Вакуумная и плазменная электроника 2 страница

1—10 эВ. Следовательно, если энергия, передаваемая атому об­лучающей частицей, существенно больше этого значения, то ва­лентные связи могут разорваться и атом сместится из своего первоначального положения. Даже относительно низкоэнерге­тическое ультрафиолетовое излучение может привести к необ­ратимым изменениям в химических связях полимеров, и хотя электроны имеют малую массу для передачи импульса при уп­ругих столкновениях с атомами, их первоначальная энергия обычно велика (10⁴—10⁶ эВ), так что при упругих столкнове­ниях атомам может передаваться энергия в несколько электрон вольт. Передача энергии может происходить за счет вто­ричных эффектов после неупругих столкновений.

Несмотря на эти ограничения, электронные микроскопы яв­ляются принципиально новым средством для визуального на­блюдения приборов или микросхем с субмикронными допус­ками. Хотя в электронной микроскопии необходимо помещать образец в вакуумную камеру, серийные электронные микрос­копы не очень сложны в эксплуатации и могут использоваться дополнительными устройствами обработки информации.

Электронные микроскопы подразделяются на три типа (про­свечивающие, зеркальные и эмиссионные) и могут использо­ваться в двух режимах — проекционном и растровом скани­рующем.

Оптимальная величина увеличения любого микроскопа (М₀) равна отношению размера, разрешаемого невооруженным гла­зом (0,2 мм), к размеру наименьшей детали изображения, раз­решаемого микроскопом (δ), т. е. если длина измеряется в мет­рах, то:

 

. (1.4)

Для оптического микроскопа:

 

(1.5)

для электронного микроскопа:

 

(1.6)

 

и для наблюдения отдельных атомов:

 

(1.7)

 

Электронные эмиссионные микроскопы

 

При специальных условиях поверхность образца может ис­пускать электроны. Другими словами, образец эмиттирует элек­троны непосредственно со своей поверхности, подобно тому как испускает электроны нагретый образец (термоэлектронная эмиссия), при приложении сильного электрического поля к по­верхности (автоэлектронная эмиссия) пли под действием бом­бардировки поверхности частицами (вторичные электроны). Та­кие электроны обычно испускаются в произвольных направле­ниях с низкими энергиями в небольшом энергетическом диапа­зоне. В первых двух случаях электроны могут фокусироваться электронными линзами непосредственно в увеличенное изобра­жение без применения дополнительных внешних источников электронов или других частиц. В третьем случае для облучения поверхности образца при определенной изобретательности можно использовать первичный пучок, не сфокусированный электронно-оптической системой.

 

Рис.1.5. Принцип работы эмиссионного микроскопа.

 

Применение эмиссионных микроскопов возможно только для материалов, которые имеют малую работу выхода и небольшую летучесть, чтобы можно было при их нагревании получать приемлемые плотности эмиссионного тока. Применение фотоэлектрического эффекта сильно расширяет диапазон используемых материалов. Интенсивное ультрафиолетовое излучение фокусируется на интересующую нас поверхность, и на флуоресцентный экран проецируется фотоэлектронное изображение. Поскольку энергетический разброс фотоэлектронов обычно намного больше, чем термоэмиссионных электронов, применение апертурной диафрагмы является обязательным даже при небольших разрешениях (доли микрометра). Поверхность может также бомбардироваться электронами высоких энергий, а изображение — формироваться только низкоэнергетическими вторичными электронами. Вторичные электроны могут также создаваться ионной бомбардировкой. Такая бомбардировка приводит к травлению поверхности посредством распыления; при этом создаются качественные поверхности для металлографии.

ЭЭМ может использоваться только в проекционном режиме. Однако в принципе сканирующие электронный и ионный микроскопы, по существу, являются эмиссионными микроскопами, когда в них используются вторичные электроны, генерируемые с поверхности образца сканирующим лучом. Несмотря на то, что имеется принципиальная возможность создания сканирующего фотонного микроскопа, он не используется из-за относительно большого минимального размера фокального пятна (порядка 1 мкм) и малой глубины резкости.

Эмиссионный микроскоп с автоэлектронной эмиссией (АЭМ), показанный на рис.1.6, является самым простым.

