3.8. Сканирующая туннельная микроскопия

В 1979 г. Биннигом и Роэром было запатентовано устройство, которое авторы назвали сканирующим туннельным микроскопом (СТМ) [34], а в 1986 г. авторам была присуждена Нобелевская премия. Одно это свидетельствует о том значении, которое имеет этот прибор. В чем заключаются его возможности? Дело в том, что этот прибор обладает рекордной разрешающей способностью, позволяющей изучать строение и электронную структуру с разрешением вдоль поверхности ~0,2 нм, т.е. порядка диаметра атома, и меньше 0.005 нм - по нормали к ней.

Основная идея этого метода заключается в использовании резкой зависимости вероятности туннелирования электронов от ширины потенциального барьера при малых расстояниях между электродами.

Р

Рис.3.8.1.Энергетическая схема в случае сканирующего туннельного микроскопа.

ассмотрим физический принцип, положенный в основу СТМ. Туннелирование электронов сквозь узкий потенциальный барьер хорошо изучено в связи с исследованиями систем металл-диэлектрик-металл, которые в этом отношении не отличаются от систем металл-вакуум-металл.

Энергетическая схема такой системы для одномерного случая приведена на рис.3.8.1. Для описания металлов, как обычно, используем модель Зоммерфельда. Барьер для электронов в вакуумном промежутке имеет довольно сложный вид. Ход потенциала у поверхности отличается от рассмотренного ранее для более простой системы металл-вакуум. В данном случае имеются две металлические поверхности, расположенные на небольшом расстоянии друг от друга. Это обстоятельство сказывается на ходе потенциала сил зеркального изображения, поскольку должны быть учтены зеркальные изображения заряда в обоих металлах, а также реакцию каждой из поверхностей на неоднородное распределение поверхностных зарядов второго металла. Симмонсом [35] было показано, что в хорошем приближении ход потенциала сил зеркального изображения может быть описан выражением:

(3.8.1)

где z – координата по нормали к поверхности, s – ширина туннельного промежутка,

(3.8.2)

В результате, полная потенциальная энергия электрона в вакуумном промежутке может быть записана следующим образом:

(3.8.3)

(

Рис.3.8.2. Потенциальная энергия электрона в промежутке между металлами

₀ – работа выхода, считается, что она одинакова для обоих металлов). При малых напряжениях (V0), если построить зависимость U(z) (рис.3.8.2), то видно, что получающийся потенциальный барьер по форме близок к прямоугольному. Это позволяет в первом приближении ввести некоторое усредненное значение и заменить истинный барьер прямоугольным. Если энергию отсчитывать от уровня Ферми, то:

(3.8.4)

Эта величина может значительно отличаться от работы выхода электрона в вакуум.

Прозрачность прямоугольного барьера можно рассчитать, если воспользоваться (3.1.2), полагая, что z₁ и z₂ соответствуют поверхностям металлов:

(3.8.5)

Используя это выражение не трудно рассчитать и величину тока между двумя электродами при малой разности потенциалов между ними (несколько мВ), считая, что полный ток j представляет собой разность токов, один из которых соответствует эмиссии из левого электрода, другой - из правого:

(3.8.6)

г

Рис.3.8.3.Зависимость от величины туннельного промежутка напряжения, необходимого для получения постоянного значения тока (j=50 A/см²) [36].

де j₀ – постоянная, зависящая, в частности, от формы электродов. Это уравнение является основным для сканирующей туннельной микроскопии. Из него видно, что имеется резкая зависимость тока от расстояния между пластинами. Если выражать в эВ, а s в нм, то:

(3.8.7)

Рассчитаем, насколько необходимо изменить ширину промежутка между электродами, чтобы ток изменился на порядок при постоянной разности потенциалов:

(3.8.9)

или:

(3.8.10)

Если ~4 эВ, то достаточно смещения лишь на 0,115 нм, чтобы величина тока изменилась на порядок.

При больших значениях V барьер не отличается от имеющегося в случае автоэмиссии, и величина тока описывается уравнением Фаулера-Нордгейма. Нарисовать зависимость j от расстояния между электродами в широком интервале s трудно вследствие большого диапазона изменения тока. Обычно для графического изображения поведения системы используют зависимость напряжения, необходимого для получения заданной величины тока, от расстояния s (рис.3.8.3). Условно характеристику можно разделить на три части. Малые V соответствуют чисто туннельному режиму - барьер является практически прямоугольным. При V>>, что при заданной величине тока соответствует большим s, имеет место обычная автоэмиссия. Наконец, имеется некоторая промежуточная область, в которой происходит переход от одного режима к другому.

