改进分析型嵌入原子法在W(100)表面声子谱中的应用

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2.基本理论和模型

2.1.表面晶格动力学理论

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2.1.表面晶格动力学理论

在金属钨(W)晶体结构中抽取N层(100)取向的原子薄板, 以薄板晶面作为二维原子平面, 如图1(a)所示. 图中实心圆表示第1层原子, 空心圆表示第2层原子, 分别选取[001]、[010]和[100]方向作为W(100)表面结构的x、y和z方向. 在选定的x-y二维坐标系中, ${\overset{\lower0.5 em\hbox{$\smash{\scriptscriptstyle\rightharpoonup}$}} {a} _1}$

和${\overset{\lower0.5 em\hbox{$\smash{\scriptscriptstyle\rightharpoonup}$}} {a} _2}$

是二维正格基矢. 图1(b)是相应的二维倒格点阵, 其中${\bar b_1}$

和${\bar b_2}$

是二维倒格基矢, 细实线表示W(100)表面的第一布里渊区, 粗实线表示布里渊区的最小重复单元. 以$\frac{{\text{π}}}{a}$

为单位(a为晶格常数), 则二维布里渊区中对称点$\bar \varGamma $

、$\bar L$

和$\bar M$

的倒格坐标依次为$\left( {0, 0} \right)$

、$\left( {1, 0} \right)$

和$\left( {1, 1} \right)$

. $\bar \varGamma \bar L$

、$\bar L\bar M$

和$\bar \varGamma \bar M$

表示对称方向(波传播方向或波矢方向), 对应的群论符号依次为$\bar \varDelta $

、$\bar \varLambda $

和$\bar \varSigma $

图 1 W(100)表面结构　(a)正格点阵; (b)倒格点阵
Figure1. Surface structure of W (100): (a) Crystal lattice; (b) reciprocal lattice.

在简谐近似下, 薄板中第l原子层(l = 1, 2, 3, $ \cdots, N$

)的运动方程表示为^[17]

$M\left( l \right)\frac{{{\partial ^2}{u_\alpha }\left( l \right)}}{{\partial {t^2}}} = - \sum\limits_{\mathop {l'}\limits^ \rightharpoonup k'\beta } {{\varPhi _{\alpha \beta }}\left( {kl,k'l'} \right){u_\beta }\left( {l'} \right)}, $

式中: $M\left( l \right)$

为第l原子层中原子的质量; ${u_\alpha }\left( l \right)$

为第l原子层沿$\alpha $

方向的瞬时位移; ${\varPhi _{\alpha \beta }}\left( {kl, k'l'} \right)$

是第l原子层和第$l'$

原子层间的力常数, 它的物理意义为当第$l'$

原子层中第$k'$

个原子在$\beta $

方向上移动单位距离时, 第l原子层中第k个原子在$\alpha $

方向上所受的力, 其表达式为

${\varPhi _{\alpha \beta }}\left( {kl,k'l'} \right) = \frac{{{\partial ^2}{E_t}}}{{\partial {R_\alpha }\left( {kl} \right)\partial {R_\beta }\left( {k'l'} \right)}}$

在薄板体系中, 设定平行于表面的平移满足周期性边界条件, 因而薄板体系对二维波矢的平移保持不变, 则原子层的位移具有布洛赫函数形式^[17]

${u_\alpha }\left( l \right) = {\left[ {\bar NM\left( l \right)} \right]^{ - {1 / 2}}}{Q_0}{{{\xi }}_\alpha }\left( l \right)\exp \left[ {{\rm{i}}\bar q \cdot {{\bar r}_0}\left( l \right) - \omega t} \right], $

其中, $\bar N$

是薄板晶体中的原子数, ${{{\xi }}_\alpha }\left( l \right)$

是第l原子层振动的单位矢量(称为极化矢量或偏振矢量), ${Q_0}$

是原子层的振幅, $\bar q$

是二维波矢. 把(3)式代入(1)式得

$\sum\limits_{l'\beta } {{D_{\alpha \beta }}\left( {ll',\bar q} \right)} \,{\xi _\beta }\left( {l',\bar qp} \right) = \omega _p^2\left( {\bar q} \right)\,{\xi _\alpha }\left( {l,\bar qp} \right), $

