Новый высокоинтенсивный "точечный" источник электронов

Для характеристики электронного пучка в области его взаимодействия с поверхностью исследуемого образца (или мишенью), как известно [1], принято использовать следующий ряд основных электронно-оптических параметров: приведенная яркость в [ЛДм^срЪ)], угловая интенсивность 9 [А/ср], а также плотность мощности η [Вт/м²].

В настоящее время для решения научнотехнологических задач в различных областях физики и химии поверхности, а также микро- и наноэлектроники широко используются приборы растровой электронной микроскопии, спектроскопии и установки электронной литографии. Источником электронов в большинстве указанных приборов и установок являются так называемые ZrO/W<100> Шоттки-катоды [2]. Как показано в [3], электронный микрозонд, сформированный электронно-оптической системой (ЭОС) с ZrO/W<100> Шоттки-катодом, на поверхности образца имеет весьма высокий уровень приведенной яркости в ~ 10 8 Л/(м 2 ^срЪ).

Однако для реализации ряда перспективных научно-технологических проектов [4–8] необходимы электронные пучки, у которых уровень в должен достигать значений порядка ~ 10¹⁰ A/(м²·ср·В) а уровень η до ~ 1 ТВт/см².

Принимая во внимание теорему Лиувилля [1], легко видеть, что задача формирования пучков с вышеуказанными параметрами не может быть решена посредством оптимизации или же усовершенствования электронной и магнитной оптики существующих ЭОС, так как современные ЭОС характеризуются аберрационными коэффициен- тами, которые практически близки к предельным минимальным значениям.

Цель настоящей работы заключалась в поиске подходов и методов создания нового класса источников электронов, для которых такие эмиссионные параметры, как β и θ , значительно (на порядки величины) превосходят аналогичные параметры существующих ZrO/W<100> Шоттки-катодов.

О ПОСТАНОВКЕ ЗАДАЧИ ИССЛЕДОВАНИЙ

Как известно [9], в условиях термополевой эмиссии (ТFЕ) электронов теоретически возможные значения плотности тока эмиссии J, а также в cущественно (на три, четыре порядка величины) превышают соответствующие величины, характерные для режимов Шоттки-эмиссии (SE) и расширенной (Extended) Шоттки-эмиссии (ESE).

В связи с этим первоначально исследовалась возможность создания высокоинтенсивных и высокостабильных источников электронов, которые были бы способны функционировать в условиях TFE. Для этих исследований использовались как острийные эмиттеры, изготовленные из тугоплавких переходных металлов (W, Mo, Ta, Nb), так и ZrO/W<100> Шоттки-катоды (эмиттеры). Отметим здесь, что вершина острийного эмиттера обычно представляет собой микрокристалл (МК) заданной кристаллографической ориентации, причем поверхность вершины острийного МК либо является атомарно-чистой, либо, как это имеет место для ZrO/W<100> Шоттки-катодов, покрыта монослоем адсорбата.

Выполненные эксперименты показали, что в условиях TFE при температурах (Ts), превышаю- щих ~ 1500 К, эмиттеры с атомарно-чистой поверхностью, а также ZrO/W<100> Шоттки-катоды являются нестабильными источниками электронов. Физический механизм взаимосвязанных термополевых процессов, которые приводят к нестабильности тока эмиссии, возбуждению неустойчивости тока TFE и вакуумному пробою, описан в [10, 11]. Как показано в [10, 11], в условиях интенсивной TFE вакуумный пробой вполне закономерно развивается в сильных электрических полях (Fs ~ 5.0·107 В/см) в результате формирования у вершины МК плазменного сгустка, ионная составляющая которого образуется вследствие полевой и ударной ионизации испаряющихся собственных поверхностных атомов вещества МК.