Очевидно, что качественно выражение для эмиссионного тока не изменится, даже если электроды имеют другую геометрию. Например, когда одним из них является острие. Пусть острие имеет такую форму, что на его вершине находится один единственный атом. Будем его передвигать вдоль поверхности таким способом, чтобы протекающий между электродами ток был постоянен. Последнее может быть обеспечено только в том случае, если ширина туннельного барьера сохраняется постоянной. Поэтому придется отодвигать острие, когда оно проходит над выступом, и приближать его к поверхности над впадиной (рис.3.8.4). Если зарегистрировать смещение острия, то оказывается возможным получить изображение поверхности с атомным разрешением.

Д

Рис.3.8.4. Если поддерживать туннельный ток постоянным, то траектория острия повторяет особенности рельефа поверхности.

ля перемещения острия используются пьезокерамические двигатели. Их чувствитель-ность настолько высока, что легко могут быть осущест-влены контролируемые пере-мещения с точностью лучше 0.001 нм. Однако, макси-мальная амплитуда переме-щения не велика. Она обычно не превышает 1 мкм. Поэтому необходимо исполь-зование еще одного двигателя, позволяющего сблизить острие и подложку до таких малых расстояний, начиная с которых становится возможным использование точного двигателя. В настоящее время для этих целей используют инерционные двигатели или механические способы сближения.

Важной проблемой является устранение вибрации острия относительно подложки. Необходимость этого очевидна, если учесть, что типичное расстояние между острием и поверхностью не превышает 10 Å. Влияние таких колебаний на расстояние между острием и подложкой может быть уменьшено с помощью демпфирующих устройств, чаще всего пассивного типа: набора пружин, стопки резиновых прокладок, воздушные подушки и т.д. С такими вибрациями в настоящее время научились успешно справляться. Труднее избавиться от собственных колебаний самой конструкции СТМ. Любая деталь имеет собственную резонансную частоту, величина которой определяется геометрией (формой и размерами), упругими свойствами материалов, массой и т.д. От нее избавиться невозможно, поэтому нужно заботиться о том, чтобы не возбуждать колебания на резонансной частоте. Это вынуждает использовать при работе частоты, меньшие резонансной.

Н

Рис.3.8.5. Принципиальная схема СТМ. Туннельный ток между острием и образцом поступает на схему сравнения, сигнал рассогласования управляет высоковольтным усилителем, с помощью которого устанавливается заданное расстояние между электродами.

аконец, определенные трудности вызывает изготовление острия, на вершине которого должен располагаться только один единственный атом. При больших размерах неминуемо ухудшение разрешения прибора. В первых работах использовались острия, полученные заточкой проволоки на обычном точиле. Грубая обработка приводит к шероховатой поверхности неправильной формы с большим количеством выступов. Один из них, расположенный наиболее близко к поверхности, и является рабочим в СТМ. Очевидно, что большое значение при такой процедуре изготовления острия играет случайность. Нередко разрешение оказывается недостаточно высоким. Поэтому для его повышения используют некоторую эмпирическую процедуру, состоящую из комбинации ультразвуковой очистки, десорбции в сильном электрическом поле, кратковременного мягкого контакта иглы с подложкой и других действий, которые авторы откровенно называют “черной магией”. В настоящее время научились изготавливать острия электрохимическим травлением.

Принципиальная схема устройства СТМ приведена на рис.3.8.5. Острие размещается на пьезокерамическом двигателе около поверхности образца. Типично расстояние между ними составляет около 10 Å. Между острием и подложкой поддержи-вается постоянная разность потенциалов (в случае металлов ~5...10 мэВ), причем полярность - любая. Ток, протекающий между острием и подложкой (~1 нА), усиливается предварительным усилителем (ПУ), после чего поступает на схему сравнения, которая определяет насколько ток отличается от заданного значения. Сигнал рассогласования поступает на высоковольтный усилитель, который вырабатывает управляющее пьезодвигателем напряжение. Напряжение на z-двигателе

можно зарегистрировать самописцем, или осциллографом, или ввести в память ЭВМ. Легко достигается точность удержание острия ~ 0.01 Å.

Сканируя острием вдоль координат х и у можно получить рельеф поверхности. При хороших остриях удается достигнуть разрешения вдоль поверхности менее 2 Å, так что видны отдельные атомы.

В этом случае едва ли не впервые в физике возникает вопрос: что такое поверхность? Каков физический смысл изображения, получаемого при помощи СТМ? В некоторой степени ответ на этот вопрос можно получить, используя модель Бардина [37]. Он предложил рассматривать туннелирование как результат перехода между двумя слабо перекрывающимися состояниями для электронов двух электродов (рис.3.8.6). Математически вероятность туннелирования можно выразить следующим образом:

(3.8.11)

где _i1 и _i2 – волновые функции левого и правого металлов, соответственно. Интегрирование проводится по любой поверхности, проходящей в промежутке между острием и подложкой. Это позволяет получить для величины тока следующее соотношение:

Рис.3.8.6. В модели Бардина предполагается, что туннелирование является результатом перекрытия независимых друг от друга волновых функций левого и правого металлов.

(3.8.12)

где  - плотность электронных состояний. Таким образом, получаемое в СТМ изображение соответствует поверхности, на которой обеспечивается постоянство перекрытия электронных облаков.

Пожалуй, наиболее яркими свидетельствами роли электронной структуры в формировании СТМ-изображения являются результаты исследований квантово размерных эффектов. На рис. 3.8.7 приведено изображение поверхности Cu(111), на которой острием был сформирован «квантовый коралл» – кольцо диаметром 71,3Å из 48 атомов Fe [38]. Кольцо ограничивает движение электронов. Электронный газ оказывается в потенциальной яме, что приводит к интерференционным эффектам, проявляющимся в концентрическом усилении электронной плотности, что отчетливо видно на приведенном изображении.

С

Рис.3.8.7. Стоячие электронные волны внутри «квантового коралла», сформированного атомами Fe на поверхности Cu(111) [38].

ТМ представляет собой прибор, предоставляющий уникальные возможности для изучения строения поверхности. Особенно важно, что могут быть исследованы непериодические образования: дефекты, кластеры, аморфные слои, отдельные молекулы и т.д. В этом отношении с ним может конкурировать только электронная микроскопия высокого разрешения, также позволяющая “увидеть” атомы. Но у СТМ есть очень важное преимущество. Он является неразрушающим методом исследования. В отличие от электронной микроскопии в СТМ используются электроны с минимально возможной энергией, всего лишь на несколько мэВ превышающей энергию уровня Ферми. Такая энергия значительно ниже необходимой для химических реакций (диссоциация, активированная реакция и др.), которая обычно составляет несколько десятых, а то и более эВ. Поэтому туннелирующие электроны не приводят к изменениям свойств образца, за исключением тех случаев, когда преднамеренно создаются условия для таких изменений.

Интересно, что измерения в СТМ можно проводить не только в вакууме, но и при атмосферном давлении и даже в жидкости. Промежуток столь мал, что даже при атмосферном давлении в нем, в среднем, практически отсутствуют молекулы газа.

Рис.3.8.8. При изменении напряжения на правом металле на величину ΔV появляется возможность для туннелирования электронов из состояний, которые ранее находились ниже Е_F.

Н

Рис.3.8.9. Гипотетическая вольтамперная характеристика и энергетические схемы в случае металлического острия и полупроводникового образца для положительного (внизу справа) и отрицательного (вверху слева) напряжения на образце.

аблюдением за морфологией поверхности не исчерпываются возможности СТМ. Из (3.8.12) видно, что величина туннельного тока зависит от плотности электронных состояний. Это позволяет исследовать зависимость  от энергии, причем с высокой локальностью. Ввиду важности метода он получил специальное название - сканирующая туннельная спектроскопия (СТС). Эксперимент проводится следующим образом (рис.3.8.8). Пусть при некоторой разности потенциалов V и расстоянии s ток имеет некоторую величину i. Увеличим напряжение на небольшую величину V, сохранив расстояние s. Ток увеличится на i за счет того, что становится возможным туннелирование с уровней, которые ранее располагались ниже E_F. Конечно, могут измениться и условия перехода электронов с более высоко расположенных уровней. Однако при малой V изменение вероятности туннелирования незначительно. Поэтому, измерив вольтамперную характеристику, можно получить информацию о (E) подложки. Особенно привлекательно, что она относится к локальному участку поверхности.

Н

Рис.3.8.10. Траектория движения острия над гипотетической поверхностью полупроводника, у которого оборванные связи заполнены через одно. Плюс соответствует положительному напряжению на образце, минус – отрицательному.

аиболее интересны в этом отношении исследования полупроводников. Пусть образцом является полупроводник, у которого имеются донорные и акцепторные состояния. Причем их концентрация такова, что уровень Ферми располагается около середины запрещенной зоны. Рассмотрим, какую форму должна иметь вольтамперная характеристика (рис.3.8.9). При малых напряжениях туннельный ток практически равен нулю, поскольку в области уровня Ферми у полупроводника отсутствуют разрешенные для электронов состояния. При увеличении напряжения на образце (острие заземлено) резкое возрастание тока будет наблюдаться тогда, когда станет возможным переход электронов из металла на уровень, соответствующий донорным состояниям. Они свободны от электронов, поскольку располагаются выше уровня Ферми. Последующее увеличение тока произойдет тогда, когда уровень Ферми металла окажется выше дна зоны проводимости. При отрицательном напряжении на образце электроны переходят из полупроводника в металл. Резкое изменение тока имеет место при напряжениях, при которых уровень Ферми пересекает акцепторный уровень и верх валентной зоны. Дифференцируя вольтамперную характеристику можно получить информацию об энергетическом положении заполненных и свободных состояний. Особенно важно, что она локальна. Можно с атомным разрешением получить распределение состо-яний вдоль поверхности.

