı elektroliz yoluyla kaplamada kullanılır. Kobalt tuzları cam, çanak, çömlek, emaye, çini ve porselenlere parlak kalıcı mavi renk vermek amacıyla kullanılır. Ayrıca, kobalt klörür çözeltisi görünmez mürekkep yapımında kullanılır. Kobaltın diğer bir kullanım alanı da bazı hayvanların beslenmesinde temel bir maddedir. Kobalt-60 önemli bir gama kaynağı olup kopyalama cihazı ve radyoterapide kullanılır. Element Sınıflaması: Geçiş Metali Yoğunluk (g/cm 3 ): 8.9 Erime Noktası (K): 1768 Kaynama Noktası (K): 3143 Görünüm: Sert, parlak mavimsi-gri metal Atomik Yarıçap (pm): 125 40

3.MATERYAL VE METOD Atomik Hacim (cm 3 /mol): 6.7 Kovalent Yarıçap (pm): 116 İyonik Yarıçap: 63 (+3e) 72 (+2e) Özısı (J/g mol, 20 C): 0.456 Ergime Isısı (kj/mol): 15.48 Buharlaşma Isısı (kj/mol): 389.1 Debye Sıcaklığı (K): 385.00 İyonizasyon Enerjisi (kj/mol): 758.1 Oksidasyon Durumları: 3, 2, 0, -1 Örgü Yapısı: Altıgen Sıkı-Paket Yapı Örgü Sabiti (Å): 2.510 Şekil 3.24. Altıgen sıkı-paket yapısı. 41

4. BULGULAR VE TARTIŞMA 4. BULGULAR VE TARTIŞMA 4.1. Deneysel Düzenek Deneysel veriler Amerika Birleşik Devletlerinin Kaliforniya eyaletinde bulunan Stanford Üniversitesi nin Sinkrotron Işınım Merkezi nde (Stanford Syncrotron Radiation Laboratory-SSRL) alınmıştır. Co filmleri 100 nm kalınlıklı X-ışınlarını %90 oranında geçirebilen SiN üzerine elektron buharlaştırma yöntemi ile büyütülmüştür. SiN ince filmleri (1 1 cm lik) silikon katmanı (wafer) üzerine büyütülmüş daha sonra (1 1 mm lik) boyutlarındaki Si özel yöntemlerle yok edilip SiN ile kaplı bir pencere açılmıştır. Alt tabaka üzerinde büyütülen Co ince filmlerinin kalınlığı 0.4 nm den 30 nm ye kadardır. Şekil 4.1 de alt tabaka yapısı ve üzerinde depolanan Co ın bir kesit görüntüsü verilmiştir. (a) 42

4. BULGULAR VE TARTIŞMA (b) Şekil 4.1. (a) X-ışınının Co ince filminden geçmesi (b) Co ince filminin üstten görünümü Co ince filmleri vakum ortamında oluşturulmuştur. Filmlerin oluşturulması sırasında, buharlaştırma boyunca ortam basıncı 10 10 torr ve daha aşağısında tutulmuştur. Basıncın düşük seviyede tutulmasının sebebi Co filmlerinin saf olması içindir. Aksi halde; vakum içindeki moleküller (H 2 O gibi) örneği kirletir, yani saf olmasını engeller. Bu nedenle vakum ortamı iyi ayarlanmalıdır. Tutucu üzerine monte edilmiş bir örnek, analiz odası ve film hazırlanma odası arasında transfer edilebilmektedir. Bu işlem vakum bozulmadan gerçekleştirilir. Soft x-ışını na hassas bir fotodiyod, örnek arkasına yerleştirilmiştir. Böylece numuneden geçen ışık algılanabilmektedir. Film kalınlığı kullanılan bir Kuartz kristal ince film monitörü (Quartz Crystal Thin Film Monitor) ile kontrol edilmektedir. Kalınlık aynı zamanda teorik olarak foton soğurma pik yüksekliğinin ölçülmesi ile de hesaplanır. TEY verileri örnekteki akım şiddetinin doğrudan ölçülmesi ile elde edilir. 43