Таким образом, если опустить более подробное рассмотрение всего комплекса взаимосвязанных термополевых процессов, то на основании проведенных исследований можно констатировать, что в условиях интенсивной TFE (т. е. при T s ≥ (1500– 2000) К, F s ≥ (4.0–5.0)·10⁷ В/см) как острийные эмиттеры, изготовленные по "классической" технологии Э. Мюллера [12], так и эмиттеры, изготовленные по стандартной технологии формирования ZrO/W<100> Шоттки-катодов [2], непригодны для практического использования в качестве стационарных источников электронов (катодов) в ЭОС различного назначения. Заметим, что вышесказанное не относится к так называемым автоэлектронным (или, как их сейчас принято называть, полевым) катодам, которые нашли практическое применение в просвечивающей и растровой электронной микроскопии сверхвысокого разрешения и успешно эксплуатируются в условиях T _s = (77–300) К и F _s< 4.0 10⁷ В/см и соответственно характеризуются следующими эмиссионными параметрами: J ≤ 10⁴ А/см² и β < 10⁸ A/(м²·ср·В).

Другое важное следствие, очевидно, заключается в том, что поставленная в работе задача разработки и создания новых высокоинтенсивных стабильных источников электронов, способных функционировать в условиях интенсивной TFE, не может быть решена на основе традиционных технологических методов формирования острийных эмиттеров [2, 12].

В связи с этим в основу изложенного ниже метода создания новых высокоинтенсивных стабильных источников электронов были положены результаты работ [10, 13]. В этих работах было обнаружено, что интенсивная эмиссия (~ 103 А/см2) электронов с поверхности широкозонных полупроводниковых острийных эмиттеров (на основе МК CdS) может возбуждаться при весьма низких значениях напряженности поля (≤ 50 В/мкм) на границе раздела полупроводник—вакуум. В [10, 13] показано, что на процесс эмиссии, активируемой электрическим полем, могут оказывать существенное влияние такие факторы, как степень ле- гирования CdS (атомами Ni) и температура эмиттера (Ts). Оказалось, что при относительно низкой степени легирования (nNi ~ 1016 см–3) процесс электронной эмиссии возбуждается при невысоких значениях (менее ≈ 100–300 В) экстрагирующего потенциала (Ve), причем зависимость полного тока эмиссии (I) от Ve не подчиняется закону Фауле-ра—Нордгейма, а описывается степеннóй функцией вида: I ~ (Ve)n, где n ≈ 2 ± 0.1. Кроме того, было показано, что при прочих равных условиях в широком диапазоне значений Ve низколегированный CdS-эмиттер по сравнению с высоколегированным (nNi ~ 1019 см–3) CdS-эмиттером имеет более высокие (на один, два порядка величины) значения β и θ. Анализ обнаруженных "аномалий" в закономерностях эмиссионного процесса с поверхности CdS показал [10], что в случае низколегированных широкозонных полупроводников (или диэлектриков) в запрещенной зоне этих эмиттеров при определенных условиях формируется связанный (на локализованных состояниях (ловушках)) пространственный заряд, который даже при низком экстрагирующем потенциале на вытягивающем электроде создает сильные электростатические поля (~ 103 В/мкм и выше) на границе раздела (контакте) металл—полупроводник (диэлектрик). В сильном электрическом поле потенциальный барьер на границе раздела становится туннельнопрозрачным для электронов металла. Последующий перенос инжектированного в объем полупроводника (диэлектрика) потока электронов может осуществляться как по баллистическому, так и по прыжковому механизму. Развитые в [10] представления хорошо согласовались с теорией переноса заряда в гетерофазных макроструктурах типа: металл—диэлектрик—металл (вакуум), для которых (при монополярном характере инжекции носителей заряда в вещество диэлектрика) плотность тока проводимости пропорциональна квадрату разности потенциалов между поверхностями инжекции и стока носителей [14, 15].