 

Рис.1.6. Принцип работы микроскопа с автоэлектронной эмиссией (АЭМ)

 

Он состоит из иглы с острием радиусом r, расположенной на расстоянии R от катодолюминесцентного экрана и находящейся под потенциалом V относительно экрана. Однако для работы такого микроскопа в течение длительного времени требуется сверхвысокий вакуум (р<10^-8 Па). Напряженность электрического поля на острие определяется как:

(1.8)

где k — постоянная, которая зависит от формы иглы и имеет обычно значение ~7.

 

Чтобы получить за счет автоэлектрон­ной эмиссии с острия иглы достаточное количество электронов (соответствующее плотностям тока 10⁴—10⁸ A/см²), напряжен­ность электрического поля должна иметь величину порядка 10⁷—10⁸ В/см. Иглы обычно формируются с помощью тепло­вого отжига в электрических полях и представляют собой мо­нокристаллы с остриями радиусом порядка 1 мкм, к которым должны прикладываться напряжения около 10 кВ. Электроны разлетаются радиально, и величина увеличения определяется как:

 

(1.9)

для R ≈ 10 см;

r≈ 1 мкм;

М≈105.

 

Разрешение зависит от распределения скоростей эмиттированных электронов, что связано с принципом неопределенности импульса

 

, (1.10)

или

 

нм, (1.11)

 

для r — в нанометрах и V — в вольтах. Здесь τ — время про­лета электрона от острия до экрана, v₀ — средняя скорость, m — масса электрона, а другие обозначения общеприняты или определены ранее.

С помощью этого микроскопа изучались изменения работы выхода монокристаллических поверхностей и влияние адсорб­ции примесей. Обычно достигается разрешение лучше 1 нм, и можно наблюдать большие адсорбированные органические мо­лекулы. Для острия с радиусом меньше 200 нм трудно по­лучить кристаллическую структуру. Однако можно уверенно предполагать в полном согласии с теорией, что для остриев ра­диусами меньше 10 нм можно получить разрешение на атомном уровне, но при этом можно наблюдать только несколько (1—20) атомов благодаря маленькому радиусу острия. Острия с такими маленькими радиусами имеются в металлических микроостриях, созданных различными методами, включая электролитическое травление.

Контрольные вопросы

 

1.При каком давлении работают электропроводящие приборы ?

2.Назовите области применения электронно-лучевых приборов.

3.Каковы основные преимущества вакуумных прибором ?

4.Какими процессами определяются характеристики ионных приборов.

5.На каком явлении основана работа плазменной панели ?

 

ТЕМА 2.ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ЭМИССИОННОЙ ТЕОРИИ

 

2.1. Работа выхода электронов [5]

 

Энергетическая диаграмма у поверхности тела. Валентные электроны в твердом теле либо достаточно тесно связаны со своими атомами, как, например, в полупроводниках и диэлектриках, либо, образуя электронный газ (в металлах), свободно перемещаются между узлами кристаллической решетки. В любом случае, эти электроны в нормальных условиях не покидают физических пределов твердого тела.

Выходу электронов из твердого тела препятствуют электрические силы взаимодействия электрона с телом. Наивысшая энергия Е_ф — энергия Ферми, которой обладает электрон в металле при Т = 0 °К, недостаточна для преодоления этих сил. Если принять за нулевой уровень энергию электрона в вакууме, бесконечно удаленного от поверхности твердого тела и не подвергающегося воздействию каких-либо сил, – энергетические состояния электронов в твердом теле должны лежать ниже этого уровня, т.е. нужно считать их энергию отрицательной, так как в твердом теле, как и в любой другой устойчивой системе, запасена некоторая энергия, определяющая устойчивость системы. Таким образом, можно считать, что уровень энергии частицы в вакууме лежит выше уровня Ферми Е_ф на некоторую величину Е₀ (рис.2.1). Эта величина, равная разности энергетических уровней в вакууме и твердом теле, называется работой выхода электрона.

 

Рис.2.1. Энергетический барьер на границе твердого тела и вакуума

 

Физическая природа сил, препятствующих выходу электрона из металла и определяющих величину работы выхода, совершаемой электроном при их преодолении, достаточно сложна. На вылетевший из металла электрон действует, в частности, поверхностное поле, созданное слоем вылетевших электронов и положительных зарядов на поверхности тела, вызванных уходом электронов, а также силы взаимодействия между удалившимся электроном и наведенным в теле положительным электрическим зарядом.