4. BULGULAR VE TARTIŞMA 4.1.1 İnce Film Hazırlanması Film tabakalarını oluşturmak için elektron demeti ile buharlaştırma (e-beam evaporation) yöntemi kullanıldı. Co üzerine hızlandırılmış elektron demeti gönderilerek (bir Tungsten Flama dan) Co buharlaşıncaya kadar ısıtılır. Bu arada Co ın bulunduğu ortam soğutulur. Böylece oda çeperlerinin ısınarak gaz çıkarması ve vakumu bozması önlenir. Bu da oluşturulan kobalt ince filmlerinin kirlenmesini önler. Buharlaşan Co atomları önünde bulunan ince film monitörünün kuartz kristali üzerinde depolanır. Bir süre beklenerek buharlaşma oranının sabitleşmesi sağlanır. Örneğin 10 dakika da 10 Å kalınlığa eşit olacak şekilde kararlı Co buharlaşma oranı uygun elektrik akımı ile sağlanır. Daha sonra ince film monitörü geri çekilir ve aynı konuma, üzerine film hazırlanacak alt tabaka konulur. Buharlaşma oranına göre istenilen kalınlıkta film, alt tabaka üzerinde oluşturulur. Bundan sonra hazırlanan ince film; özel bir transfer mekanizması ile hazırlanma odasından analiz odasına transfer edilir. 4.1.2. Elektron Demeti İle Buharlaştırma Yöntemi (Electron Beam Evaporation) Isısal tekniklerle metallerin buharlaştırılması oldukça zordur. Bu nedenle ısı kontrolü daha kolay sağlanabilen elektron demeti buharlaştırma tekniği kullanılır. Kaynak; materyal üzerine hedeflendirilen bir elektron demeti enerjisini materyale aktararak sıcaklığında artışa neden olur. Bunun sonucunda sıcaklık artışı olan materyalden atomlar sökülür. Bir üst limiti olmayan sıcaklık; kullanılan bu elektron demetiyle sağlanır. Elektron buharlaştırma yönteminde Şekil 4.2 de gösterilen mini elektron demeti buharlaştırıcıları kullanılmaktadır. 44

4. BULGULAR VE TARTIŞMA Şekil 4.2. Mini elektron demeti buharlaştırıcı ve kontrol mekanizması Mini elektron demeti buharlaştırıcıları yüzey bilimi veya ince film yapımında düşük elektron akısından (e-flux) buharlaşma oranının maksimum kontrolünü sağlamak için kullanılır. Böylece mini elektron demeti buharlaştırıcılarının yapımında maksimum buharlaştırma amaçlanmıştır. Mini elektron demeti buharlaştırıcılarında elektron akısı herhangi bir materyalde yaklaşık olarak 400 0 K ile 3100 0 K aralığında sıcaklık artışına neden olabilmektedir. 45

4. BULGULAR VE TARTIŞMA Şekil 4.3. Elektron demeti buharlaştırma yöntemi (e-beam Evaporation) Şekil 4.3 de elektriksel potansiyel yardımıyla ısıtılan bir Tungsten filament den elektronların ısısal yayınımı vardır. Manyetik alan elektron demetinin materyale tam olarak odaklanmasını sağlamaktadır. 4.1.3. Kuartz Kristal İnce Film Monitörü (Quartz Crystal Thin Film Monitor) İnce film kalınlığı, kullanılan bir Kuartz kristal ince film monitörü tarafından kontrol edilmektedir. Elektron demeti ile buharlaştırılan materyalin atomları kuartz kristal üzerine depolanarak belli bir zaman içinde kalınlığın sabitlenmesi sağlanmaktadır. Kuartz monitör belirli depolama oranlarını belirler. Kuartz kristalleri belli bir frekansta salınım yapar. Kuartz kristalleri üzerine bir materyal depolandığında kristal üzerine kütle eklenmesinden dolayı rezonans frekansı değişir. Buharlaştırılmış materyal farklı atomik kütleye sahiptir ve böylece kuartz kristali monitörünün depolama oranı materyale bağımlı olur. Yeterli materyal kuartz üzerine depo edildiği zaman rezonans frekansı değişir ve frekans değişimine 46