Дальнейшие широкие исследования эмиссионных свойств систем металл—диэлектрик—вакуум, в которых в качестве вещества диэлектрика использовались углеродные и алмазоподобные пленки, а также графитовые нанотрубки и фуллерены, проводились и ведутся до настоящего времени во многих странах. Однако до последнего времени проблема, которую теперь принято называть "Low Macroscopic — Field Electron Emission" (LMFE), остается нерешенной [16]. Теория явления LMFE, которая была бы адекватна многочисленным экспериментальным данным, пока не создана, а применяемые физические нанотехнологии формирования металлопленочных систем не позволяют создавать источники электронов с априорно заданными и воспроизводимыми эмиссионными параметрами. Кроме того, разработанные экспериментальные образцы источников электронов на основе явления LMFE характеризуются сравнительно невысокими уровнями β и J и низкой временнóй стабильностью. Неудовлетворительная воспроизводимость эмиссионных свойств больших (~ 10–100 см2) металлопленочных макросистем может быть [16] обусловлена как локальной неоднородностью структуры границы раздела: металл—диэлектрик, так и зависимостью функции распределения плотности локализованных состояний в запрещенной зоне диэлектрика от вариаций и особенностей в нанотехнологиях формирования диэлектрических пленок, применяемых в различных экспериментах.

Учитывая вышеперечисленные факторы, для создания прототипа нового высокоинтенсивного источника электронов была выбрана наногетероструктура (НГ), представляющая собой тонкую пленку (~ 5–10 нм) особочистого ZrO 2 на поверхности вершины острийного МК W<100>, радиус закругления вершины которого составлял ~ 0.2– 1.0 мкм.

Важно отметить здесь, что в отличие от ZrO/W<100> Шоттки-катодов, у которых толщина слоя адсорбата примерно равна одному монослою

(т. е. ~ 0.3 нм), в настоящей работе толщина слоя ZrO₂ была многократно увеличена. Это позволяет при интерпретации результатов измерений рассматривать пленку ZrO 2 как конденсированное вещество и соответственно использовать известные представления физики конденсированного состояния.

Для формирования пленок ZrO 2 заданной толщины использовался как метод молекулярнопучковой эпитаксии, так и метод автоэпитаксии ZrО 2 в условиях воздействия на НГ сильных электрических и тепловых полей. Для контроля за толщиной слоя диэлектрика применялся импульсный режим возбуждения эмиссии с поверхности формируемой НГ [10]. Оценка толщины слоя ZrO 2 осуществлялась посредством измерения характерных времен переходного процесса на осциллограммах эмиссионного тока [10, 14].

После разработки нанотехнологии воспроизводимого формирования тонких диэлектрических слоев на вершине МК W<100> были проведены исследования закономерностей активируемого электрическим полем процесса электронной эмиссии с поверхности НГ при различных температурах НГ.

Рис. 1. Блок-схема автоматизированного модуля для исследования эмиссионных свойств НГ на основе наногетероструктуры ZrO 2 /W<100>.

1 — ZrO 2 / W<100> острийный эмиттер; 2 — покрытый люминофором экстрагирующий электрод (коллектор); 3 — супрессорный электрод; 4 — дужка из поликристаллической W-проволоки (диаметром 0.127 мм); 5 — стабилизированный источник постоянного тока для нагревания W-дужки; 6 — компьютер; 7 — процессор; 8 — коммутатор напряжения; 9 — аналого-цифровой преобразователь; 10 — цифро-аналоговый преобразователь; 11 — стабилизированный высоковольтный источник напряжения (HW 30/P); 12 — стабилизированный источник напряжения, задающий потенциал супрессора; 13 — цилиндр Фарадея для измерения тока в приосевой части пучка; 14 — камера сверхвысоковакуумной установки; G — гальванометр; R — резистор