式中p表示对应的振动模, ${D_{\alpha \beta }}\left( {ll', \bar q} \right)$

是表面动力学矩阵, 其定义为^[18]

$\begin{split} &{D_{\alpha \beta }}\left( {ll',\bar q} \right)\\ =\; & \frac{1}{{M\left( l \right)}}\sum\limits_{k'\left( {l'} \right)} {{\varPhi _{\alpha \beta }}\left( {kl,k'l'} \right)} \exp \left[ { - {\rm{i}}\bar q \cdot \bar r\left( {kl,k'l'} \right)} \right]. \end{split}$

金属钨属于布拉菲晶格, 每一原胞含有一个原子, 则在(4)式中, 模式指标$p = 1, 2, \cdots, 3 N$

, 于是$\xi \left( {l, \bar qp} \right)$

具有$3 N$

个分量, 对于确定的$\bar q$

, 将有$3 N$

个振动模式. 显然, (4)式是$\xi \left( {l, \bar qp} \right)$

的3N个线性齐次方程, 因为晶格振动总是存在的, 故$\xi \left( {l, \bar qp} \right)$

有非零解得条件是

$\left| {{D_{\alpha \beta }}\left( {ll',\bar q} \right) - M\left( l \right){\omega ^2}\left( {\bar q} \right){\delta _{\alpha \beta }}{\delta _{ll'}}} \right| = 0. $

通过求解(6)式可获得表面振动频率随波矢的变化关系.
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2.2.改进分析型嵌入原子法模型

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2.2.改进分析型嵌入原子法模型

张邦维、欧阳义芳和胡望宇等^[19-21] 在嵌入原子法(EAM)的基础上增加了非球对称能量修正项, 构建了具有解析形式的原子间相互作用势模型, 即改进分析型嵌入原子法(modified analytic embedded atom method, MAEAM)多体势模型, 该模型已在原子层次材料设计方面得到广泛的应用^[22-24]. MAEAM的基本公式为^[19],

$\begin{split}{E_{\rm{t}}} ={}& \sum\limits_i F \left( {{\rho _i}} \right) + \frac{1}{2}\sum\limits_i {\sum\limits_{j \ne i} \phi } \left( {{r_{ij}}} \right) \\& + \sum\limits_i M \left( {{P_i}} \right),\end{split}$

${{\rho _i} = \sum\limits_{j \ne i} f \left( {{r_{ij}}} \right),}$

${P_i} = \sum\limits_{j \ne i} {{f^2}\left( {{r_{ij}}} \right)} , $

式中, ${E_{\rm{t}}}$

是体系的总能量, ${F\left( {{\rho _i}} \right)}$

是在系体中嵌入原子i的嵌入能, ${\rho _i}$

和${P_i}$

是其他原子分别在原子i位置处产生的球形电子密度和非球形电子密度, $f\left( {{r_{ij}}} \right)$

是原子j在原子i位置处产生的电子密度, ${r_{ij}}$

和$\phi \left( {{r_{ij}}} \right)$

分别是原子i和原子j之间的相互作用距离和相互作用能, $M\left( {{P_i}} \right)$

是修正能, 表示原子电子密度非球形对称分布所引起的系统总能量的变化. 嵌入函数$F\left( {{\rho _i}} \right)$

、相互作用势$\phi \left( {{r_{ij}}} \right)$

、修正项函数$M\left( {{P_i}} \right)$

和电子密度函数$f\left( {{r_{ij}}} \right)$

的解析表达式可参看文献[21,22].