4. BULGULAR VE TARTIŞMA bağlı olarak kalınlık ayarı yapılır. Tipik bir ince film monitörü kontrol cihazı Şekil 4.4 de gösterilmiştir. Şekil 4.4. Kuartz kristal ince film monitörü 4.2. Kobalt İnce Filmlerinin X-ışını Soğurma Spektroskopisi İle İncelenmesi EXAFS kimyasal hassalığından dolayı ince film materyallerinin analizi için çok güçlü deneysel bir tekniktir. Bir materyalin atomik yapısı hakkında bilgi elde etmemizi sağlar. Yumuşak x-ışını enerji bölgesi (yaklaşık olarak 50-1500 ev) soğurma spektrumunda, genellikle geçirme özellikleri yerine ikincil elektron kazanç tepkileri kayıt edilir. Bu enerji aralığında çoğu materyaller için x-ışını nüfuz etme uzaklığı ( λ x) bir mikrondan daha küçüktür. Bilindiği gibi x-ışını nüfuz etme uzaklığı, soğurma katsayısının ( µ ) tersine eşittir ( λ x =1/ µ ). Yumuşak x-ışını enerji aralığında fluoresans oluşumu çok düşük olasılıkla gerçekleşir (yaklaşık %0.8). Bu nedenle, bu enerji aralığında TEY ölçümü daha yaygın bir şekilde yapılmaktadır. Materyal üzerine gönderilen fotonlar, soğurulduktan sonra elektronların kopmasına neden olur. Böylece elektron kazanç işaretleri doğrudan soğurma katsayısının ile orantılı olur. 47

4. BULGULAR VE TARTIŞMA Burada; TEY işaretleri T.Thole (T.Thole, 1985) tarafından aşağıdaki gibi verilir. Ι α (θ,e) = C λ e λ + λ e x cosθ (1-e t ( 1/ λe + 1/( λx cos( θ )) ) (4.1) λ x =1/ µ x dalgadaki azalma uzunluğu, λ e elektron kaçış derinliği, θ ışığın materyal üzerine gelme açısı, t film kalınlığıdır. C materyal bağımlı deneysel bir sabittir. λx cosθ Ι α (θ,e) >> λ e olduğu zaman yukarıdaki eşitlik; λe (1-e λ cosθ x t / d halini alır. Dolayısıyla işaret kazancı olan ) µ (E) (4.2) Ι α(θ,e) soğurma katsayısı ile doğru orantılı olur. Eşitlik 4.1 den verilmiş bir foton enerjisi için ince film durumunda kalınlığa bağlı olarak toplam elektron kazancını veren TEY şiddeti aşağıdaki gibidir. Ι (t) Ι (1-e t / d ) (4.3) Ι hacimsel materyal için ölçülmüş maksimum elektron kazancıdır. Bölüm 4.1 de deneysel düzenek ve veri toplanması ile ilgili ayrıntılar verilmişti. Burada elde edilen verilerden bir tanesi örnek olarak Tablo 4.1 de verilmiştir. İlk üç sütunda toplanan veriler temel ölçümleri göstermektedir. Diğer üç sütun ise temel ölçümlerden türetilmiştir. 48