Вычисление работы выхода для металла с учетом этих сил приводит к следующему результату:

(2.1)

 

Отсюда, в частности, видно, что работа выхода для металлов уменьшается с увеличением междуатомного расстояния, что хорошо подтверждается опытными данными.

Кривая Е = f (х), характеризующая энергетический барьер у поверхности тела, изображена на рис.2.2.

 

 

Рис.2.2. Энергетический барьер у поверхности металла.

 

Величина работы выхода измеряется несколькими электрон-вольтами; так, например, для цезия Е₀ = 1,88 эВ, для бария 2,4 эВ, а для вольфрама 4,5—4,6 эВ.

 

Влияние активирующего слоя

 

Работа выхода может значительно измениться, если на поверхность металла или полупроводника, называемого в этом случае керном, нанести тонкий слой другого вещества.

Атомы адсорбированного на поверхности вещества могут отбирать или отдавать электроны керну. Вследствие этого на поверхности располагается слой ионов, которые совместно с их зеркальным отображением в катоде создают слой диполей. Обычно на поверхности эмиттеров наносятся слои таких веществ, которые являются электроположительными относительно основного металла и образуют слой диполей, уменьшающих работу выхода. Такие вещества называются активаторами.

Величина ∆Е₀ уменьшения работы выхода зависит не только от физических свойств керна и адсорбированного вещества, но также и от толщины адсорбированного слоя. Наибольшая величина ∆Е₀ получается при нанесении одноатомного слоя. Так, например, для вольфрама, активированного барием, Е₀= 1,56 эВ, а при активировании вольфрама торием Е₀ = 2,63 эВ.

 

Виды электронной эмиссии

 

При выходе из металла или полупроводника электрон должен совершить работу, для чего ему необходимо получить некоторую дополнительную энергию Е₀. Эта добавочная энергия может быть тепловой (при нагреве твердого тела), лучистой (при его облучении, например, световым потоком), энергией внешнего электрического поля и др.

В зависимости от вида сообщаемой телу дополнительной энергии различают термоэлектронную, фотоэлектронную, вторичную электронную и электростатическую электронную эмиссию. Число электронов, покидающих тело, их скорость в вакууме зависят от количества полученной энергии, а также от физических свойств самого тела — катода.

Термоэлектронная эмиссия — это такой вид эмиссии, при котором дополнительная энергия сообщается электронам в виде тепла. Термоэлектронная эмиссия получила наибольшее широкое применение в электронных приборах.

На рис.2.3 показана функция распределения электронов по энергиям для металла в соответствии с квантовой статистикой Ферми — Дирака.

При Т = 0 °К наивысшая энергия электронов в металле соответствует значению энергии Ферми. При повышении температуры тела наиболее быстрые электроны за счет тепловой энергии могут переместиться на более высокие свободные энергетические уровни. Функция распределения dN/dE при Т > 0 °К видоизменяется: вероятность замещения энергетических состояний, лежащих выше уровня Еф, оказывается отличной от нуля.

При комнатной температуре энергия наиболее быстрых электронов возрастает на величину кТ, равную примерно 0,03 эВ. При повышении температуры до Т ≈ 2000 К приращение энергии достигает нескольких электрон-вольт. Энергия наиболее быстрых электронов при этом оказывается достаточной для совершения работы выхода (рис. 2.3), и электроны будут покидать металл, двигаясь в вакууме с кинетической энергией, величина которой измеряется превышением их энергии над величиной Е₀.

 

Рис. 2.3. Энергетический барьер у поверхности и функция распределения Ферми для металла

 

Ток через единицу поверхности катода — удельный ток термоэлектронной эмиссии определяется выражением (формулой Ричардсона — Дешмэна):

 

(2.2)

 

Здесь — постоянная величина.

Экспериментальная проверка формулы (2.2) приводит к иным величинам этой постоянной: для разных веществ А₀ может принимать значение от 10 до 300.

Из (2.2) видно, что удельный ток эмиссии зависит от величины работы выхода и изменяется для данного катода в зависимости от температуры. Для большинства катодов зависимость I_eq = f (Т) носит экспоненциальный характер. На рис.2.4 показаны кривые изменения тока эмиссии в зависимости от температуры для двух катодов площадью 0,03 см², но с разной работой выхода.