ТЕХНИКА И РЕЗУЛЬТАТЫ ЭКСПЕРИМЕНТА

Формирование НГ, а также исследование ее эмиссионных свойств проводилось в сверхвысоковакуумной физико-технологической установке, состоящей из двух модулей: 1 — технологический модуль для формирования исходной НГ и 2 — модуль для исследования эмиссионных свойств НГ. Описание технологического модуля установки приведено в [17]. Для исследования эмиссионных свойств сформированной НГ последняя посредством поворота в вакууме на заданный угол устанавливалась на оси автоматизированного модуля (АМ) установки. Блок-схема АМ показана на рис. 1. При проведении измерений рабочая температура поверхности НГ устанавливалась посредством пропускания определенного тока накала через поликристаллическую W-проволоку (дужку) 4. Разность потенциалов (до 30 кВ) между коллектором 2 и НГ 1 формировалась источником напряжения 11, на вход которого подавалось управляющее напряжение (в пределах от 0 до 10 В). Для измерения полного тока эмиссии использовался калиброванный прецизионный резистор R. Процессор 7, аналого-цифровой преобразователь 9, цифро-аналоговый преобразователь 10 и коммутатор напряжения 8 сопрягались с управляющим компьютером 6 при помощи интерфейсного канала RS232 на выходе СОМ-порта компьютера. Укажем, что цифро-аналоговый преобразователь 10 формирует управляющее напряжение высоковольтного источника 11 в диапазоне от 0 до 10 В, а аналого-цифровой преобразователь через коммутатор напряжения 8 производит как измерение тока эмиссии (посредством преобразования падения напряжения на R в цифровой код), так и напряжения высоковольтного источника 11. Программное обеспечение (ПО) АМ включает исполняемый файл Cathode.exe и два файла конфигурации — SysPar.cnf и ParRegVAF.cnf. Кроме того, операционная система (OC) должна содержать системные файлы Mfc42.dll, Mfc42d.dll, Mfco42d.dll, Msvcirtd.dll, Msvcrtd.dll. ПО работает в среде ОС Windows 98 и легко может быть адаптировано в среду OC Windows XP. Более подробное описание АМ дано в [18].

Основные результаты исследований приведены на рис. 2–7. На рис. 2 показаны типичные вольт-амперные характеристики (ВАХ) для одного и того же исходного острийного МК W<100>. Кривая 1 соответствует ВАХ острийного МК W<100>, на вершине которого сначала было создано моно-слойное покрытие молекулярными комплексами ZrO₂. После проведения измерений ВАХ монослой ZrO 2 удалялся с поверхности МК W<100> за счет высокотемпературного (~ 2500–3000 К) испарения адсорбата. Затем на атомарно-чистую поверхность

Рис. 2. Вольт-амперные характеристики НГ, последовательно сформированных на одном и том же исходном острийном микрокристалле W<100> различными методами (точки — эксперимент, линии — аппроксимирующие аналитические функции):

1 — монослой ZrO 2 /W(100) (Шоттки-катод), аппроксимация y = 0.0226 • e " """⁴ x ;

2 — тонкий слой ZrO 2 /W(100), аппроксимация y = 2 Л0- 8 • x ¹⁹⁸⁷⁶

МК W<100> из молекулярной пушки наносился тонкий (~ 5–10 нм) слой ZrO2 и проводились следующие измерения ВАХ. Результаты этих измерений показаны на рис. 2 (кривая 2). Из рис. 2 следует, что функциональные зависимости для кривых 1, 2 существенно различаются. Так, для монослой-ного покрытия МК W<100> комплексами ZrO2 в соответствии с уравнением для ESE [2] экспериментальная кривая Ie(Ve) с достоверностью R2 = = 0.998 близка к экспоненте (рис. 2, кривая 1). Если же на вершине МК W<100> сформирован тонкий слой ZrO2, то ВАХ (рис. 2, кривая 2) представляет собой степенную функцию вида Ie ≈ Ve2 (R2 = = 0.996), причем при прочих равных условиях полный ток эмиссии с поверхности ZrO2/W<100> источника в 2–3 раза превосходит полный ток эмиссии с поверхности ZrO/W<100> Шоттки-катода. Если же учесть, что Шоттки-катод при полных токах, больших ~ 0.2–0.25 мА, переходит в режим TFE и утрачивает стабильность эмиссии, то соотношение между полными токами эмиссии для этих источников возрастает более чем в 10 раз.

Наряду с указанными изменениями ВАХ в результате создания на вершине W<100> острийного МК тонкого слоя ZrO₂ происходит также существенная трансформация эмиссионного изображения. Сравнивая изображения поверхности МК W<100> для различных источников (рис. 3, б и рис. 3, в), легко видеть, что в условиях эмиссии с поверхности ZrO 2 /W<100> интенсивная эмиссия наблюдается только с поверхности локальных участков, прилегающих к трехгранным углам в направлениях типа <111>. Кроме того, необходимо отметить, что угол расходимости потоков электронов, эмиттированных вблизи направлений <111>, оказывается значительно (в 2–3 раза) меньшим, чем у центрального потока электронов, экстрагируемого с поверхности ZrO 2 /W(100) в режиме Шоттки-эмиссии.

Результаты измерений влияния температуры на процесс эмиссии с поверхности ZrO 2 /W<100> источника приведены на рис. 4. Как видно из этого рисунка, зависимость I _e( T _s) является весьма сильной (близка к экспоненциальной) и имеет пороговый характер по величине температуры, начиная с которой (при фиксированном значении потенциала V e ) происходит возбуждение процесса эмиссии. Кривая I _e( T _s) достигает максимума при T _s ≈ ≈ 2150 К.

Рис. 3. Эмиссионные изображения микрокристалла W<100> на различных стадиях формирования структуры эмиттирующей поверхности источника электронов.

а — исходная атомарно-чистая поверхность скруг-ленно-сглаженной вершины микрокристалла W<100>; б — распределение локальных участков эмиссии на вершине W<100> c монослойным покрытием комплексами ZrO₂; в — распределение локальных участков эмиссии на вершине W<100>, покрытой тонким слоем диэлектрика ZrO 2

Рис. 4 Зависимость тока эмиссии от температуры для НГ, образованной тонким слоем ZrO 2 на поверхности МК при фиксированном значении экстрагирующего потенциала ( V e = = 6000 В)

Совокупность приведенных выше данных не поддается простой интерпретации в рамках существующих представлений о механизмах известных эмиссионных явлений [9]. Как следует из экспериментальных данных, исследованный в работе эмиссионный процесс с поверхности ZrO 2 /W<100> НГ активируется электростатическим полем и демонстрирует весьма сильную зависимость эмиссионной способности НГ от температуры. В связи с тем, что формально такие эмиссионные процессы, как термоэлектронная эмиссия (TE), SE, ESE, а также полевая (автоэлектронная) эмиссия, являются частными случаями явления TFE, исследованному в работе эмиссионному процессу можно дать собственное наименование — аномальная термополевая эмиссия (ATFE).

Не останавливаясь пока на обсуждении механизма ATFE, отметим, что после завершения технологического процесса формирования НГ, процесс ATFE характеризуется высокой ( ~ 0.1 %/ч) временнóй стабильностью (см. рис. 5) и сверхвысокой (порядка ~ 10¹⁰ А/(м²·ср·В) приведенной яркостью β (см. рис. 6). Оценочные расчеты величины θ для каждого из потоков электронов в направлениях, близких к <111> (см. рис. 3, б), показали, что данный параметр достигает значений ~ 10² мА/ср. Отметим, что вклад в полный ток эмиссии ( I _e) от всех 4 потоков электронов в направлениях типа <111> составляет от ~ 80 до ~ 90 %. Откуда следует, что использование разработанных источников электронов вида ZrO₂/W<111> в ЭОС формирования микрозондов позволит создавать микрозонды с током до ~ 0.5 мА (и более) и плотностью мощности до ~ 1.0 ТВт/см².

ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Для интерпретации установленных в работе закономерностей ATFE будем основываться на полученных экспериментальных данных. Согласно этим данным, плотность тока в области тетраэдрических углов в направлениях <111> (см. рис. 3, в) может достигать значений ~ 10⁸–10⁹ А/см². Этот результат означает, что инжекция электронов через границу раздела (металл (W))—(диэлектрик (ZrO₂)) может происходить только по туннельному (или точнее, термополевому) механизму [9, 11], и, следовательно, на этой границе в условиях ATFE создается сильное (порядка ~ 10⁸ В/см) электрическое поле ( F si ).