4. BULGULAR VE TARTIŞMA Tablo 4.1. Kobalt ince filmlerinden alınmış olan bir örnek veri grubu Enerji (ev) I 0 Sc ScI 0 SiNScI 0 TEY 408 21789 31624 1,00137 0,63208 1,16619 418 23547 34037 0,99549 0,62234 1,19269 428 25199 34364 0,9137 0,61259 1,09612 438 26794 36538 0,91366 0,60285 1,13204 448 28506 37893 0,8793 0,5931 1,11126 458 30001 38216 0,82382 0,58336 1,0536 468 31593 41129 0,85184 0,57362 1,13953 478 33133 42636 0,83681 0,56387 1,1521 488 34456 42009 0,76921 0,55413 1,07022 498 35545 42071 0,7336 0,54438 1,04419 508 35759 41524 0,71122 0,53464 1,04196 518 36054 40730 0,67969 0,525 1,02178 528 37278 40630 0,63992 0,52461 0,9476 538 39631 40772 0,57879 0,54331 0,76355 548 42876 40929 0,50459 0,50036 0,77782 558 44159 40848 0,47502 0,50528 0,70071 568 45446 40109 0,43256 0,49125 0,66659 578 46741 39211 0,3889 0,48181 0,61115 588 47696 38184 0,35057 0,47626 0,55094 598,001 48517 36893 0,31041 0,47059 0,48588 603 48766 36364 0,29568 0,4677 0,46436 608 49043 35818 0,28034 0,46409 0,4437 613 49523 35333 0,26347 0,46463 0,40555 618 50377 35015 0,24506 0,4606 0,37903 623 51074 34609 0,22762 0,45725 0,35195 628,001 51593 34050 0,20997 0,45438 0,32246 Tabloda ilk sütunda verilen enerji ev cinsinden sinkrotron ışınımından elde edilen foton enerjisidir. Görüldüğü gibi bu enerji çok küçük adımlarla değişmektedir. Böylece Co ince filmleri tüm enerji aralıklarında ayrıntılı biçimde taranır. Bunu geleneksel yöntemlerle elde edilen x-ışınları ile gerçekleştirmek mümkün değildir. İkinci sütun örnek üzerine gelen x-ışını şiddetini ( Ι 0 ) göstermektedir. Bu şiddet ışığın materyale gelmeden önce altın bir kafesten geçirilmesi ve bu altın kafesin bir mikroampermetreye bağlanması ile ölçülmüştür. Üçüncü sütun örnekten geçen x-ışını şiddetini (Sc) göstermektedir. Bu şiddeti ölçmek için örnek arkasına bir foto diyot, onun arkasına şiddet çoğaltıcı ve sinyal değiştirici konularak ölçülmüştür. 49

4. BULGULAR VE TARTIŞMA Dördüncü sütun örnekten geçen x-ışını şiddetinin (Sc) normalize edilmiş halidir. Burada normalize etmemizin sebebi; örnek üzerine gelen x-ışınının şiddeti her zaman aynı olmayabilir. Halka içerisinde sürekli dönme esnasında bir kısım enerji kaybı durumu söz konusu olabilir. Bu sebeple, gelen ışığın şiddetindeki değişimin etkisini yok etmemiz gerekir. Burada Sc verilerini normalize etmek için Ι 0 a bölünür. Böylece Sc Ι 0 sütunu verilerinde gelen ışıktaki şiddet değişiminden oluşacak etki yok edilmiş olur. Beşinci sütun SiN alt tabakasından geçen x-ışını şiddetinin normalize edilmiş değerleri bulunmaktadır. Burada da yine SiN üzerine gelen x-ışını şiddetindeki değişimden oluşacak etkiyi yok etmemiz gerekir. SiN verilerini normalize etmek için; SiN örneğinden geçen ışığın şiddeti, gelen ışığın şiddetine bölünür ve gelen ışığın şiddetindeki değişimin etkisi yok edilmiş olur. Bu veriler SiN alt tabasına Co depo edilmeden önce alınan verilerdir. Altıncı sütunda TEY verileri bulunmaktadır. Burada Sc Ι 0 verilerini normalize etmek için SiNSc Ι 0 a bölünür ve SiN etkisi yok edilmiş olur. Böylece bu sütundaki veriler saf Co için TEY verileri olarak ölçülmüş olur. Şekil 4.5 de 0.4, 0.8, 1.2, 1.6, 2.0, 2.7, 3.2, 4.0,5.0, 6.0, 8.0, 10.0, 12.5, 15.0, 20.0 ve 30.0 nm kalınlıklarındaki Co ince filmleri için L 2,3 civarındaki TEY spektrumunu göstermektedir. Burada yatay eksen ev cinsinden sinkrotron ışınımı foton enerjisi, düşey eksen keyfi birim olarak şiddeti göstermektedir. 50

4. BULGULAR VE TARTIŞMA Şekil 4.5. Kobaltın L 2,3 uçları için TEY spektrumu Şekil 4.5 de; L 3 kenarı 778 ev değerinde ve L 2 kenarı 793 ev değerinde rezonanstadır. Bu rezonans değerlerinde maksimum yükseklikleri ölçülerek L 3 ve L 2 kenarları için kalınlığa bağlı şiddet grafiği çizilmiştir. Her bir spektrumun kazanç işaretleri L 3 başlangıç kenarının 760 ev enerjide sıfıra normalize edilmiştir. Bunun nedeni L 3 maksimum şiddet yüksekliğini doğru biçimde belirlemektir. 760 ev L 3 kenarının maksimum şiddet başlangıcından yeterince uzaktadır. Kalınlığın artması ile maksimum yükseklikleri de yani şiddet değerleri de artmıştır. Bu sürekli artış beklendiği gibidir. TEY ölçümleri; çekirdek seviyesindeki boşluğun çökmesinin bir sonucu olarak yüzeyden kopan elektronların toplanması ve örnek içinde meydana gelen akım şiddetinin ölçülmesiyle hesaplanır. Örnek kalınlığının artmasıyla çekirdek seviyesindeki boşluk sayısı artar ve bu boşlukların dolması sonucunda daha fazla elektron yüzeyden kopar. Kalınlığın belirli bir değerinden sonra maksimum 51

4. BULGULAR VE TARTIŞMA yükseklikleri sabit kalır. Bunun sebebi doyum etkilerinin meydana gelmesidir. Doyum etkisi; Bölüm 2.5 de ayrıntılı olarak verilmiştir. Doyum etkisi; x-ışını nüfuz etme derinliğinin ( λxcosθ ) elektronun kaçış derinliğinden ( λ e) çok büyük olması durumunda meydana gelir. Yani doyum etkisi λx cosθ >> λ e durumunda meydana gelir. Filmin kalınlığının arttırılmasıyla kazanç işaretleri sürekli olarak artış göstermez. Belirli bir kalınlıktan sonra kazanç işaretleri sabit kalır. Fe, Co, Ni gibi 3d geçiş metalleri için boşluklar 2p seviyesinde oluşturulur. Tablo 3.3 de görüldüğü gibi 2p seviyesinin yörünge kuantum sayısı l =1 dir. 2p seviyesinde oluşturulan boşluklar sonucunda TEY spektrumunda 2 maksimum gözlenir. Bu maksimumlar L 3 ( 2p3/2 ) ve L 2 ( 2p1/2 ) dir. Şekilde görüldüğü gibi L 3 piki daha düşük enerjide daha fazla bir şiddete sahiptir. Bunun sebebi L 3 kenarının gelen ışınla daha önce etkileşmesidir yani gelen foton ilk olarak L 3 kenarını uyarır. L 3 kenarı L 2 kenarına göre daha dıştadır. L 2 kenarının uyarılabilmesi için daha fazla enerjiye ihtiyaç vardır. Yapılan deneysel hesaplamalar sonucunda L 3 kenarının 779 ev luk enerjide, L 2 kenarının ise 793 ev luk enerjide maksimum verdikleri bulunmuştur. Bulunan sonuçlar daha önce yapılan çalışmalarla uyum göstermektedir. 52

4. BULGULAR VE TARTIŞMA Şekil 4.6. L 3 ucunun kalınlığa karşı şiddet grafiği Şekil 4.6; L 3 ucunun kalınlığa karşı şiddet grafiğini göstermektedir. Burada kare noktalar her kalınlıkta ölçülen şiddeti göstermektedir. Siyah renkli eğri ise bu noktalardan geçen eğridir. Deneysel verilerden geçen en uygun eğriyi elde etmek için y=a.(1-e x/ t ) bağıntısı kullanıldı. Bu bağıntı (4.3) eşitliği ile kıyaslanırsa; A:sabit, t: elektron kaçış derinliği (escape depth, λ e ), x: kalınlığa karşılık geldiği görülür. Sonuç olarak L 3 pikinin kalınlığa karşı şiddet grafiğinden (Şekil 4.6), deneysel noktalardan geçirilen bir eğri yardımıyla elektron kaçış derinliği bulundu. λ e(l 3 ) = 2.68 nm 53

4. BULGULAR VE TARTIŞMA Şekil 4.7. L 2 ucunun kalınlığa bağlı şiddet grafiği Şekil 4.7; L 2 ucunun kalınlığa bağlı şiddet grafiğini göstermektedir. Buradaki kare noktalar her kalınlıktaki şiddeti göstermektedir. Buradaki hesaplamalar L 3 ucunda yapılan hesaplamalarla aynı şekilde yapılmıştır. Sonuç olarak L 2 pikinin kalınlığa karşı şiddet grafiğinden (Şekil 4.7), deneysel noktalardan geçirilen bir eğri yardımıyla elektron kaçış derinliği λ e (L 2 ) = 2.80 nm bulundu. gösterilmiştir. Elde edilen elektron kaçış derinlikleri Şekil 4.4 de aynı skalada birlikte 54

4. BULGULAR VE TARTIŞMA Şekil 4.8. L 3 ve L 2 ucu piklerinin kalınlığa karşı şiddet grafiklerinin aynı skalada gösterimi. T.Thole (T.Thole ve ark, 1999) tarafından verilmiş olan eşitlik (4.1) yardımıyla kalınlığa bağlı olarak şiddet grafiğinden faydalanarak L 2,3 ucu için elektron kaçış derinlikleri bulundu. 55

SONUÇLAR VE ÖNERİLER 5. SONUÇLAR VE ÖNERİLER Sonuç olarak 0.4 nm ile 30 nm arasındaki saf Co ince filmlerinin L 2,3 çalışmalarını TEY tekniği ile incelendi. TEY sinyallerini tanımlamak için T.Thole modeli kullanıldı ve kaydedilen TEY verilerinden faydalanarak kaçış derinliği λ e yi 2.7±0.1 nm olarak belirlendi. Bulmuş olduğumuz bu sonuç daha önce yapılmış olan Nakajima ( λ e= 2.5 nm) (R.Nakajima ve ark, 1999) nın çalışmaları ile uygunluk göstermesine rağmen T.J.Regan ( λ e=2.2 nm) (T.J.Regan ve ark, 2001) ve Dunn ( λ e =1.7 nm) (Dunn ve ark, 1995) nın çalışmaları ile uygunluk göstermemiştir. X-ışını soğurma spektroskopisinde ortaya çıkan XANES ve EXAFS bölgesinin incelenmesi ile maddelerin yapısı hakkında ayrıntılı bilgiler alınabilir. Böylece manyetik materyaller ile ilgili daha detaylı çalışmalar yapılabilir. Manyetik materyaller üzerine bilgi kayıt edilebilmekte ve bu nedenle hafıza elemanı olarak teknolojide kullanılmaktadır. Bilgisayar teknolojisi, ses ve görüntü temeline dayanan teknolojideki hızlı gelişme, uygun materyallerin araştırılıp yeni tipte materyal üretilmesi ile mümkündür. 3d geçiş metali grubundan olan ferromanyetik demir, nikel, kobalt gibi metaller üzerinde yapılan çalışmalar sonucu yeni manyetik alaşımlar elde edilerek çok yüksek çekim kuvvetine sahip sürekli magnetler yapılabilmektedir (M.Özcömert, 2005). 56

KAYNAKLAR BAZİN, D., KOVACS, I., GUCZİ, L., PARENT, P., LAFFON, C., De GROOT, F., DUCREUX, O., LYNCH, J., 1999. Genesis of Co/SiO 2 Catalysts: XAS Study at the Cobalt L 3, 2 Absorption Edges. Journal of Catalysis, 189:456-462. DİPLAS, S., WATTS, J.F., MORTON, S.A., BEAMSON, G., TSAKİROPOULOS, P., CLARK, D.T., CASTLE, J.E., 2000. Electron Spectroscopy with Cr K Photons: High Energy XPS and X-AES. Journal of Electron Spectrscopy and RElated Phenomena, 113:153-166. GOTA, S., GAUTİER-SOYER, M., SACCHİ, M., 2000. Fe 2p Absorption in Magnetic Oxides: Quantifying Angular-Dependent Saturation Effects. Physical Review B, 62:4187-4190. NAFTEL, S.J., 1999. Interactions of Transition Metals with Silicon (100): The Ni-Si, Co-Si and Au/Si(100) Systems. Submitted in Partial Fulfilment of Requirements for the Degree of Doctor of Philosophy. NAKAJİMA, R., STÖHR, J., IDZERDA, Y.U., 1998. Electron-Yield Saturation Effects in L-edge X-ray Magnetic Circular Dichroism Spectra of Fe, Co and Ni. Physical Review B, 59:6421-6429. ÖZCÖMERT, M., 2005. İleri Malzeme Teknolojileri. SRİVASTAVA, P., LEMKE, L., WENDE, H., CHAUVİSTRE, R., HAACK, N., BABERSCHKE, K., HUNTER-DUNN, J., ARVANİTİS, D., MARTENSSON, N., ANKUDİNOV, A., REHR, J.J., 1998. Magnetic Extended X-ray Absorptions Fine Structure at the L 3, 2 edges of Fe and Co on Cu(001). Journal of Applied Physics, 83:7025-7027 STÖHR, J., 1992. NEXAFS Spectroscopy. Springer Series in Surface Sciences, 25. THOLE, B.T., VAN DER LAAN, G., FUGGLE, J.C., SAWATZKY, G.A., KARNATAK, R.C., ESTEVA, J.M., 1985. 3d X-ray Absorption Lines and the 3 5118. 9 n+ 1 d 4 f Multiplets of the Lanthanides. Physical Review B, 32:5107- β 57

UFUKTEPE,Y., AKGÜL, G., LÜNİNG,J., 2005. X-ray Photoabsorption and Total Electron Yield of Fe thin films at the L 3, 2 edge. Journal of Alloys and Compounds, 401:193-196. WAROT-FONROSE, B., TRAVERSE, A., CALMELS, L., SERİN, V., SNOECK, E., 2006. Structural and Magnetic Studies of Co Thin Films. Micron, 37:478-485. 58

ÖZGEÇMİŞ 1980 yılında Şanlıurfa nın Birecik ilçesinde doğdum. İlk, Orta ve Lise eğitimimi burada tamamladıktan sonra 1998 yılında Mersin Üniversitesi Fizik bölümünü kazandım. Lisans eğitimimi tamamladıktan sonra, 2004 yılında Çukurova Üniversitesi nde yüksek lisans eğitimime başladım ve halen devam etmekteyim. 59