Термоэлектронная эмиссия — наиболее распространенный вид эмиссии. Термокатоды используются во всех электронных лампах, а также в приборах СВЧ, электроннолучевых приборах, во многих ионных приборах и др.

 

Рис. 2.4. Зависимость тока эмиссии от температуры для катодов

 

 

Эмиссия при внешнем электрическом поле

 

Явление термоэлектронной эмиссии анализировалось в предположении, что электрическое поле в вакууме отсутствует.

В большинстве электронных приборов, однако, катод находится вблизи других электродов, потенциал которых в общем случае отличен от нуля. Поэтому электроны, покидая поверхность катода, попадают во внешнее электрическое поле. Кривая изменения энергии у поверхности катода, а следовательно, и условия эмиссии электронов при этом отличаются от рассмотренных случаев.

На рис.2.5, а показано изменение энергии у поверхности катода в присутствии внешнего тормозящего электрического поля.

Суммарная кривая 3 получена в результате сложения кривой 1 и прямой 2, определяющей изменение потенциала между катодом и электродом а с потенциалом — U_a. Электрон, обладающий собственной энергией E_ф, при удалении от катода на расстояние r_a должен совершить работу Е₀' = е (φ₀ + U_a). Иначе говоря, он может достигнуть электрода а только в том случае, если получит дополнительную энергию Е₀' ≥ Е₀ .

 

а — при тормозящем поле: б — при ускоряющем поле.

 

Рис.2.5. Изменение энергетического барьера у поверхности металла при внешнем электрическом поле.

 

Если электроду а сообщить положительный потенциал + U_a, кривая изменения энергии принимает, вид, показанный на рис.2.5,б. При этом, как видно из чертежа, энергетический барьер у поверхности катода уменьшается на величину ∆Е₀. Вычисление этой величины показывает, что она зависит от напряженности внешнего поля:

 

(2.3)

 

С учетом этого явления выражение для удельного тока термоэлектронной эмис­сии можно записать в виде

(2.4)

 

Подставив численные значения e, π,ε и ε₀ получим:

 

(2.5)

 

где I_eq определяется формулой (2.2).

 

Увеличение тока эмиссии в результате влияния внешнего ускоряющего поля называется эффектом Шoттки.

Электростатическая электронная эмиссия

 

Если увеличивать еще больше положи­тельный потенциал электрода α, то холмообразный потенциальный барьер начнет уменьшаться по величине, приближаться к катоду и ширина его будет становиться все меньше. В результате при больших напряженностях поля ε барьер станет доста­точно «прозрачным» для электронов и возникнет значительный ток эмиссии за счет туннельного эффекта. Электроны с поверхности катода будут как бы вырываться очень сильным электрическим полем. Это явление называют электростатической электронной эмиссией. Вычисления показывают, что электростатическая эмиссия с поверхности металлов начинается при напряженностях внешнего поля порядка ε_кр ≈ 10⁸ В/см. Однако экспериментальные исследования этой величины приводят к несколько меньшим значениям: ε_кр ≈ 10⁶ В/см. Уменьшение величины ε_кр по сравнению с расчетной объясняется главным образом шероховатостью поверхности като­да, что приводит к увеличению плотности, электронов на микровыступах поверхности.

Влияние внешнего электрического поля на эмиссию электронов с поверхности полу­проводников несколько сложнее, чем в толь­ко что рассмотренном случае для металла.

Поскольку диэлектрическая проницае­мость полупроводников имеет величину по­рядка нескольких единиц, внешнее электри­ческое поле проникает на некоторую глубину в тело полупроводника. В результате изме­няется не только энергетический барьер у по­верхности тела, но и энергетические уровни в самом полупроводнике. Очевидно, что для возникновения электростатической эмиссии с поверхности полупроводника требуются несколько меньшие значения напряжен­ности внешнего ноля, чем это было указано для металлов.

Электростатическая эмиссия лежит в основе работы лишь некоторых ионных приборов (ртутный выпрямитель; игнитрон и др.), однако влияние внешнего электри­ческого поля при эмиссии других видов приходится учитывать во многих электрон­ных приборах.