Для примера рассмотрим гипотетическую поверхность, атомы которой через один имеют заполненные и пустые локализованные состояния (рис.3.8.10). Заполненные состояния, естественно должны находиться ниже E_F, свободные - выше. Очевидно, что при сканировании острия вдоль поверхности получим различные изображения при напряжениях разной полярности.

При V<0 максимумам на изображении должно соответствовать положение острия над заполненными состояниями. При прохождении острия над незаполненными орбиталями ему необходимо подойти ближе к поверхности, чтобы обеспечить заданную величину тока. При V>0 изображение будет негативным по отношению к предыдущему. Острие отодвигается от поверхности в местах, где располагаются свободные от электронов состояния и приближается в местах, где состояния полностью заполнены электронами.

Возможности СТС великолепно были продемонстрированы при исследовании распределения электронных состояний на поверхности Si(111). На рис.3.8.11 приведены изображения поверхности Si(111), полученные при различной величине потенциала на образце относительно острия. Выделена элементарная ячейка на поверхности, стороны которой в семь раз больше, чем в объеме. Это так называемая структура (7х7). В интервале напряжений от -0,15 до -0,65 В (острие находится при нулевом потенциале) наибольший эмиссионный ток наблюдается с оборванных связей атомов кремния, находящихся в адсорбированном состоянии (у этих атомов нет соседей вдоль поверхности). Два треугольника, из которых состоит ромбическая ячейка, находятся на разной высоте, что приводит к различию в интенсивности изображения адатомов этих подъячеек.

Рис.3.8.11.Изображение поверхности Si(111), полученное при различных напряжениях на образце. а - -0,35; б - -0,8; в - -1,7 В [39].

При более отрица-тельных напряжениях (около -1,0 В) картина драматически изменяется (рис. 3.8.9.б). Наибольший туннельный ток наблюдается с так называемых rest-атомов. Rest-атомы располагаются почти также, как и адатомы. Единственное отличие заключается в расположении атомов подложки под ними. Это приводит к различию энергетического положения электронных состояний, соответствующих оборванным связям. Наконец, в интервале -1,6 ÷ -2,0 В (рис.3.8.9.в) преобладает туннелирование с мест, окружающих адатомы, где, как полагают, находятся димеры кремния.

Такого рода результаты убедительно показывают уникальные возможности СТС для локального исследования электронной структуры. Ни один из других методов не позволяет получить столь детальную информацию о расположении электронных состояний.

Н

Рис.3.8.12. Изображение поверхности (а) и распределение высоты барьера вдоль поверхности (б).

аконец, СТМ позволяет определить высоту потенциального барьера, причем с достаточно высокой локальностью. Из основного для СТМ уравнения следует, что ток экспоненциально зависит от . Это позволяет исследовать распределение этой величины вдоль поверхности. Пример таких исследований приведен на рис.3.8.12. Следует еще раз подчеркнуть, что физический смысл ее пока не ясен. не является работой выхода в обычном понимании, хотя и связана с ней.

В тех случаях, когда вдоль поверхности имеется падение потенциала, величина последней дает вклад в значение . Это позволило разработать метод - сканирующая потенциометрия [40], - который может оказаться очень полезным для исследований и контроля свойств микроэлектронных схем.

3.9.Микроскоп атомных сил (МАС)

Одним из крупных недостатков СТМ является необходимость наличия проводимости у исследуемых образцов. Это не позволяет изучать широкий класс систем, имеющих высокое сопротивление – высокоомные полупроводники, диэлектрики и т.п.

Рис.3.9.1. Зависимость энергии взаимодействия атома с поверхностью и силы, действующей на него, от расстояния до поверхности. Стрелки указывают направление, в котором действует сила.

Рис.3.9.2. Острие размещается на кантилевере, способным изгибаться при малых усилиях. При сканировании вдоль поверхности сила, воздействующая со стороны образца, поддерживается постоянной. Зафиксировав положение острия по нормали к поверхности в каждой точке, можно получить ее рельеф.

Чтобы получить изображение профиля поверхности приходится наносить на поверхность проводящее металлическое покрытие. Это не только не удобно, поскольку требует проведения дополнительных технологических операций, но и чревато опасностью получения ложных результатов. Напыленная пленка может иметь свою структуру, отличающуюся от структуры образца, она может вызвать перестройку расположения атомов в поверхностном слое, может химически прореагировать с диэлектриком. Естественно, что не может быть и речи об изучении электронной структуры. Это побудило Биннига и др. разработать прибор - микроскоп атомных сил (МАС) [41].