Для полусферической модели границы раздела диэлектрик—вакуум в одномерном приближении локальное значение напряженности поля в произвольной точке на межфазовой границе раздела W—ZrO2 можно представить в виде

Рис. 5. Характерная кривая временнóй стабильности полного тока эмиссии с поверхности НГ (тонкий слой ZrO₂/ W <100>)

Рис. 6. Зависимость параметра β от экстрагирующего потенциала для НГ, сформированных различными технологическими методами:

1 — монослой ZrO 2 /W<100> (или Шоттки-катод); 2 — тонкий слой ZrO 2 /W<100>

Fsi = γ FL + Flc – Fsc, (1) ε где γ — локальный фактор усиления поля; ε — относительная диэлектрическая проницаемость; FL — напряженность (лаплассового) поля на границе раздела диэлектрик—вакуум; Flc — поле пространственного заряда, локализованного на уровнях доноров в запрещенной зоне диэлектрика; Fsc — поле пространственного заряда потока электронов.

Входящие в (1) величины γ, Flc и Fsc являются неизвестными, поэтому для определения вклада каждого из слагаемых будем использовать как вышеприведенные данные, так и результаты работ [19–21].

Т. к. геометрия электродов и вершины эмиттера (рис. 1) аналогична геометрии электродов, описанной в [2], то из данных этой же работы следует, что в условиях настоящих экспериментов напряженность (лаплассового) поля F L на границе раздела диэлектрик—вакуум во всем исследованном диапазоне изменения V _e не превышала ~ 3.0·10⁷ В/см. Принимая во внимание, что в условиях TFE при высоких плотностях тока (вплоть до J ≈ 10⁹ А/см²) напряженность поля пространственного заряда F sc не превосходит ~ 10⁷ В/см [19], и учитывая, что в зависимости от технологии формирования и толщины пленки численное значение ε для пленок ZrO 2 может варьироваться в пределах от ~ 5 до ~ 32 [20], а параметр γ (для направлений типа [111]) удовлетворяет неравенству γ ≤ 5 [12], получим такую оценку:

^γ ⋅ F L - F sc ε

≤ 0.2 ⋅ F lc .

Таким образом, из (2) следует, что в условиях ATFE основной вклад в результирующее поле Fsi создается объемным зарядом в пленке ZrO2. Согласно рис. 4, напряженность поля Flc при фиксированном значении Ve весьма сильно зависит от температуры. На участке роста тока (рис. 4) зависимость Ie(Ts) близка к экспоненте. Такой характер температурной зависимости, по-видимому, обусловлен возрастанием поля Flc за счет роста концентрации заряда на локализованных уровнях донорного типа в запрещенной зоне ZrO2. Как представляется, рост концентрации заряда в этих условиях прежде всего связан с фотоионизацией локализованных состояний равновесным тепловым излучением вещества НГ, а также, разумеется, определенный вклад в этот процесс должна вносить термоэлектронная ионизация в электростатическом поле (ионизация по Френкелю). В рамках этих представлений переход кривой Ie(Ts) через экстремум при температурах, больших ~ 2150 К (рис. 4), вызван смещением максимума спектра равновесного теплового излучения в более коротковолновую область (по закону Вина). Отметим, что, согласно предложенной интерпретации, в запрещенной зоне ZrO2 функция распределения плотности локализованных состояний должна иметь экстремум в "точке" ~ 0.84 эВ ниже дна зоны проводимости ZrO2. Кроме того, при T ~ ~ 2000 К возможно аллотропное изменение структуры диэлектрика [21], которое может сопровождаться уменьшением плотности локализованных состояний.

Рис. 7. Энергетическая диаграмма НГ (тонкий слой ZrO₂/W<100>) в условиях ATFE (ионизованные уровни локализованных состояний показаны знаком + , остальные обозначения являются общепринятыми)

На рис. 7 представлена энергетическая диаграмма исследованной НГ в условиях ATFE. В этих условиях (ATFE) концентрация объемного заряда возрастает настолько, что доминирующим механизмом инжекции в пленку диэлектрика становится процесс TFE.