 

Вторичная электронная эмиссия

 

Вторичной электронной эмиссией называют эмиссию электронов с поверхности тела при его бомбардировке электронами. Тело, подвергаемое бомбардировке, называют вторично-электронным эмиттером, или мишенью. Часть электронов, падающих на поверхность мишени (первичных электро­нов n₁), испытывает упругое отражение и движется в обратном направлении; другая часть проникает в толщу тела и рассеивает там свою энергию при взаимодействии с кристаллической решеткой и электронами мишени. В результате этого взаимодей­ствия первичный электрон может либо полностью рассеять свою энергию и остаться в теле, либо, затратив часть энергии, изменить направление движения и снова выйти за пределы твердого тела. Последний случай соответствует неупругому отражению первичных электронов. Энергия, рассеиваемая первичным электроном в теле, может перейти в кинетическую энергию внутренних электронов, и они могут покинуть пределы мишени (собственно вторичные электроны).

Таким образом, в результате бомбардировки мишени первичными электронами образуется встречный поток вторичных электронов, содержащий упруго отраженные электроны, электроны неупругого отражения и, наконец, собственно вторичные электроны. Относительное количество электронов этих трех видов, а также общее число вторичных электронов зависят от энергии первичных электронов, физико-химических свойств мишени, чистоты ее поверхности, угла падения первичных электронов и других факторов.

Отношение общего числа вторичных электронов n₂ к числу первичных электронов n₁ называют коэффициентом вторичной эмиссии:

 

(2.6)

 

На рис.2.6 показана кривая распределения общего числа вторичных электро­нов, по энергиям в процентах к энергии первичного электрона. Первый максимум кривой соответствует собственно вторичным электронам. Пологая часть кривой между первым и вторым максимумами определяется в основном электронами, обра­зовавшимися в результате неупругого отражения. И, наконец, второй максимум создается за счет упруго отраженных электронов, энергии которых близки к энер­гиям первичных электронов.

Рис.2.6. Кривая распределения вторичных электронов по энергиям.

 

Величина коэффициента вторичной эмиссии зависит от энергии первичных электронов (рис.2.7) При увеличении энергии Е₁ первичных электронов число вторичных электронов увеличивается и при некотором значении Е_1кр достигает максимума.

 

 

а — для металлов; б — для полупроводников и диэлектриков.

 

Рис. 2.7. Зависимость коэффициента вто­ричной эмиссии от энергии первичных электронов.

При дальнейшем увеличении Е₁ глубина проникновения первичных электронов возрастает настолько, что вторичные электроны, образовавшиеся на значительной глубине, на пути к поверхности металла рассеивают большую часть энергии и теряют возможность покинуть металл. Вследствие этих же причин уменьшается и число упруго отраженных электронов. Коэффициент вторичной эмиссии уменьшается.

Поскольку вторичная эмиссия зависит от глубины проникновения первичных

электронов в металл, естественно, что на величину σ оказывает влияние угол падения

первичных электронов. В самом деле, из рис. 2.8, а видно, что при увеличении θ и при той же средней длине пробега l_ср электрона в металле уменьшается глубина его проникновения h. Зависимость величины σ от угла падения θ иллюстрируется на рис.2.8, б.

 

а — изменение глубины проникновения при изменении θ; б — зависимость коэф­фициента вторичной эмиссии от угла θ.

 

Рис. 2.8. Влияние угла падения θ первичных электронов на величи­ну σ.

 

 

2.3.Требования к катодам

 

Источники электронов для приборов, основанных на исполь­зовании электронных пучков, называют катодами. К ним предъ­является ряд требований, зависящих от особенностей приборов.

Эти требования относятся к следующим характеристикам като­дов: однородности эмиссии по поверхности катода; плотности тока, требуемой от катода; энергетическому распределению эмиттированных электронов; временным флуктуациям тока; ис­парению материала с поверхности катода; способности катода работать в определенной среде; времени жизни катода в за­данных условиях работы.

При исследовании микрообъектов обычно необходимо сфо­кусировать пучок электронов до минимально возможного раз­мера при максимально возможном токе. Известное в электрон­ной оптике ленгмюровское ограничение на размер фокального пятна требует, чтобы плотность тока, отбирае­мого от катода, была максимально возможной, а разброс по энергии электронов был как можно меньше.