3.结果和讨论

3.1.表面弛豫

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3.1.表面弛豫

根据能量最小原理, 用改进分析型嵌入原子势模型计算了W(100)表面多层对称弛豫, 结果发现, 原子层间变化呈现出振荡现象. 相对于完整晶格(层间距为1.5825 ?), 第1原子层和第2原子层之间处于膨胀状态, 膨胀比为${\varDelta _{12}}=3.08\%$

, 第2原子层和第3原子层之间的压缩比为${\varDelta _{23}}=-0.90\%$

, 而第3原子层和第4原子层之间也处于膨胀状态, 膨胀比为${\varDelta _{34}}=0.76\%$

. 对于W(100)表面弛豫的实验研究和理论研究较少, 我们没有找到可行的实验资料进行比较, 在理论计算方面, 我们仅发现Fasolino等^[25]曾利用有效两体势计算得到第1原子层和第2原子层之间的膨胀了0.01 ?, 这与我们的计算结果(0.048 ?)相差甚远. 由于我们考虑多体相互作用, 因此计算结果大于Fasolino等^[25]的计算值是合理的.
2

3.2.W(100)表面声子谱

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3.2.W(100)表面声子谱

选取61层(100)取向的W原子薄板, 应用MAEAM计算弛豫后W(100)表面的面间力常数^[26], 以此为输入参数, 建立了183 × 183维动力学矩阵. 在第一布里渊区最小重复单元的范围内, 分别模拟W(100)沿$\bar \varGamma \bar L$

, $\bar L\bar M$

和$\bar \varGamma \bar M$

对称方向的表面声子谱, 结果如图2所示. 图中, 纵坐标表示原子的振动频率, 横坐标表示二维约化波矢$\bar \zeta = [{\bar \zeta _x}{\kern 1 pt} {\kern 1 pt} {\bar \zeta _y}]$

. 约化波矢分量${\bar \zeta _\alpha } = {{{q_\alpha }} / {{q_{\alpha m}}}}$

, 其中${q_{\alpha m}}$

是对称方向上波矢在$\alpha $

分量上的最大值, 横向箭头表示波传播方向或约化波矢增大的方向.

图 2 W(100)表面声子谱
Figure2. Surface phonon spectrum of W(100)

当波矢确定时, W(100)原子薄板(61层)有183个振动频率, 对应183种振动模. 根据振动模的极化方式、色散支的分布以及振幅的穿透深度, 振动模可分为体振动模(简称体模)和表面振动模(简称表面模). 振动能量或振幅分布于整个薄板内且极化方式与周围模式一致的振动模称为体模^[18]. 当波矢一定时, 所有体模对应的频率形成一个频带, 称为体子模带. 随着波矢的增加或减小, 体子模带横向扩展形成体模带(图2中黑色阴影区域), 体模带以外的空白区域称为禁带, 被体模带包围的禁带称为带隙或带沟(如图2). 体模带是准连续的, 随着原子层数的增加, 体模逐渐增多, 准连续的体模带逐渐趋于连续. 与体模不同, 表面模局域在表面附近, 其振幅会随原子层数的增加而减弱. 具有以下任一特征的振动模均可判定为表面模^[12,17]: 1)从体模带的最下边缘或最上边缘剥离出来, 位于禁带中的振动模; 2)从带隙的边缘处分离出来, 位于带隙中的振动模; 3)位于体模带内, 但其极化方式与周围体模极化方式不同的振动模; 4)位于体模带内, 且极化方式与周围体模的极化方式相同, 但振幅会随原子层数的增加而衰减. 具有第4种特征的表面模因受到体模的扰动而杂化^[18], 其极化方式与体模没有区别, 这类表面模又称为混合模或伪表面模.
按照表面模的判定依据和Allen等^[18]的标记方法, 绘制了W(100)表面沿对称方向上的表面模分布, 如图3所示. 沿$\bar \varGamma \bar L$

方向存在7种表面模, 分别为S₁、S₂、S₃、S₄、S₆、S₇和MS₈表面模. S₁, S₂, S₃和S₄表面模从体模带的下边缘剥离出来, 位于体模带的下方. 其中S₁表面模和S₂表面模存在于整个$\bar \varGamma \bar L$

方向, 当${\bar \zeta _x} = 0.5$

时, S₁表面模色散支和S₂表面模色散支相互交叉, 频率简并为2.01 THz, 随着波矢的增大, S₁和S₂表面模色散支相互分离, 这种现象称为独立性实交叉(将在3.3节中详细说明). S₃表面模和S₄表面模分布于$\bar L$

点附近较小的波矢范围内, 随着波矢不断减小, S₃和S₄表面模分别在约化波矢等于0.84和0.93处进入体模带并同化为体模, 不再具有表面模的特征. 在$\bar L$

点附近狭小的波矢范围内存在S₇表面模, 它位于体模带的下方并紧挨着体模带的边缘(图3). 在W(100)表面的振动频谱中仅有一个带隙, 即S₁(100)带隙, 一部分S₁(100)带隙落在$\bar \varGamma \bar L$

方向上. S₆表面模分布在带隙内(即带隙模), 其对应的约化波矢范围为0.7—1.0. 当${\bar \zeta _x} < 0.7$

时, S₆表面模进入体模带后丧失了表面特性而演变成体模. $\bar L$

点附近, 靠近带隙下边缘的体模带中存在伪表面模MS₈, 其分布范围很小且完全淹没在体模带中(如图3).

图 3 W(100)表面模分布
Figure3. Surface mode distribution of W(100).

沿$\bar L\bar M$

方向, 观测到S₁、S₂、S₃、S₄、S₅、S₆、S₇和MS₈等8种表面模. 其中, S₁和S₂表面模色散支在${\bar \zeta _y} = 0.3$

附近相互靠近, 企图交叉, 但没有实际交叉, 即避免交叉现象^[27]. 在约化波矢${\bar \zeta _y} = 0.5$

附近, S₂表面模色散支和S₃表面模色散支相互交叉为一点(独立性实交叉). 随着波矢的增加, S₂表面模色散支和S₃表面模色散支相互分离, 当${\bar \zeta _y} > 0.7$

时, S₂表面模进入体模带并退化为体模, 而S₃表面膜色散支一直延续到$\bar M$

点. S₄表面模在${\bar \zeta _y} = 0.2$

处进入体模带而消失. 在${\bar \zeta _y} = 0.1$

附近, 临近带隙下边缘的体模带中观测到一个表面模, 这个表面模和$\bar \varGamma \bar L$

方向上的伪表面模MS₈具有相同的局域和极化方式, 因此把该表面模仍标记为MS₈. 带隙模S₆和S₅分别从带隙下边缘和上边缘剥离出来. 除了$\bar M$

点附近的狭小区域外, S₆表面模几乎出现在整个$\bar L\bar M$

方向上, S₅高频表面模出现在约化波矢等于0.6的附近.
沿$\bar F\bar M$

方向有3种表面模, 它们分别是S₁, S₃和MS₃表面模. S₁表面模完全位于体模带的下方, 与体模带边缘没有任何纠缠. S₃表面模在约化波矢等于0.6—0.9的范围内消失, 当约化波矢小于0.6时又恢复了表面模的特征, 但已衍变为伪表面模MS₃(见图3). 值得一提的是在MS₃周围还伴随有若干表面模(图3中没有标记), 这些表面模的表面特征不太明显, 我们把这种表面模式称之为伴随表面模.
实验中, Ernst等^[28]曾采用氦原子散射法测量了W(100)表面声子色散关系, 得到S₁表面模(瑞利模)沿$\bar \varGamma \bar L$

和$\bar \varGamma \bar M$

方向的部分测量值, 其结果连同现在的计算结果一并绘制在图4中. 图中实心圆点表示实验数据, 实线表示计算所得的表面模, 点线表示体模带边界. 从图4可以看出, 计算所得的S₁表面模与实验结果基本一致, 特别沿$\bar \Gamma \bar L$

方向约化波矢${\bar \zeta _x}= 0.04-0.38$

范围内以及沿$\bar \varGamma \bar M$

方向约化波矢${\bar \zeta _x}= 0.04-0.16$

范围内, 声子频率很好地再现了实验结果. 其他约化波矢范围内, 计算的声子频率整体上低于实验结果, 但相应的声子色散曲线与实验点线具有相似的形状. 计算结果和实验值的偏差可能是由于现在的计算值是在简谐近似下所得, 而且没有考虑表面电子态对动力学矩阵的贡献^[12], 而实验测量中并没有忽略这些效应.