В рамках вышеизложенных представлений квадратичная функциональная зависимость I _e от V _e (рис. 2, кривая 2) является следствием ограничения потока электронов пространственным зарядом в слое ZrO₂. Аномально высокие (по сравнению с Шоттки-катодом) значения β и θ для разработанного источника электронов обусловлены специфическими кристаллографическими особенностями наногетероструктуры, которая формируется на вершине МК переходного металла в условиях высокотемпературного эпитаксиального роста тонкого cлоя ZrO₂ в сильных электрических полях. В этих условиях одновременно с формированием слоя диэлектрика происходит процесс термополевой перестройки МК W [10, 22]. Процесс термополевой перестройки заканчивается после огранки МК плотноупакованными гранями типа {100}, {110} и {112} или гранями типа {100}, {110}. Заметим, что это завершенное состояние огранки принято называть "равновесной формой кристалла". Для кристаллов в равновесной форме свободная поверхностная энергия достигает минимального значения. В результате образования равновесной формы МК граница раздела металл—диэлектрик представляет собой многогранник, состоящий из плоских участков, образованных плотноупакован-ными гранями. Стыкам плотноупакованных граней соответствуют направления типа [111], вблизи которых локальная кривизна поверхности имеет максимальное значение [12]. В связи с этим в условиях ATFE наибольшее численное значение фактора γ и соответственно F _si в (1) должно отвечать направлениям типа [111], что и наблюдается экспериментально (см. рис. 3, в). Если исходить из весьма реалистичной оценки линейных размеров (~ 10–30 нм) для наиболее интенсивно эмитти-рующих локальных участков поверхности вблизи направлений [111], то, как отмечалось выше, плотность тока ATFE для этих участков будет составлять ~ 10⁸–10⁹ А/см². Откуда следует, что при Ω ≤ 0.01 ср для каждого из четырех потоков (рис. 3, в) β достигает значений ~ 10¹⁰ A/(м²·ср·В) и выше, а θ ≥ 10² мА/ср.

В заключение представляет интерес оценить среднюю объемную плотность заряда (nv) на локализованных состояниях на границе раздела W <100>—ZrO2, а также плотность (Nv) этих состояний. В приближении однородного распределения связанного заряда в пленке диэлектрика можно положить Flc ~ {e (nv)2/3 / ε0} ≈ 108 В/см, где e — заряд электрона, ε0 — электрическая постоян- ная. Тогда имеем такую оценку: nv ≈ 1020 см–3. Полагая Nv ≈ nv/Eg, где Eg — ширина запрещенной зоны ZrO2 (Eg ≈ 7.8 эВ [21]), получим Nv ≈ ≈ 1019 см–3·эВ–1. Последняя оценка дает основания полагать, что в условиях ATFE тонкий слой ZrO2 на поверхности МК W<100> является структурнонеупорядоченным, или другими словами находится в аморфном состоянии [23]. Если последнее заключение справедливо, то высокая стабильность процесса ATFE объясняется высокой инертностью аморфных пленок по отношению к взаимодействию с газами, а также большой энергией когезии аморфных оксидных пленок.

Основные результаты работы заключаются в следующем.

• 1.    Разработана и создана оригинальная физическая нанотехнология формирования самоорга-низованных НГ, образованных тонким (~ 5–10 нм) слоем диэлектрика (ZrO₂) на поверхности острий-ного микрокристалла W<100>.

• 2.    На основании исследований полевых эмиссионных свойств разработанных НГ показано, что при определенных температурах созданные НГ являются новыми высокоинтенсивными и высокостабильными точечными источниками электронов и характеризуются уникальными эмиссионными параметрами, а именно приведенной яркостью β до ~ 10¹⁰ A/(м²·ср·В) и угловой интенсивностью эмиссии θ до ~ 10²мА/ср.

• 3.    Показано, что закономерности активированной электрическим полем электронной эмиссии не согласуются с теорией явления термополевой эмиссии. Обнаруженному эмиссионному явлению дано специальное наименование — ATFE. Предложена феноменологическая модель механизма ATFE.

Работа выполнена при поддержке РФФИ, грант № 05-08-33545а.