Термокатоды обычно эксплуатируются в режиме потоков, ограниченных пространственным зарядом.

Плотность тока в режиме потока, ограниченного простран­ственным зарядом, слабо зависит от температуры катода, тогда как термоэлектронная эмиссия в режиме насыщения зависит экспоненциально от температуры. Требования к температурной стабильности для обеспечения постоянства эмиссии обычно слишком строги для того, чтобы можно было использовать ка­тоды в режиме насыщения. Этот эффект еще более усугубля­ется тем фактом, что функция распределения работы выхода эмиттирующей поверхности может зависеть от времени и лю­бых изменений вакуумной среды, в которой эксплуатируется катод.

Если от данного термокатода требуется высокая плотность тока, необходимо увеличить рабочую температуру. Естествен­ные ограничения связаны либо с расплавлением материала ка­тода, либо с превышением давления паров испарившегося ма­териала некоторого предела, характерного для прибора, в ко­тором работает катод. Из-за существования таких ограничений очень небольшое число используемых на практике термокато­дов может непрерывно работать при плотностях тока, превы­шающих 10 А/см².

Катоды, принцип действия которых связан с диспенсированием к их поверхности активного материала, могут терять активность (отравляться) за счет небольших количеств веществ, которые либо изменяют химический состав катодной поверхно­сти, либо препятствуют потоку диспенсируемого материала.

В случае автоэлектронной эмиссии можно получить плотности тока, превышающие 10⁸ А/см². Од­нако такие плотности тока могут быть достигнуты только с очень малых поверхностей (площадью, меньшей чем не­сколько квадратных микрометров). Обнаружено, что электроны эмиттируются с макроскопических поверхностей (даже пред­ставляющих собой грани монокристалла), очищенных и обра­ботанных с использованием лучших из известных методов, при величине напряженности приложенного макроскопического электрического поля 10⁵ В/см вместо ожидаемых 10⁷—10⁸ В/см, характерных для возникновения автоэлектроиной эмиссии. Эти электроны испускаются сравнительно небольшим количеством топких усиков (микроостриев), на которых легко достигается коэффициент умножения напряженности поля, превышающий 100. Высота этих усиков варьируется в диапазоне 10—1000 ато­мов, причем на их копчиках находится 1 —100 атомов.

Проволочки, стравленные до чрезвычайно острых иголок, имеют разброс по эмиссионным характеристикам, если на их кончиках не сформированы в результате термической обра­ботки монокристаллы. Эти кристаллы обычно имеют размеры 0,2—1 мкм и ориентированы к поверхности различными гра­нями. Грани с наименьшей работой выхода отличаются наи­большей эмиссионной способностью, поэтому при использова­нии таких катодов в электронных источниках необходимо иметь возможность отбора электронов с определенной грани. Такие катоды характеризуются нестабильностью тока и малым сро­ком службы главным образом из-за распыления поверхности катода в результате бомбардировки ионами остаточного газа, образующимися в приповерхностной зоне. Для того чтобы исключить повреждения из-за распыления на длительное время, требуется обеспечить остаточное давление около 10^-12 Па, хотя при проведении краткосрочных экспе­риментов могут быть получены приемлемые сроки службы в несколько часов при давлении 10^-8 Па. По этим причинам стали использовать термоавтоэлектронную эмиссию, поскольку нагрев приводит к эффекту самовос­становления кончика острия, поврежденного в результате рас­пыления. Увеличение стабильности достигается за счет увеличе­ния энергетического разброса эмиттированных электронов.

Уравнение Фаулера-Нордгейма для автоэмиссии:

 

 

(2.7)

где V(y),t(y) –эллиптические функции Нордгейма.

 

Автоэлектроны, туннелирующие при энергиях ниже уровня Ферми, отдают энергию кристаллической решетке, нагревая тем самым поверхность (эффект Ноттингема), тогда как электроны, туннелирующие при энергиях, превышающих уровень Ферми, охлаждают ее. Следовательно, при отборе автоэлектронного тока температура катодной поверхности приближается к зна­чению, при котором энергия, уносимая электронами, находящи­мися выше уровня Ферми, точно компенсируется энергией, отдаваемой электронами, находящимися ниже уровня Ферми. Такая температура называется критической и определяется при­ближенной формулой: