Термополевая эмиссия электронов с поверхности низкоразмерных наногетероструктур

Как известно, вследствие малых линейных размеров (порядка ~ 10 нм) и высокого структурного совершенства низкоразмерные наноструктуры (такие как углеродные нанотрубки, алмазоподобные и углеродные пленки; квантовые точки, ямы и проволоки) являются весьма перспективными физическими объектами для создания нового поколения интенсивных стационарных полевых1) ис- точников электронов (точечных, многоострийных и планарных (2D)) для многочисленных приложений как в области микро- и наноэлектроники, так и электроники больших мощностей [1–5].

В результате проведенных ранее исследований полевых эмиссионных свойств микрокристаллов (МК) широкозонных полупроводников (CdS), алмазоподобных пленок и углеродных нанотрубок было установлено [1–3], что процесс интенсивной эмиссии электронов с поверхности указанных наноструктур (НС) возбуждается при весьма низких ("пороговых") значениях напряженности поля ( F el ) на межфазовой границе (МФГ) раздела (поверхность НС—вакуум) (менее 50 В/мкм). Эта особенность полевой эмиссии с поверхности некоторых НС представляет значительный практический интерес с точки зрения возможности создания нового класса интенсивных "низковольтных" (менее 10²–10³ В) полевых источников электронов, а также дисплеев [1–3].

Однако процесс полевой эмиссии с поверхности низкоразмерных НС является весьма неста- ной литературе аббревиатуры — соответственно SE, FE, TFE, TE.

бильным, а эмиссионные свойства одной и той же (по своей морфологии) НС в значительной мере зависят как от технологических методов ee формирования, так и от физических условий проведения экспериментов [2]. В силу указанных причин низкоразмерные НС пока не нашли широкого практического применения в качестве низковольтных полевых источников электронов. Природа указанных особенностей полевых эмиссионных свойств НС в значительной мере пока остается неясной.

В литературе представлены три основные точки зрения на механизм возбуждения процесса полевой эмиссии с поверхности НС при низких значениях F el [2, 3].

Описания, по-видимому, впервые сделанных наблюдений эффекта полевой эмиссии электронов при низких значениях F el даны в [3, 6]. Обнаруженный эффект был объяснен [3] формированием связанного пространственного заряда (ПЗ) на локализованных состояниях в запрещенной зоне микрокристаллов CdS. Позднее аналогичная точка зрения для 2D НС на основе алмазоподобных и углеродных пленок была высказана в [7]. В ряде работ низкий уровень F el для алмазоподобных и углеродных пленок связывается с отрицательным электронным сродством, а также с наличием субмикронных каналов ("включений") высокой проводимости в диэлектрической пленке [2].

В дополнение к сказанному отметим, что возбуждение процесса полевой эмиссии электронов с поверхности низкоразмерных НС существенно зависит [2] от технологических методов получения НС, толщины диэлектрической пленки, причем F _el может варьироваться в широких пределах от ~ 5.0 до ~ 10³ В/мкм.

Таким образом, исходя из известных литературных данных, можно констатировать, что на сегодняшний день закономерности и особенности полевых эмиссионных свойств НС различной размерности и морфологии во многих аспектах остаются неясными и пока не имеют адекватной интерпретации. Более того, до настоящего времени нет определенного ответа на, казалось бы, весьма "простой" вопрос фундаментального характера, а именно: что же является основной физической причиной наблюдаемых особенностей (аномалий) в явлении "низковольтной" полевой эмиссии с поверхности НС и обусловлены ли эти аномалии физико-химическими и структурными свойствами объема НС или же определяющим фактором являются только свойства поверхностного слоя НС?

В связи с описанным выше положением вещей цель настоящей работы состояла в проведении специальных исследований, которые бы позволили получить дополнительные данные, проясняющие физический механизм низковольтной полевой эмиссии электронов с поверхности низкоразмерных НС.

ПОСТАНОВКА ЗАДАЧИ

При постановке задачи исследований мы исходили из того, что любую НС можно формально рассматривать как суперпозицию двух взаимосвязанных подсистем: 1) исходного ("материнского") гомогенного вещества НС и 2) приповерхностного слоя НС.