Принцип работы МАС заключается в следующем. Как уже отмечалось выше (раздел 2.12), имеется сильное взаимодействие частицы с поверхностью твердого тела при малых расстояниях между ними. Для описания зависимости энергии этого взаимодействия от расстояния можно использовать эмпирическое выражение Леннарда-Джонса (2.12.8). На больших расстояниях имеется притяжение, обусловленное силами Ван-дер-Ваальса. При малых, когда перекрываются электронные оболочки, возникают репульсивные силы. Если разместить на гибкой балке (кантилевере) небольшое острие, то кантилевер должен изгибаться под действием силы взаимодействия. Величина изгиба, его направление определяется силой, действующей на острие. Качественно зависимость силы от промежутка между острием и поверхностью, которая определяется производной энергии по расстоянию, не отличается от действующей между атомом и твердым телом (рис.3.9.1). Конечно, следует учесть, что и образец, и острие состоят из большого количества атомов. Это приводит к несколько другим зависимостям энергии взаимодействия от расстояния. В частности, в случае сферы и плоской поверхности их энергия взаимодействия может быть выражена следующим образом:

(3.9.1)

где А_Н – константа Хамакера, зависящая от поляризуемости и плотности материалов образца и острия, z – расстояние от поверхности до центра ближайшего атома острия.

Е

Рис.3.9.3. Оптическая схема регистрации положения острия. Отраженный от обратной стороны кантилевера луч света попадает на координатно-чувствительный фотоприемник.

сли при перемещении острия вдоль поверхности зафиксировать силу, действующую между острием и поверхностью (это соответствует постоянству изгиба кантилевера), то можно получить рельеф поверхности, измеряя необходимое для этого смещение кантилевера (рис.3.9.2). Остается только зарегистрировать это смещение. Для этих целей в первых работах использовался СТМ. С тыльной стороны лепестка размещалось острие туннельного микроскопа, с помощью которого контролировалось положение гибкой консоли. В дальнейшем, для этих целей стали применять оптическую систему регистрации. На рис.3.9.3 приведена принципиальная схема. Пучок света, создаваемого лазером, направляется на тыльную часть кантилевера, имеющую отражающую поверхность. Отраженный свет попадает на координатно-чувствительный фотоприемник, разделенный на 4 сектора. Сравнение токов этих секторов позволяет определить положение острия.

Чувствительность прибора может быть доведена до такой степени, что возможно измерение сил на уровне ~10^-18н. Чтобы оценить, насколько фантастически мала эта цифра, рассчитаем силу, с которой взаимодействует один (единственный!) атом с поверхностью твердого тела. Воспользуемся для этого потенциалом 6-12 (2.12.8). Допустим, что z велико и можно пренебречь репульсивными силами. Тогда для силы, с которой притягивается атом к поверхности, получаем:

(3.9.2)

Используя C₃=18 эВА³ (экспериментально полученная величина для взаимодействия атома тантала с вольфрамом [42]) для z=10 Å имеем:

(3.9.3)

Т.е. получаем величину на шесть (!) порядков превышающую чувствительность прибора.

В настоящее время используются несколько режимов работы МАС, основанных на зависимости силы, воздействующей на острие со стороны образца, от расстояния: контактный, полуконтактный (или прерывисто-контактный) и бесконтактный (рис.3.9.4).

П

Рис.3.9.4. В МАС используются три режима работы: контактный – в области действия отталкивающих сил, полуконтактный – острие периодически контактирует с образцом, бесконтактный – острие находится в области действия сил притяжения.

ри контактном режиме зонд находится в области действия сил отталкивания - фиксируется либо величина силы, либо смещение, необходимое для поддержания силы на постоянном уровне. При бесконтактном режиме острие удалено от поверхности и находится в зоне действия сил притяжения. Силы притяжения значительно слабее сил отталкивания, поэтому для повышения чувствительности применяют модуляцию промежутка между острием и поверхностью. Используется то обстоятельство, что собственная частота колебаний кантилевера с острием изменяется при наличии дополнительной силы. В полуконтактном режиме зонд частично касается поверхности, при этом он попеременно находится как в области притяжения, так и в области отталкивания.

Принципиальная конструкция МАС приведена на рис.3.9.5. Образец располагается на пьезокерамическом двигателе, позволяющем перемещать его по трем координатам. Кантилевер размещается на пьезовибраторе, с помощью которого задается нужная частота и амплитуда колебаний острия. Положение острия фиксируется оптической системой. Пучок света, создаваемого лазером, отражается от т

Рис.3.9.5. Принципиальная схема МАС. Образец располагается на двигателе, обеспечивающем сканирование и поддержание острия на нужном расстоянии.