图 4 S₁表面模的计算结果和实验值的比较
Figure4. Comparison of calculated S₁ surface mode and experimental value.

除了S₁表面模外, 没有可行的实验结果与计算值进行比较, 幸运的是, Joubert^[29]和Fasolino等^[25]曾分别采用紧束缚法(tight binding method, TBM)和有效哈密顿法(Effective Hamiltonian Approach, EHA)计算了W(100)表面的声子谱. 表1中列出由3种模型所得到的高对称点($\bar L$

和$\bar M$

)处表面模的振动频率. 从表中可以看出, MAEAM的计算结果普遍偏小, 最大偏差为0.58 THz (S₁表面模). 考虑到由MAEAM得到的膨胀比(${\varDelta _{12}}=3.08\%$

)大于EHA和TBM的计算值(EHA中${\varDelta _{12}}=0.67\%$

, TBM中未考虑表面弛豫), 而膨胀比越大, 面间力常数越小^[27], 会导致振动频率变小, 因此MAEAM计算的结果更加合理.

Method	$\bar L$				$\bar M$
Method	S₁	S₂	S₃	S₆	S₁	S₃
MAEAM	2.63	3.08	3.33	5.03	3.44	3.91
EHA	2.77	2.98	3.46	5.31	3.27	3.99
TBM	3.21	3.34	3.81	5.06	3.46	3.93

表1高对称点处W(100)表面模振动频率的比较 (单位: THz)
Table1.Comparison of vibration frequencies of surface modes for W(100) at high symmetry points (in units of THz).

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3.3.W(100)表面模的振动特征

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3.3.W(100)表面模的振动特征

为了讨论W(100)表面模的局域特征和极化方式, 在W(100)表面声子谱的基础上, 计算了W(100)表面沿$\bar \varGamma \bar L$

、$\bar L\bar M$

和$\bar \varGamma \bar M$

对称方向上不同对称点的极化矢量, 构建了近表面原子层的振动态分布. 图5是W(100)近表面原子层沿$\bar \varGamma \bar L$

对称方向的局域振动态密度. 图中z轴表示极化矢量的平方^[18,30]${\left| {\xi \left( l \right)} \right|^2} = {\left| {{\xi _x}\left( l \right)} \right|^2} + {\left| {{\xi _y}\left( l \right)} \right|^2} + {\left| {{\xi _y}\left( l \right)} \right|^2}$

, 其中l是原子层指数, $l = 1, 2, 3, \cdots $

分别对应第1原子层、第2原子层、第3原子层…, x轴表示原子层振动频率, y轴表示约化波矢.

图 5 W(100)近表面原子层沿$\bar \varGamma \bar L$

对称方向的局域振动态密度　(a)第1原子层; (b)第2原子层; (c)第3原子层; (d)第4原子层
Figure5. Local vibrational state density of atomic layers in the vicinity of the W (100) surface along $\bar \varGamma \bar L$

symmetry direction: (a) First atomic layer; (b) second atomic layer; (c) third atomic layer; (d) fourth atomic layer.

从图5可以看出, 沿$\bar \varGamma \bar L$

对称方向, S₁和S₂表面模均主要局域在第1原子层. 随原子层数的增加, 两种表面模的振幅快速减小, 完全符合表面模的特征. 图6是W(100)表面模沿$\bar \varGamma \bar L$

方向的极化态密度. 如图6所示, S₁表面模完全极化在y方向上(图6(b)和图6(e)), 是严格的水平剪切模(shear horizontal mode, SH), 其振动方向平行于表面且垂直于波矢方向. S₂表面模完全在z方向上偏振(图6(c)和图6(f)), 是严格的垂直剪切模(shear vertical mode, SV), 其振动方向既垂直于表面又垂直于波矢方向. S₁表面模色散支和S₂表面模色散支在交叉前后(${\bar \zeta _x} = 0.5$