Очевидно, что приповерхностный слой НС по своим физико-химическим и структурным свойствам в общем случае может как существенно отличаться от материнского вещества НС (в частности, вследствие адсорбции на поверхности НС атомов (молекул) из окружающей НС газовой (воздушной) среды или же в результате специального направленного выращивания тонкой пленки), так и быть тождественным гомогенному материнскому веществу НС. Данный подход позволяет упростить описание объекта исследований и условно рассматривать любую НС как НГС с двумя МФГ раздела.

В рамках предложенного методологического подхода удобно ввести безразмерный параметр θ ≡ ≡ τ / δ , где τ — толщина приповерхностного слоя, состоящего из атомов или молекул вещества заданного химического состава, δ — толщина монослоя этого же вещества. Тогда при θ = 0 НГС "вырождается" либо в НС с атомарно-чистой поверхностью (в частности, это может быть острийный микрокристалл (МК) или единичная квантовая точка, проволока, углеродная нанотрубка и др.), либо в атомарно-чистую поверхность подложки (если в качестве НГС рассматривать 2D-структуры, например, алмазоподобные или углеродные тонкие пленки, выращенные на поверхности проводящей подложки). Очевидно также, что при θ = 0 обе МФГ "вырождаются" в единственный потенциальный барьер на границе раздела (вещество НС—вакуум) и соответственно процесс полевой эмиссии с поверхности НС должен описываться известными закономерностями для полевых эмиссионных явлений FE, SE или TFE [8]. Следующий частный случай, который следует специально отметить, соответствует θ = 1. Это состояние поверхностного слоя НГС примечательно тем, что полевые эмиссионные свойства систем (атомарно-чистая поверхность металла (полупро-водника)—монослой адсорбата) широко исследовались ранее и по этому вопросу к настоящему времени накоплен и систематизирован значительный объем научных данных [9, 10].

Таким образом, если в качестве объекта исследований выбрать НГС с априорно известными полевыми эмиссионными свойствами при θ = 0 и θ = = 1, то такой выбор дает возможность провести как количественное, так и качественное сопоставление полевых эмиссионных свойств одной и той же НГС в трех различных "состояниях" ее поверх- ностного слоя, т. е. при θ = 0, θ ≈ 1 и θ >> 1, и соответственно ответить на вопрос о соотношении влияния факторов "объема" и "поверхности" НС на полевые эмиссионные свойства НС.

Принимая во внимание вышеизложенное, в качестве объекта исследований была выбрана ZrO 2 /W НГС. Роль подложки в исследованной НГС играл острийный МК W с радиусом закругления вершины от ~ 0.2 до ~ 0.5 мкм.

При выборе объекта исследований было учтено, что термополевые эмиссионные свойства как исходного MК W с атомарно-чистой поверхностью, так и НГС (монослой ZrO 2 на поверхности МК W) хорошо изучены [10, 11].

В дополнение к сказанному выше отметим, что в последние годы проводились интенсивные исследования физико-химических и структурных свойств тонких оксидных пленок переходных металлов с высокой диэлектрической проницаемостью, и в частности ZrO2, которые рассматриваются в качестве перспективных материалов для замены пленок SiO2 в элементной базе приборов и устройств микро - и наноэлектроники. По этому вопросу получен значительный объем научных данных [4, 12–18].

Для проведения исследований при θ >> 1 толщина пленки задавалась, исходя из следующих соображений. Прежде всего геометрическая толщина пленки ZrO 2 должна быть соизмерима (или близка) к характерным значениям толщин алмазоподобных или углеродных пленок, при которых аномалии полевых эмиссионных свойств проявляются в наибольшей мере [2]. Согласно [2], τ составляет от ~ 2 до ~ 25 нм. Также принималось во внимание, что исследования физико-химических и структурных свойств оксидных пленок переходных металлов проводились для диапазона толщин пленок от ~ 1–2 до ~ 15 нм [4, 12–18]. Для проведения исследований выбирались промежуточные значения толщин пленки, а именно τ ~ 5–10 нм.

В ходе всего цикла экспериментов как микрогеометрия исследуемого объекта, так и макрогеометрия полезадающих электродов (в пределах погрешности) оставалась строго фиксированной.

Рис. 1. Блок-схема автоматизированного модуля экспериментальной установки для исследования полевых эмиссионных свойств НГC.