ыльной стороны кантилевера и попадает на фотоприемник. Сигнал с координатного фотодетектора поступает на синхронный детектор, вырабатывающий информацию об амплитуде и фазе колебаний. Эти данные используются для выработки сигнала рассогласования с нужной, наперед заданной, величиной, который поступает на элементы управления положением образца. Кроме того, эта информация записывается регистрирующим устройством, что позволяет получить изображение рельефа поверхности.

В настоящее время микроскоп атомных сил позволяет исследовать строение поверхности твердых тел с атомным разрешением. В качестве примера на рис.3.9.6.а приведено изображение поверхности кремния (001). На этой поверхности имеет место реконструкция поверхностного слоя. На рис.3.9.6.б приведена модель поверхностного слоя, на которой представлено расположение атомов в идеализированном случае, при отсутствии перестройки. Видно, что каждый поверхностный атом имеет две оборванные связи, что не выгодно с энергетической точки зрения. В действительности атомам энергетически выгоднее изменить атомную структуру – они смещаются вдоль поверхности (рис.3.9.6-в). Имеет место спаривание, в результате которого в два раза уменьшается количество оборванных связей. При этом в одном из направлений ячейка на поверхности имеет в два раза больший размер, чем в объеме, т.е. структуру (2х1). На изображении поверхности (рис.3.9.6-а) светлым прямоугольником выделена элементарная ячейка. Отчетливо видно сближение атомов в одном из направлений.

а	б	в
Рис.3.9.6. Изображение поверхности кремния (100), полученное в МАС с атомным разрешением (а) и схематическое изображение расположения атомов на этой поверхности в случае нереконструированной поверхности (б) и после реконструкции (в).

С

Рис.3.9.7. Магнитно-силовой микроскоп. При наличии на зонде намагниченного слоя сила взаимодействия зависит от магнитной структуры поверхностного слоя.

канирующая микроскопия, использующая острие, быстро развивается. Появилось целое поколение приборов - сканирующие зондовые микроскопы, позволяющие с высоким пространственным разрешением изучать магнитные, оптические, термические и др. свойства [43]. Так, в случае электросиловой микроскопии (ЭСМ) используется сила, возникающая между заряженными поверхностями. Если между поверхностями имеется разность потенциалов U, то энергия их взаимодействия пропорциональна емкости С:

(3.9.4)

Сила, с которой притягиваются они друг к другу, определяется производной:

(3.9.5)

Используя это обстоятельство, становится возможным получить информацию о распределении потенциала вдоль поверхности, о свойствах диэлектрического слоя.

Е сли в качестве зонда использовать намагниченное острие, то появляется возможность исследовать магнитную структуру поверхностных слоев. Эта разновидность зондовой микроскопии называется магнитно-силовой (МСМ). Опять-таки, в этом случае используется дополнительная сила, возникающая вследствие взаимодействия острия, которое можно рассматривать как магнитный диполь с магнитным моментом .

С

Рис.3.9.8.Изображение упорядоченной магнитной структуры.

ила, действующая на зонд при наличии магнитного поля, может быть записана следующим образом:

(3.9.6)

В случае однородного магнитного поля эта сила равна нулю, но в неодно-родном поле на больших расстояниях от поверхности

она может существенно превышать ван-дер-Ваальсовы силы, что позволяет исследовать магнитную структуру поверхности (рис.3.9.7). На рис.3.9.8 в качестве примера приведено изображение массива магнитных наноструктур, сформированных в пленке Fe-Cr. Каждой однородно намагниченной частичке соответствует пара точек – светлая и темная, в соответствии с полюсами магнита.

Разработка ближнеполь-ной оптической микроскопия (БОМ) позволила преодолеть дифракционный предел и сделала возможной изучение оптических свойств поверхностей с разрешением, близким к атомному.

Дифракционный предел определяет минимальный размер объекта, изображение которого может быть получено при использовании света с длиной волны :

(3.9.7)

где п – показатель преломления среды. Поэтому для оптического диапазона эта величина не превышает 200-300 нм. В ближнепольной оптической микроскопии используются другие принципы, что позволяет преодолеть дифракционный предел и получить разрешение порядка 10 нм и лучше.

В обычных условиях свет не проходит через диафрагмы с размерами, много меньшими чем длина волны света (рис.3.9.9). Однако, электромагнитное поле в области диафрагмы имеет достаточно сложную структуру. В ближней зоне за отверстием, до расстояний порядка сотни диаметров отверстия существует электромагнитное поле в виде эванесцентных (не распространяющихся) волн. Мощность излучательных мод пренебрежимо мала вне этой ближней области. Однако, если имеется

а	б
Рис.3.9.9. При малых размерах диафрагмы отсутствует распространение света (а). Излучение становится возможным при наличии взаимодействия с близко расположенной поверхностью (б).

поверхность твердого тела в непосредственной близости с диафрагмой, то вследствие взаимодействия с образцом часть энергии эванесцентных мод переходит в излучательную, интенсивность которой может быть зарегистрирована. Это позволяет исследовать оптические свойства с разрешением, значительно более высоким, чем это позволяет дифракционный предел.

Рабочим элементом в ближнепольных микроскопах является конусообразное острие, изготовленное из оптоволокна. Вершина зонда покрывается тонким слоем металла, причем таким образом, что на кончике остается не запыленный участок малой апертуры (рис.3.9.10). Через него и осуществляется воздействие фотонов на образец при расположении зонда на расстояниях порядка 100 и менее нанометров. На рис.3.9.11 приведено изображение поверхности InAs, на которой отчетливо видно расположение квантовых точек из GaAs.

Рис.3.9.10. Острие изготавливается из стекловолокна, вершина которого запыляется металлом. Незапыленная вершина имеет размеры значительно меньшие длины волны света.	Рис.3.9.11. Изображение квантовых точек, полученных с помощью ближнепольного оптического микроскопа.

Рекомендуемая литература

1. Елинсон М.И., Васильев Г.Ф. «Автоэлектронная эмиссия», ГИФМЛ, М., 1958, 272 с.

2. А.Модинос “Авто-, термо- и вторично-эмиссионная спектроскопия”. Изд-во “Наука”, М., 1990, 319 с.

3. Л.Н.Добрецов, М.В.Гомоюнова “Эмиссионная электроника”. Изд-во “Наука”, М., 1966.

4. «Ненакаливаемые катоды» Ред. М.И.Елинсон, «Сов. Радио», 1974, 331 с.

5. Фишер Р., Нойман Х. «Автоэлектронная эмиссия полупровод-ников», пер. с нем., М., 1971. .

Список использованных источников

1. R.H.Fowler, W.B. Nordheim //Electron Emission in Intense Electric Fields // Proc.Roy.Soc.A., 119 (1928) 173.

2. Burgess R.E., Kroemer H. //Corrected values of Fowler – Nordheim field emission functions v(y) and s(y)// Phys. Rev., 90 (1953) 515.

3. Muller E.W., Young R.D. //Experimental measurement of the total-energy distribution of field-emitted electrons // Phys. Rev., 113 (1959) 115.

4. И.С.Градштейн, И.М.Рыжик “Таблицы интегралов, сумм, рядов и произведений”, ГИФМЛ, М., 1963;

5. W.B. Nordheim //Remarks on energy losses attending thermionic emission of electrons from metals // Phys. Rev. 59 (1940) 906.

6. Bergeret H. // Nottingham effect of a superconducting metal// Phys. Rev. B. 31 (1985) 149..

7. Dyke W.P., Trolan J.K. // Field emission: large current densities, space charge, fnd the vacuum arc // Phys. Rev., 89 (1953) 799,.

8. Мюллер Э., Цонь Т. «Автоионная микроскопия». Металлургия, М., 1072. 360 с..

9. А.Г.Федорус, Ю.М.Коноплев, Ф.Г.Наумовец //Электронные и адсорбционные свойства системы барий – грань (100) вольфрама.// ФТТ, 11 (1969) 207.

10. Ф.И.Ицкович //Об автоэмиссионной эффективной работе выхода ряда металлов.// ФММ, 30 (1970) 560.

11. В.Г.Иванов, Г.Н.Фурсей, И.Л.Сокольская // Исследование автоэлектронной эмиссии германия // ФТТ, 1967, 9, N 4, с.1144-1148.

12. Г.Н.Фурсей, В.Г.Иванов //Автоэлектронная эмиссия Si, очищенного десорбцией полем // ФТТ, 9 (1964) 1812.

13. Adachi H. //Emission characteristics of metal–insulator–metal tunnel cathodes// J.Vacuum.Sci.Technol.B., 14 (1996) 2093.

14. Острие+д/э

15. V. V. Zhirnov, G. J. Wojak, W. B. Choi, J. J. Cuomo, and J. J. Hren //Wide band gap materials for field emission devices// J. Vac. Sci. Technol. A 15 (1997) 1733.

16. P.G.Borzjak, O.G.Sarbej, R.D.Fedorowitsch //Neue Erscheinungen in sehr dunnen Metallschichten// Phys. Stat. Sol., 8 (1965) 55.

17. М.И.Елинсон В.Н.Луцкий //Экспериментальное исследование спектрального состава горячих электронов, эмитированных кремниевым р-п переходом // ФТТ, 6 (1964) 2343.

18. Г.В.Степанов, В.И.Покалякин, М.И.Елинсон // Особенности эмиссии горячих электронов из естественных р-п переходов в кристаллах SiC // ФТТ, 3 (1961) 1752.

19. Zhirnov V.V., Alimova A.N., Yren J.J. //Anomalous field emission from Al₂O₃ coated Si tips// Applied Surf. Sci. Vol. 191, 20 (2002).

20. Malter L. //Thin film field emission// . Phys. Rev. Vol. 50 , p.49, 1936..

21. Fursey G.N. //Field emission in vacuum micro-electronics// Applied Surf. Sci. Vol. 215, 113 (2003)

22. Li L., Liu L., Wen J. //Microstructure changes of cathodes after electron emission in high power diodes// J. Phys. D: Appl. Phys., 40 , (2007) 5338.

23. И.Л.Сокольская //Применение автоэмиссионного микроскопа для изучения поверхностной диффузии и самодиффузии// В сб. «Поверхностная диффузия и растекание» Ред. Я.Е.Гегузин. «Наука», М., 1969, с.108.

24. Д.М.Паутов, И.Л.Сокольская // ФТТ, 10 (1968) 2473.

25. Г.Г.Владимиров, И.Л.Сокольская //Концентрационная зависимость энергии миграции Ti по W// ФТТ, 12 (1970) 1423.

26. Г.Г.Владимиров, Б.К.Медведев, И.Л.Сокольская //Миграция Ti по вольфраму в сильных электрических полях// ФТТ, 12 (1970) 539. 561

27. Yeong K. S., Thong J. T. L. //Life cycle of a tungsten cold field emitter// J. Appl. Phys. Vol. 99, 104903 (2006).

28. Затвор

29. P. R. Schwoebel, I. Brodie //Surface-science aspects of vacuum microelectronics// J. Vac. Sci. Technol. B 13(4), 1391 (1995).

30. Yang Y. H., Wang B., Xu N. S., Yang G. W. //Field emission of one-dimensional micro- and nanostructures of zinc oxide.// Appl. Phys. Lett. Vol. 89, 043108 (2006).

31. Young-Kwang Kima, Jong-Pil Kima, Chang-Kyun Parka, Sung-Jun Yuna, Won Kima, Shin Heu, Jin-Seok Park //Electron-emission properties of titanium carbide-coated carbon nanotubes grown on a nano-sized tungsten tip // Thin Solid Films 517 (2008) 1156–1160 Табл

32. M I Shakir, M Nadeem, S A Shahid and N M Mohamed //Carbon nanotube electric field emitters and applications// Nanotechnology 17 (2006) R41–R56.

33. G.Binnig, H.Rohrer, Scanning tunneling microscope; Патент USA от 10.08.82, Int. Cl. G 01 N 23/00, N4, 343, 993.

34. Simmons J.G. //Generalized formula for the electric tunnel effect between similar electrodes separated by a thin insulating film // J.Appl.Phys. 34, 1793 (1963)

35. Selloni, P.Carnevali, E.Tossatti, C.D.Chen //Voltage-dependent scanning-tunneling microscopy of crystal surface: Graphite // Phys. Rev. B31, 2602 (1985).

36. J.Bardeen //Tunnelling from a many-particle point of view// Phys. Rev. Lett, 6, 57 (1961).

37. M. F. Crommie, C. P. Lutz and D. M.Eigler //Imaging standing waves in a two-dimensional electron gas // Nature 363, 524–527, (1993).

38. R.J.Hamers, R.M.Tromp, J.E.Demuth //Surface electronic structure Si(111)-(7x7) resolved in real space // Phys.Rev.Lett., 56, 1972 (1986).

39. P.Muralt, D.W.Pohl //Scanning tunneling potentiometry// Appl. Phys. Lett. 48, 514 (1986).

40. G.Binnig, C.F.Quate, Ch.Gerber //Atomic force microscope// Phys. Rev. Lett., 56 (1986) 930 – 933.

41. J.Bardon, M.Audiffren //Medium range interaction between neutral metal atoms and a metallic surface (Ta/W)// J. Physique-Letters, 44 (1983) L883.

42. Миронов «Основы сканирующей зондовой микроскопии». Техносфера. М., 2004, 114 c.

F3.1. N.Negishi, T.Chuman, Sh.Iwasaki, T.Yoshikawa,H.Ito, K.Ogasawara // High efficiency electron-emission in Pt/SiO_x/Si/Al structure // Jpn. J. Appl. Phys. 36, L939-L941 (1997)