处发生交叉), 其极化方式并没有发生改变, 而是保持原有的特征(具有独立性), 这种现象即为独立性实交叉. S₃和S₄表面模主要局域在第2原子层(图5), 其中S₃表面模在第1原子层也分布有较大能量, 而S₄表面模在第1原子层中振幅接近零, 两种表面模在第3和第4原子层中的振幅逼近体模的振幅. S₃表面模在xz面内偏振, 其中在第1原子层上, 集中在x方向上的振幅略大于z方向上的振幅(图6(a)和图6(c)), 而在第2原子层上, 分布在z方向的能量远大于分布在x方向上的能量(图6(d)和图6(f)). S₄表面模完全在y方向上极化(图6(e)), 和S₁表面模一样, 是严格的水平剪切模SH. S₇表面模主要局域在第3层, 与S₁、S₂、S₃和S₄表面模相比, S₇表面模振幅较小, 属于弱表面模. S₇表面模在第3原子层中沿z方向极化(由于篇幅原因, 图6中没有给出第3原子层和第4原子层的偏振特征). 沿$\bar \varGamma \bar L$

方向, S₆表面模分布在S₁(100)带隙中, 其振幅主要集中在第1原子层, 并沿x方向振动, 振动方向既平行于表面又平行于波矢方向, 是纵向振动模(longitudinal mode, L). MS₈伪表面模完全淹没在S₁(100)带隙下边缘附近的体模带中(见图3以及图5(c)和图5(d)), 与S₇表面模一样, MS₈伪表面模同样主要局域在第3原子层, 原子振动方向平行于表面且垂直于波矢方向, 是水平剪切模SH.

图 6 W(100)近表面原子层沿$\bar \varGamma \bar L$

对称方向的极化态密度　(a)第1原子层沿x方向极化; (b)第1原子层沿y方向极化; (c)第1原子层沿z方向极化; (d)第2原子层沿x方向极化; (e)第2原子层沿y方向极化; (f)第2原子层沿z方向极化
Figure6. Polarizing state density of atomic layers in the vicinity of the W (100) surface along $\bar \varGamma \bar L$

symmetry direction: (a) x polarization for first atomic layer; (b) y polarization for first atomic layer; (c) z polarization for first atomic layer; (d) x polarization for second atomic layer; (e) y polarization for second atomic layer; (f) z polarization for second atomic layer.

图7是W(100)近表面原子层沿$\bar L\bar M$

对称方向的局域振动态密度, 图8是相应的极化特征. 从图7可以看出, 沿$\bar L\bar M$

方向, S₁和S₂表面模均主要局域在第1原子层, 而第2原子层的振幅接近体模. S₁表面模在$\bar L$

点处(${\bar \zeta _y} = 0$

)严格在y方向上极化(图8(b)), 随着波矢的增加, y方向上的振幅分量逐渐减小, 而z方向的振幅分量逐渐增加(图8(b)和图8(c)), 当约化波矢大于0.32时, S₁表面模主要在z方向极化, 当约化波矢大于0.54时, S₁表面模严格在z方向极化; S₂表面模在$\bar L$

点处严格极化在z方向上, 随着波矢的增加, y方向的振幅分量逐渐增加, 而z方向的振幅分量减小(图8(b)和图8(c)), 当约化波矢大于0.32时, S₂表面模已主要在y方向上极化, 即在两表面模色散支在避免交叉位置处(${\bar \zeta _y} = 0.32$

), S₁表面模和S₂表面模的振动特征发生了交换, 波矢从小到大, S₁表面模由y方向极化变为z方向极化, S₂表面模由z方向极化变为y方向极化, 这种避免交叉现象也曾在其它金属表面振动中被观测到^[31]. S₂表面模色散支和S₃表面模色散支在约化波矢等于0.5处发生交叉(图3), 两表面模色散支交叉前, 局域在第1层的S₂表面模严格沿y方向偏振(图8(b)), 局域在第2层的S₃表面模严格沿z方向偏振(图8(f)), 交叉后, S₂表面模仍沿y方向偏振, S₃表面模仍沿z方向偏振, 可以看出交叉前后两表面模的偏振性质没有受到任何影响(即独立性实交叉). S₄表面模在约化波矢等于0.2处进入体模带而消失, 在进入体模带前, 它保持着$\bar \varGamma \bar L$