1 — ZrO 2 /W<100> острийный эмиттер; 2 — экстрагирующий электрод (коллектор), покрытый слоем люминофора; 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

Следует отметить, что неизменность микро-и макрогеометрии (т. е. соответственно объекта исследований и системы полезадающих электродов) в процессе измерений полевых эмиссионных свойств НГС является необходимым условием для корректной интерпретации результатов, полученных методами полевой электронной микроскопии.

МЕТОДИКА И РЕЗУЛЬТАТЫ ЭКСПЕРИМЕНТА

Формирование ZrO 2 /W НГС, а также исследование полевых эмиссионных свойств проводились в физико-технологической установке, состоящей из двух модулей:

• 1)    технологического модуля (ТМ) для формирования исходной НС и НГС и

• 2)    автоматизированного модуля (АМ) для исследования эмиссионных свойств НГС.

Описание ТМ-установки приведено в [19]. После выполнения технологических операций НГС устанавливалась на оси АМ-установки (посредством поворота оси НГС на заданный угол). Блок-схема АМ показана на рис. 1. При проведении измерений рабочая температура ( T s ) вещества НГС задавалась посредством пропускания определенного тока накала через поликристаллическую W-проволоку ("дужку") (4). Разность потенциалов (до 30 кВ) между коллектором (2) и НГС (1) формировалась высокостабилизированным 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 цифроаналоговый преобразователь (10) предназначен для формирования управляющего напряжения 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 резисторе R в цифровой код), так и измерение напряжения высоковольтного источника (11). Программное обеспечение работает в средах Windows 98 и Windows XP. Более подробное описание АМ приведено в [20].

Эпитаксиальный рост слоев ZrO 2 , формирование топологии ZrO 2 /W НГС [19, 20], а также исследования полевых эмиссионных свойств сформированных НГС проводились в сверхвысоком вакууме (~ 10^-7 Па).

Основные экспериментальные результаты представлены на рис. 2–5. На рис. 2 приведены вольт-амперные характеристики (ВАХ) для различных "состояний" приповерхностного слоя ZrO2/W<100> НГС (кривые 1–4) и соответствующие эмиссионные изображения эмитирующей поверхности ZrO2/W<100> НГС (рис. 2, а, б, в). На вставке (рис. 2, г) приведены кривые зависимости плотности тока эмиссии от напряженности экстрагирующего поля для двух "состояний" поверхности НГС: θ = 1 и (τ ~ 10 нм). Отметим, что для построения кривых 1–6 (рис. 2) предварительно (с помощью известной методики обработки ВАХ для процесса FE [8]) определялось численное значение так называемого β-фактора, который является коэффициентом пропорциональности в соотношении: Fe = β Ve, где Fe — среднее (или эффективное) значение напряженности поля на скругленно-сглаженной высокотемпературным прогревом (при Ts ~ 2500–3000 К) атомарно-чистой поверхности МК при заданном значении экстрагирующего потенциала (Ve). Найденное значение β-фактора использовалось затем при построении кривых 1–6 (рис. 2). Кривая 1 на этом рисунке соответствует исходному состоянию НГС, когда поверхность МК W<100> является атомарно-чистой. Соответствующее этому состоянию эмиссионное изображение приведено на рис. 2, а. Кривая 2 является ВАХ для атомарно-чистой поверхности МК W<100> при температуре Т ~ 2000 К. Кривые 1, 2 (рис. 2) описываются известными аналитическими зависимостями для классических явлений FE и TFE [8]. Измеренные ВАХ (рис. 2, кривые 1, 2) использовались в дальнейшем для количественного сопоставления с ВАХ для ZrO2/W<100> НГС (при θ ≈ 1 и τ ~ 10 нм). Кривая 3 (рис. 2) является ВАХ ZrO2/W<100> НГС, когда толщина слоя ZrO2 примерно равна одному монослою. Соответствующее этому состоянию НГС эмиссионное изображение приведено на рис. 2, б. Сравнив кривые 1, 2 с кривой 3, легко видеть, что (как принято считать [10]) вследствие уменьшения работы выхода эмитирующей поверхности от ~ 4.5 до ~ 3.0 эВ происходит "смещение" ВАХ в область более низких пороговых значений напряженности поля Fel. Отметим, что кривая 3 на рис. 2 представляет собой ВАХ так называемого Шоттки-(Schottky) катода, а поведение этой кривой описывается известным выражением для SE (или, более корректно, для расширенной (Extended) Шоттки-эмиссии (ESE) [10]).

