ФизЭлектроника PDF-лекции / (Лекция 4)

Углеродные нанотрубки Пороговая напряженность поля начала автоэмиссии нанотрубных катодов

– 0.5 – 1 В/мкм, плотность тока в постоянном режиме достигает – 0.5 А/см2, а в импульсном – 2 А/см2. Однако, недостаточная адгезия к подложке,

подверженность перенапылению на анод, создает проблемы широкого применения.

Идеальным материалом для создания долговечных высокостабильных катодов является алмаз.

Достоинства: высокая подвижность носителей, высокая электрическая прочность, высокая теплопроводность. Практически эти достоинства выражаются в том, что материал не разрушится под влиянием импульса тока или джоулева тепла.

Недостатки: низкие плотности токов и высокие пороговые напряженности от 22 В/мкм до 72 В/мкм.

Надежды по устранению этих недостатков связаны с созданием композитных наноалмазных эмиттеров, в которых кроме названных положительных свойств алмазов ( в случае массивных кристаллических состояний) будут присутствовать квантовые эффекты, характерные для низкоразмерных систем. На рис. приведено типичное изображение микротопографии углеродной пленки с включениями алмазоподобных микрокристаллитов, осажденных на стеклянную подложку в плазме ЭЦР-

разряда (СВЧ) низкого давления. Масштаб X: 1 мкм, Y: 1 мкм, Z : 0.01 мкм.

ВАХ диода с тонкопленочным наноуглеродным катодом

1.На базе многоострийных катодов созданы: плоские дисплеи и исочники света различного назначения. Преимущества:яркость,

четкость и разрешение, к.п.д., срок службы, устойчивость к колебаниям сети, механическим вибрациям, экологичнось,

миниатюризация, безинерционнсть.

2.Разработаны электронно-зондовые системы: просвечивающие и растровые электронные микроскопы (атомное разрешение),

электронная литография, оже-спектроскопия. Все благодаря тому,

что острийный катод – почти идеальный точечный источник электронов с узким энергетическим спектром и большой яркости.

3.6.Вторичная электронная эмиссия

Воснове большинства современных экспериментальных методов исследования поверхности лежит явление испускания твердыми телами вторичных электронов при их бомбардировке пучком первичных электронов.

Это явление было открыто в 1902 году Л. Остином и Г. Штарке, и носит название вторичной электронной эмиссии (ВЭЭ).

Причина этого эффекта заключается в том, что первичные электроны,

взаимодействуя с электронами твердого тела, передают им часть своей энергии.

Если эта энергия достаточна для преодоления электронами твердого тела поверхностного потенциального барьера, то они покидают его и регистрируются как вторичные электроны. Вторичные электроны обладают энергиями от нуля до энергии первичных электронов. Энергетическое распределение вторичных электронов имеет сложный характер и отражает разнообразные и часто связанные между собой процессы взаимодействия первичных электронов с твердым телом.

δ

Рис. 2.17 – РаспределениеРис. 3вторичных.12 электронов по энергиям

На рис. 3.12а представлена функция распределения электронов, испущенных поверхностью металла при его бомбардировке первичными электронами с энергией 200 эВ. Видно, что вторичные электроны разбиты на три группы:

истинно вторичные электроны (1), упруго отраженные поверхностью первичные электроны (2) и группа неупруго рассеянных первичных электронов

(3). Максимум распределения электронов в группе 1 приходится на энергию

~10 эВ, причем основная масса этих электронов сосредоточена в

энергетическом интервале 5 – 20 эВ. Экспериментально было показано, что эта закономерность практически не зависит от энергии первичных электронов.

Максимум спектра истинно вторичных электронов лежит в области 1 ...

10 эВ, причем наблюдается периодическая зависимость положения этого максимума от атомного номера. При достаточно больших значениях энергии первичных электронов положение максимума не зависит от энергии первичных,

однако, при энергии первичных < 20 эВ он сдвигается в сторону меньших энергий. Если энергия первичных электронов не превышает работу выхода электронов, то спектр состоит в основном из упруго отраженных электронов.

Тщательные измерения позволяют зарегистрировать кроме двух достаточно больших по интенсивности пиков истинно вторичных и упруго отраженных электронов, слабо выраженные максимумы в спектре вторичных электронов на бесструктурном фоне.

Рис. 3.12б

Положения некоторых из них (максимумы 1 на рис. 3.12б) не зависят от энергии первичных электронов, другие (максимумы 2) смещаются синхронно с изменением энергии первичных электронов. Пики 1 обусловлены выходом с поверхности оже-электронов. Изучение этой группы вторичных электронов лежит в основе метода электронной оже-спектроскопии (ЭОС). Группа максимумов 2, расположенная вблизи пика упруго отраженных электронов,

соответствует первичным электронам, испытавшим дискретные потери энергии

при взаимодействии с поверхностью. Эти потери энергии характеризуют вещество поверхности и называются пиками характеристических потерь энергии. Изучение этой группы пиков составляет предмет спектроскопии характеристических потерь энергии электронов (СХПЭЭ). Процессы упругого рассеяния электронов, характеризующиеся пиком упруго отраженных электронов, лежат в основе методов дифракции электронов, позволяющих изучать структуру поверхностных слоев. Наиболее распространенными из этих методов являются дифракция медленных электронов (ДМЭ) и дифракция отраженных быстрых электронов (ДОБЭ).

Отношение тока (количества) истинно вторичных электронов к току

(количеству) первичных называется коэффициентом вторичной эмиссии – δ.

Механизм возникновения истинной вторичной эмиссии состоит в том, что первичные электроны с энергией ε0, проникая в металл, тормозятся вследствие

кулоновского взаимодействия с электронами проводимости. Потери первичных

электронов описываются законом Виддингтона: εx = (ε02 −αx)12 , где εx –

энергия первичных электронов, прошедших путь x в материале мишени, α – постоянная Виддингтона, значения которой лежат в диапазоне (1010 -

1012)эВ2/см. Ввиду того, что энергия первичных электронов существенно превышает энергию ионизации и возбуждения атомов εа (сечения

взаимодействия малы), первичный электрон в начале пути теряет энергию, не создавая вторичных электронов.

На некоторой глубине энергия первичных электронов снизится до оптимальной, при этом вероятность ионизации резко возрастет. При каждом взаимодействии возникают возбужденные электроны (вторичные), а скорость первичных резко изменяется по величине и направлению. Часть вторичных электронов движется из глубины металла, взаимодействуя с электронами проводимости, узлами кристаллической решетки и их количество уменьшается по экспоненциальному закону. С ростом энергии первичных электронов,

увеличивается число электронов, обладающих энергией, достаточной для эмиссии. Вместе с тем образование вторичных электронов происходит в глубине материала и этим затрудняет их выход. Совместное действие этих

факторов приводит к тому, что существует оптимальная энергия первичных электронов, при которой коэффициент δ имеет максимальное значение. На рис. 3.13 представлена зависимость выхода вторичных электронов от энергии бомбардирующих электронов.

Рис.3.13

Основной характеристикой эмиссионных свойств вещества является зависимость коэффициента вторичной электронной эмиссии δ от энергии первичных электронов ε. Для большинства веществ максимальное значение коэффициента δ больше единицы. Характерная зависимость δ(ε) имеет практически одинаковый вид для большинства веществ (металлов,

диэлектриков и полупроводников, рис. 3.13).

Для чистых металлов 0.5 < δмакс< 1.8, что соответствует энергии

первичных электронов от 0,2 до 0,9 кэВ (рис. 3.14а). Малые значения коэффициента δ в металлах связаны со значительными потерями энергии вторичных электронов.

Рис. 3.14

Электроны, образовавшиеся на большой глубине, при подходе к границе вещество-вакуум обладают энергией, недостаточной для преодоления потенциального барьера. Однако вторичные электроны (истинно вторичные электроны), возникшие в приповерхностном слое, обладают достаточно большой энергией и, преодолевая потенциальный барьер, покидают металл.

Кроме того, коэффициент вторичной эмиссии зависит от угла падения

первичных электронов α (рис. 3.14б) согласно формуле: δe (α)= δe (0)cosβ α ,

где β= 1.3 – 1.5.

Детальное изучение энергетических спектров и угловых распределений вторичных электронов позволяет получить достаточно полную информацию об основных микроскопических характеристиках поверхности: составе, структуре,

электронном строении.

3.7Физические основы электронной Оже-спектроскопии

Вспектре вторичных электронов (рис. 3.12б) представлены группы электронов, энергия которых не зависит от энергии первичных электронов, а

определяется атомами, испустившими эти электроны. Это, так называемые,

оже-электроны.

Рис. 3.12б

Изучение этой группы электронов лежит в основе одного из самых распространенных в настоящее время методов исследования элементного состава поверхности - электронной оже-спектроскопии (ЭОС).

Эмиссия оже-электронов обусловлена оже-эффектом, который был открыт в 1925 г. французским ученым П. Оже (P. Auger). Ожеэффект является следствием ионизации одной из внутренних оболочек атома под действием первичного электронного пучка.

Рис. 3.15

На рис. 3.15 показана схема оже-процесса для атома с полностью заполненными энергетическими уровнями и валентной зоной. Энергия электронов в атоме отсчитывается от уровня Ферми EF, EV и EC - энергии

потолка валентной зоны и дна зоны проводимости, ϕ - работа выхода электрона. Первичный электрон с энергией EP создает вакансию на уровне EK

атома. Образовавшаяся вакансия через время τ ~ 10-14 ÷ 10-16 c. заполняется электроном с какого-либо верхнего уровня (в примере на рис. 3.15 - с уровня L1.

Избыток энергии EK - EL1 может освободиться в виде характеристического рентгеновского излучения с энергией кванта ћω = EK - EL1. Оже-процесс

является альтернативным излучению фотона, избыточная энергия в этом случае передается третьему электрону находящемуся, например, на уровне L2. Этот

электрон испускается в вакуум с энергией и регистрируется как оже-электрон.

**

Слагаемое U в формуле (**) учитывает, что в конечном состоянии атом оказывается дважды ионизованным в результате образования вакансий на уровнях L1 и L2. Он учитывает увеличение энергии связи L2-электрона, когда

удален L1-электрон и L1-электрона при наличии вакансии на уровне L2. Точное вычисление слагаемого U(L1,L2) затруднено, однако часто используют эмпирическое соотношение, достаточно хорошо согласующееся с экспериментальными результатами:

где Z - атомный номер элемента.

Для оже-процесса необходимо присутствие в атоме, по крайней мере трех электронов. Поэтому оже-эффект наблюдается у всех элементов, начиная с лития (Z = 3).

Вероятность выхода оже-электрона зависит от порядкового номера элемента в периодической системе элементов. Для легких элементов она составляет приблизительно 95%, для элементов с Z > 70 - не превышает 10%.

Для K-уровня мышьяка (Z = 33) вероятности выхода оже-электронов и

испускания рентгеновских фотонов равны.

Из соотношения (**) следует, что

энергия оже-электрона определяется энергиями связи соответствующих атомных уровней данного элемента. Таким образом, для каждого элемента существует определенный, характерный только для этого элемента, набор энергий оже-электронов. Этот факт служит основой качественного элементного анализа поверхности методом электронной оже-спектроскопии.

По характерному набору пиков в энергетическом спектре оже-электронов идентифицируют элементный состав исследуемого вещества. Для

идентификации элементов используют атласы оже-спектров.

Обычно энергии эмиттированных оже-электронов лежат в пределах

20 ... 2000эВ. Эти значения сравнимы с энергиями связи электронов в атомах,

поэтому оже-электроны испытывают сильное неупругое рассеяние при движении от точки ионизации к наружной поверхности. Очевидно, что только те электроны, которые возбуждены вблизи поверхности на расстоянии меньшем, чем средняя длина свободного пробега, могут выйти из твердого тела без потерь и вносить вклад в соответствующий структурный оже-пик.