方向上的振动特征, 即主要局域在第2层, 并严格在y方向上振动(图8(e)). 沿$\bar L\bar M$

方向, S₁(100)带隙中存在两个表面模, 即S₅和S₆表面模. S₅表面模主要局域在第2原子层, 并严格在x方向上极化(图8(d)), 属于纵向振动模. S₆表面模则主要局域在第1层, 同样在x方向上极化(图8(a)). 在第2原子层中, S₆表面模在yz面内偏振(图8(e)和图8(f)), 这种在不同原子层中极化方式不同的现象称为分层极化. S₁(100)带隙下边缘附近的体模带中(约化波矢约为0.1)存在一个弱表面模(由于角度原因, 在图7(c)中并没有观测到), 这个表面模和$\bar \varGamma \bar L$

方向上的伪表面模MS₈具有相同的局域和极化方式(局域在第3层, 并沿y方向偏振), 因此把该表面模仍标记为MS₈.

图 7 W(100)近表面原子层沿$\bar L\bar M$

方向上的局域振动态密度　(a)第1原子层; (b)第2原子层; (c)第3原子层; (d)第4原子层
Figure7. Local vibrational state density of atomic layers in the vicinity of the W (100) surface along $\bar L\bar M$

symmetry direction: (a) First atomic layer; (b) second atomic layer; (c) third atomic layer; (d) fourth atomic layer.

图 8 W(100)近表面原子层沿$\bar L\bar M$

方向的极化态密度　(a)第1原子层沿x方向极化; (b)第1原子层沿y方向极化; (c)第1原子层沿z方向极化; (d)第2原子层沿x方向极化; (e)第2原子层沿y方向极化; (f)第2原子层沿z方向极化
Figure8. Polarizing state density of atomic layers in the vicinity of the W (100) surface along $\bar L\bar M$

方向, S₁表面模仍然局域在第1原子层并沿z方向上极化(图10(c)和图10(f)), 延续了$\bar L\bar M$

方向上的极化方式, 是严格的垂直剪切模SV, 随波矢的增加, S₁表面模的振幅随之增大. 在第2原子层$\bar M$

点附近, 观测到一个弱表面模, 该表面模主要局域在第2原子层, 且严格沿z方向偏振, 这个表面模和$\bar L\bar M$

方向上的S₃表面模具有相同的局域和极化方式, 故把该表面模仍标记为S₃. 在第2原子层中, 体模带下边缘附近存在弱表面模, 这些表面模的振幅略高于周围的体模, 与S₃表面模具有连续性, 可以认为是S₃表面模在体模中的延续, 这一表面模在第1原子层中也存在, 只是周围体模振幅相对较高, 因此不易观测, 从图10可以看出, 这些表面模在x、y和z方向都有振幅存在, 而且与周围体模具有相同的极化方式, 因此该表面模是伪表面模, 标记为MS₃.

图 9 W(100)近表面原子层沿$\bar \Gamma \bar M$

方向上的局域振动态密度　(a)第1原子层; (b)第2原子层
Figure9. Local vibration state density of atomic layers in the vicinity of the W (100) surface along $ \bar \Gamma \bar M $

symmetry direction: (a) First atomic layer; (b) second atomic layer.

图 10 W(100)近表面原子层沿$\bar \varGamma \bar M$

方向的极化态密度　(a)第1原子层沿x方向极化; (b)第1原子层沿y方向极化; (c)第1原子层沿z方向极化; (d)第2原子层沿x方向极化; (e)第2原子层沿y方向极化; (f)第2原子层沿z方向极化
Figure10. Polarizing state density of atomic layers in the vicinity of the W (100) surface along $\bar \varGamma \bar M$