При увеличении толщины слоя ZrO 2 до ~ 10 нм был обнаружен ряд существенных изменений в физике эмиссионного процесса (см. рис. 2, кривая 4, и рис. 2, в).

Если говорить о качественных изменениях, то прежде всего следует отметить, что при вариации температуры вещества НГС эмиссионный процесс утрачивает свойственную явлениям TE, SE, ESE

F e , В/мкм

Рис. 2. Зависимость тока эмиссии от напряженности поля на поверхности ZrO 2 /W<100> НГС для трех различных "состояний" поверхностного слоя НГС.

а — эмиссионное изображение исходной атомарно-чистой поверхности МК W<100>; б — эмиссионное изображение поверхности МК W<100>, покрытой монослоем ZrO 2 ; в — эмиссионное изображение поверхности ZrO 2 /W<100> НГС (толщина слоя ZrO 2 равна ≈ 10 нм).

г — зависимости плотности эмиссионного тока от напряженности поля на межфазовой границе (ZrO 2 — вакуум): 5 — ZrO 2 /W<100> НГС, Т = 2000 К, τ / δ ≈ 1, r = 0.4 мкм, β = 2400 см^-1; 6 — ZrO 2 /W<100> НГС, Т = 2000 К, толщина слоя ZrO 2 равна ≈ 10 нм, r = 0.4 мкм, β = 2400 см^-1.

1 — ВАХ МК W<100> ( Т = 300 К, r = 0.4 мкм, β = 2400 см^-1);

2 — ВАХ МК W<100> ( Т = 2000 К, r = 0.4 мкм, β = 2400 см^-1);

3 — ВАХ ZrO₂/W<100> НГС ( Т = 2000 К, r = 0.4 мкм, β = 2400 см^-1, толщина слоя ZrO₂ равна одному монослою);

4 — ВАХ ZrO 2 /W<100> НГС ( Т = 2000 К, r = 0.4 мкм, β = 2400 см^-1, толщина слоя ZrO 2 равна ≈ 10 нм)

и TFE монотонную зависимость эмиссионной спо-собности 2) в ещества эмиттера от температуры [8].

Оказалось (рис. 3), что при заданных фиксированных значениях потенциала экстракции V e и потенциала супрессорного электрода V s вещество НГС проявляет селективную "восприимчивость" к тепловому воздействию. Из рис. 3 видно, что интервал тепловой восприимчивости ZrO 2 /W<100> НГС является весьма узким Δ T ≈ 2000 ± 100 К.

Следующее качественное изменение состоит в трансформации изображения эмитирующей поверхности при изменении толщины слоя ZrO 2 от монослоя до значений ~ 10 нм (см. рис. 2, б и в). Cравнивая эмиссионные изображения для различных состояний НГС, легко видеть, что в условиях эмиссии с поверхности ZrO 2 /W<100> НГС интенсивная эмиссия электронов имеет место только с поверхности локальных участков, прилегающих к вершине трехгранного тетраэдрического угла в направлениях W [111]. Кроме того, необходимо отметить, что угол расходимости потоков электронов, эмитированных в направлениях W[111] (см. рис. 2, в), оказывается значительно меньшим (по нашим оценкам, в 2–3 раза), чем у центрального потока электронов, экстрагированного с плоскости (100) ZrO 2 /W<100> в режиме Шоттки-эмиссии (см. рис. 2, б).

Что касается количественных изменений, то здесь следует выделить следующие характерные особенности. Во-первых, ВАХ ZrO 2 /W<100> НГС (кривая 4, рис. 2) "сдвигается" в область еще более низких значений F el (менее ~ 50 В/мкм) и, во-вторых, функциональная зависимость полного тока эмиссии ( I e ) от напряженности поля F e имеет вид степенной функции I _e ∞ F _e ⁿ ( n ≈ 2 ± 0.3) и, следовательно, не подчиняется известным классическим закономерностям TE, SE, ESE или же TFE. В условиях, когда на вершине МК W<100> сформирован тонкий слой ZrO 2 , полный ток эмиссии с поверхности ZrO 2 /W<100> НГС (рис. 2, кривая 4) значительно превосходит полный ток эмиссии с поверхности Шоттки-катода (рис. 2, кривая 3). Практически же, соотношение между полными максимальными стационарными токами эмиссии для состояний ( θ ≈ 1 и τ ≈ 10 нм) достигает 10 и более крат.

Однако наиболее отчетливо возрастание эмиссионной способности ZrO 2 /W<100> НГС видно из

Рис. 3. Зависимость тока эмиссии с поверхности ZrO 2 /W НГС от температуры при фиксированном значении экстрагирующего потенциала ( V e = = 6000 В).

(ZrO 2 /W НГС образована тонким слоем ( ~10 нм) ZrO₂ на поверхности МК W<100>)

рис. 2, г, на котором для сравнения приведены кривые, полученные в результате оценочных расчетов плотности тока эмиссии как для поверхности НГС c монослойным покрытием (кривая 5), так и после образования тонкой (~ 10 нм) диэлектрической пленки ZrO 2 (кривая 6). Численные данные для плотности тока (рис. 2, г, кривые 5 и 6) легко пересчитать в значения γ . Оказалось, что γ для ZrO 2 /W<100> НГС более чем на два порядка величины превышает максимальное значение приведенной яркости Шоттки-катода, которая, согласно [10], составляет γ ~ 10⁸ А/(м²∙ср∙В).

Наряду с измерениями ВАХ в различных "состояниях" поверхностного слоя ZrO2/W<100> НГС были выполнены измерения, позволяющие получить количественную оценку распределения по начальной энергии (ω) электронов, эмитированных с поверхности НГС при τ ~ 10 нм. С этой целью для фиксированных значений температуры НГС и потенциала экстракции (Ve) проводились измерения зависимости Ie = ƒ(Vs). Затем для полученной экспериментальной кривой находилось аналитическое выражение для функции аппроксимации, которая после дифференцирования и нор- мирования преобразовывалась в кривую ξ(ω) = = αƒ ′ /Ie, где α — коэффициент нормировки. Типичная кривая ξ(ω) приведена на рис. 4. Из вида этой кривой следует, что основной вклад (до ~ 80 %) вносят электроны c начальной энергией менее ~ 5.0 эВ. Зондовые измерения величин тока в направлениях W [111] (рис. 2, в) показали, что в пределах погрешности токи эмиссии в каждом из четырех пучков равны между собой, а суммарный ток эмиссии в указанных направлениях составляет до ~ (85–90) % от полного тока эмиссии.

На заключительной стадии экспериментов для ZrO 2 /W<100> НГС (при τ ≈ 10 нм) проводились измерения стабильности эмиссионных свойств НГС. Результаты автоматизированных измерений зависимости полного тока эмиссии от времени показаны на рис. 5. Из полученных данных следует, что при полном токе эмиссии ~ 10^-3А ( γ ~ ~ 10¹⁰ А/(м²∙ср∙В)) нестабильность полного эмиссионного тока с поверхности ZrO₂/W<100> НГС не превышает ~ 0.2 % в течение нескольких часов. Отметим, что для Шоттки-катодов этот параметр составляет ~ 1.0 % [11].

Помимо исследований полевых эмиссионных свойств ZrO₂/W<100> НГС также проводились исследования свойств ZrO 2 /W<111> НГС. Как и следовало ожидать, изменение кристаллографической

Рис. 4. Функция ξ, характеризующая распределение эмитируемых электронов по полной начальной кинетической энергии ω ориентации МК W не привело к сколько-нибудь существенному изменению основных закономерностей в явлении термополевой эмиссии по сравнению с описанными выше для ZrO2/W<100> НГС.

ОБСУЖДЕНИЕ И ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Приведенные выше результаты исследований эмиссионных свойств ZrO 2 /W НГС не поддаются адекватной интерпретации в рамках существующих представлений о механизмах известных классических полевых эмиссионных явлений [8].

Как следует из полученных данных, эмиссионный процесс с поверхности ZrO 2 /W НГС активируется электростатическим полем и, следовательно, относится к полевым эмиссионным явлениям. С другой стороны, этот процесс демонстрирует неординарную зависимость тока эмиссии с поверхности НГС от температуры (рис. 3), а также характеризуется весьма широким спектром начальных энергий (рис. 4). Формально исследованный процесс естественно было бы назвать "термополевой" эмиссией, однако в англоязычной и в русскоязычной литературе этот термин (Thermal Field Emission) обычно используется для наименования классического явления TFE [8]. Принимая во внимание эти замечания, процесс термополевой эмиссии электронов с поверхности ZrO 2 /W<100> НГС (при τ ≈ 10 нм) был назван [21] "аномальной термополевой эмиссией" (ATFE).

Обсудим теперь наиболее существенные, на наш взгляд, новые данные фундаментального характера, которые позволяют прояснить физический механизм "низковольтной" полевой эмиссии с поверхности низкоразмерных НС.

Прежде всего важно отметить, что в результате направленного изменения структуры поверхност-

Рис. 5. Типичная кривая временнóй стабильности полного тока эмиссии с поверхности ZrO2/W НГС, образованной тонким слоем (~ 10 нм) ZrO2 на поверхности МК W<100> ного слоя W МК при "переходе" из "состояния" с θ ≡ 0 в "состояние" с θ >> 1 (τ ~ 10 нм) происходит радикальное изменение полевых эмиссионных свойств эмиттера электронов. Во-первых, существенно изменяется характер функциональной зависимости тока (плотности тока) эмиссии от напряженности поля (Fe) на границе раздела (эмитирующая поверхность—вакуум) и, во-вторых, наблюдается значительное (более 10 крат) уменьшение уровня Fel. Отметим, что в результате такого "перехода" ВАХ полевого эмиссионного процесса Ie = Ie(Ve) с поверхности ZrO2/W<100> НГС описывается степенной функцией с показателем n ≈ ≈ 2 ± 0.3. Следует подчеркнуть, что ВАХ полевой эмиссии для таких "низковольтных" эмиттеров, как алмазоподобные пленки и нанотрубные структуры [1, 2], также можно аппроксимировать функциональной зависимостью степеннóго вида с близкими численными значениями показателя степени.

Таким образом, из этого сопоставления можно сделать весьма важное качественное заключение о том, что имеющие место физические особенности (аномалии) явления "низковольтной" полевой эмиссии не зависят от структуры и морфологии материнского вещества НС, а в основном определяются физико-химическими и структурными свойствами приповерхностного слоя НС. Разумеется, физико-химические и структурные свойства поверхностного слоя ("nanofilm") будут в значительной мере обусловлены [2] как технологическими особенностями формирования НС, так и физическими условиями проведения исследований (прежде всего это вакуумные и температурные условия).

Далее из полученных результатов (рис. 2) следует, что средняя стационарная плотность тока эмиссии с поверхности локальных участков, прилегающих к вершинам тетраэдрических углов [111] МК W<100>, достигает значений более 108 A/см2.

Так как погрешность полученной оценки для плотности тока не превышает ~ 30 %, то возможность формирования в пленке ZrO 2 в условиях эмиссии микро- и наноструктур с высокой (металлической) проводимостью, как это предполагается в [2], представляется маловероятной, ибо при таких плотностях тока процесс TFE с поверхности таких микро- и нанокристаллов по своей природе является нестационарным и завершается развитием вакуумного пробоя [22, 23]. Кроме того, ВАХ полевой эмиссии с поверхности возможных "точек сопряжения" высокопроводящих каналов (включений) со второй МФГ должна была бы подчиняться уравнению Мерфи—Гуда [8].

Таким образом, аномалии процесса эмиссии с поверхности ZrO2/W<100> НГС невозможно интерпретировать в рамках представлений [2] о возможном влиянии проводящих каналов в пленке диэлектрика на процесс полевой эмиссии с поверхности алмазоподобных и углеродных пленок.

Далее, т. к. многочисленные исследования энергетической электронной структуры пленок ZrO₂ различными современными методами [12–15] не выявили кристаллографических направлений, в которых пленки ZrO₂ обладали бы отрицательным электронным сродством, то отсюда следует, что этот фактор также не может быть привлечен для интерпретации механизма термополевой эмиссии с поверхности ZrO 2 /W<100> НГС.

Таким образом, исходя из результатов проведенных исследований и с учетом представлений и результатов работ [3, 7, 21] имеются достаточные основания полагать, что электростатические поля на МФГ (W—пленка диэлектрика (ZrO 2 )), необходимые для экстракции из металла потоков электронов высокой плотности ( ~ 10⁸ A/см²), создаются в результате образования в запрещенной зоне диэлектрика локализованного положительного ПЗ. Как представляется, аналогичный механизм возбуждения полевой эмиссии электронов при сравнительно низких "пороговых" значениях напряженности экстрагирующего поля F el имеет место и для НС другой морфологии и размерности (квантовые точки и алмазоподобные пленки). В пользу данной точки зрения свидетельствуют известные данные [2] о том, что при прочих равных условиях допирование алмазоподобных и углеродных пленок атомами N, а также B приводит к понижению численных значений F el и росту эмиссионной способности указанных пленок. В согласии с этой точкой зрения находятся и результаты, приведенные в [24], а также характер экспериментальной кривой (рис. 3). Согласно оценкам, с учетом данных [12–18] кривая I e = = I e ( T s ) на рис. 3 отражает процесс термополевой ионизации локализованных состояний, расположенных на глубине ~ 0.9 эВ под дном зоны проводимости пленки ZrO 2 . Ионизация этих состояний, согласно [21], приводит к росту напряженности поля на МФГ (W—ZrO₂) и соответственно к росту плотности тока инжекции из металла в диэлектрик.

Таким образом, ответ на первую часть вопроса, сформулированного во Введении, заключается в том, что основной физической причиной, приводящей к возбуждению процесса полевой эмиссии с поверхности НС различной размерности, является фактор формирования сильного электростатического поля эмиссионного знака на МФГ (проводящая подложка—пленка диэлектрика). Источником сильного поля является локализованный в пленке положительный ПЗ. Вопрос о механизме формирования ПЗ, его распределении, плотности и физических носителях является предметом исследования.

Приведенные выше данные позволяют сделать следующие выводы.

Основной и "дополнительный" потоки ATFE-электронов

Изолятор

Нанопленка

Металлическое микроострие

Вытягивающий электрод

Основной электрод

Тепловой источник

Рис. 6. Возможная схема построения системы преобразования тепловой энергии в электрическую энергию на основе явления ATFE.

a — схема устройства энергетического конвертера на базе НГС, сформированных по технологии создания так называемых катодов Спиндта; б — фрагмент массива из катодов Спиндта, на эмитирующей поверхности которых выращена тонкая пленка диэлектрика

б

электронных пучков с плотностью мощности до ~100 МВт/см² на поверхности изображения источника электронов [25]. Важно отметить, что, согласно экспериментальным данным, в качестве "точечного" электронного источника (функционирующего в режиме ATFE), для аксиальносимметричных электронно-оптических систем формирования микронных и субмикронных пучков (микрозондов) следует использовать ZrO 2 /W<111> НГС, т. к. при такой ориентации МК эмиссионный поток с грани (111) W будет направлен вдоль электронно-оптической оси системы формирования пучка.

Другой областью применения эффекта ATFE является энергетика как больших, так и малых мощностей. На данном этапе исследований весьма перспективной представляется возможность создания высокоэффективных систем (устройств) преобразования тепловой энергии в электрическую энергию. Последнее высказывание основано на том, что эмитируемый с поверхности НГС в условиях ATFE поток электронов является носителем концентрированного (до ~ 109 Вт/см2) потока энергии. В этой связи основная научнотехнологическая проблема разработки и создания реальных систем и устройств преобразования энергии на основе явления ATFE, по-видимому, будет заключаться в том, чтобы с минимальными энергетическими потерями осуществить перенос концентрированного потока энергии от источника электронов к коллектору системы. Возможная схема реализации системы преобразования тепловой энергии в электрическую энергию показана на рис. 6.

• 3.    Как представляется, ZrO₂/W НГС не является уникальной по своим физико-химическим и структурным свойствам. Для формирования новых НГС — эффективных ATFE-эмиттеров электронов (как на основе 1D и 2D структур, так и упорядоченных массивов НГС), обладающих априорно заданными эмиссионными свойствами (в частности, способных к ATFE тока высокой плотности при T ≈ 300 К), необходимы дополнительные специальные исследования с привлечением современных методов моделирования процесса послойного эпитаксиального роста тонких диэлектрических пленок на поверхности переходных металлов (а также сильно легированных полупроводников n-типа) и методов "зонной инженерии" [4, 5].

Работа выполнена при финансовой поддержке Российской академии наук (в рамках госбюджетного финансирования ИАнП РАН для проведения работ по НИР) и ИНТАС (грант № 06-10000128863).