WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

в предположении, что испаряются только однозарядные В случае полевого испарения при низких T это число ионы Re, т. е. n = 1. Вообще говоря, какова зарядность атомов в положении kink, а в нашем случае — число испаряемых при высоких T ионов — вопрос маломикровыступов на поверхности, поскольку именно с изученный, экспериментально установленным фактом вершин микровыступов и испаряются ионы. Наклон является лишь замеченное быстрое падение зарядности графика Аррениуса lg i = f (1/T ) дает величину Qn, иона с ростом T [11]. Здесь можно высказать следующие а отсечка — величину nhr0. Для получения такого соображения. Соотношение токов ионов разной заряднографика измерялись величины i при различных T и сти определяется соотношением соответствующих велиодном и том же приложенном U, поскольку именно чин Qn. Сама по себе температура не влияет на зарядвеличина i характеризует скорость испарения атомов в ность иона, поскольку не влияет на величины, входящие виде ионов с поверхности острия. На рис. 5 представлен в Qn, если пренебречь температурной зависимостью, график Аррениуса для Re острия при U = 12 kV. При которая, во-первых, мала, а во-вторых, одинакова для этом во всем диапазоне изменения T величина Fev ионов разной зарядности, так как характеризует не ион, меняется от 1.9 до 2.1 V/, т. е. Fev = 2.0 ± 0.1V/, а поверхность, с которой он испаряется. Просто рост T что лежит в пределах погрешности определения F вызывает необходимость понизить F для сохранения при значительных флюктуациях i. Наклон графика той же скорости испарения, а снижение F и вызывает дает величину Qn = 2.6 ± 0.34 eV и предэкспоненту понижение зарядности иона согласно выражению (2).

nhr0 = 7 · 1017 1/s. Величина частотного множителя в В отсутствие внешнего поля (случай чистой поверхэтом случае 0 = 7 · 1015 1/s, поскольку число микровы- ностной ионизации) всегда испаряются практически ступов на поверхности эмиттера nhr обычно около 102. только однозарядные ионы, поскольку для этого слуВеличины 0 1015-1016 1/s являются обычными для чая значение Q1 = 0 + I1 -, Q2 = 0 + I1 + I2 - Журнал технической физики, 2002, том 72, вып. Высокотемпературное полевое испарение рения и Q2 - Q1 = I2 -. Величины Q1 всегда меньше Q2 плотности вблизи поверхности, что приводит к росту, для всех элементов, поскольку I2 > 10 eV, а, наоброт, согласно данной работе, всегда меньше 10 eV. Именно наличие внешнего поля F = 0 + neFk, (3) и шоттковского члена в выражении (2) и создает многозарядные ионы, причем чем выше F, тем выше и где k — глубина проникновения поля.

зарядность испаряемого иона. Если при полевом испаОднако в предположении справедливости выражерении Pt в случае T = 78 K и F = 4.8V/ наблюдаются ния (3), в случае F = 1.0-2.0V/ и k 0.5 увелиионы Pt+2, Pt+3 и Pt+ в порядке падения интенсивчение составит 0.5-1.0 eV, что значительно меньше ности [3], то при испарении той же Pt при T > 1000 K различия расчетных и измеренных величины Qn.

и Fev = 1.2V/ испаряются практически только однозаРассмотрим также возможность ошибки в определерядные ионы Pt [12]. Правда, для образования многозании величины поля F. Действительно, мы определяем рядных ионов существует еще механизм постионизации.

эту величину исходя из теории Фаулера–Нордгейма, Однако расчеты, выполненные для этого случая [13], которая подразумевает однородное поле у поверхности показали, что в случае полей F 1.0V/ доля двузаэмиттера. Однако в ряде работ, например в [17], укарядных ионов Re составляет десятые доли процента и зывалось, что электрон, тунелирующий с поверхности даже при F 2.0V/ — менее 10% от общего тока, эмиттера, „видит“ эту поверхность плоской начиная при F 1V/ заметную долю двузарядных ионов в токе с радиусов острий r > 500. При меньших r случай дают только Ba, Ca, V, La и некоторые редкоземельные однородного поля уже не реализуется, а типичные r для элементы. Кроме того, в предположении испарения двузарядных ионов Re при величине второго потенци- микровыступов — гораздо меньше. Поэтому, применяя теорию Фаулера–Нордгейма для микровыступов, мы заала ионизации I2 = 24.5 eV значения энергий активации меняем реальный эмиттер с неоднородным полем неким станут совсем уже нереальными Qn = 25-26 eV.

эффективным эмиттером с однородным полем. При этом Если подставить величины Qn = 7.64 и 7.04 eV в величины F и плотности тока i для эффективного выражение (1), то соответствующие величины токов в эмиттера всегда меньше таковых для реального [18].

случае T = 1700 K должны быть i 10-24 и 10-22 A вместо измеренных i 10-9 A при той же предэкспо- В упоминавшейся работе [17] показано, что j реального эмиттера с r = 100 превышает j эффективного ненте, т. е. на много порядков меньше. С чем же может эмиттера в 10-20 раз. Но это означает, учитывая быть связано столь большое различие расчетных и экспоненциальную зависимость j от F, что реальное F экспериментально измеренных значений величин i и Qn может быть больше на 15-20% при = 5.0eV для Re, В работе [14], также обнаружившей подобное различие при испарении W, предполагается, что величины потен- что окажет несущественное влияние на величину Qn.

циалов ионизации In могут быть меньше табличных зна- Остается рассмотреть последнюю в выражении (2) вечений, поскольку в малых кластерах величины In могут личину 0. Величина 0 — это теплота испарения матебыть меньше, чем для одиночного атома. Действительно, риала, которая всегда соответствует испарению атома из в работе [15], изучавшей ионизацию малых кластеров Sb, положения kink, т. е. из положения в изломе ступени. Есбыло показано, что величина In падала от 7.6 до 7.1 eV ли мы теперь определим величину 0 из выражения (2), с ростом числа атомов в кластере от 4 до 36, при этом то при измеренных величинах Qn = 3.42, 2.64 и 3.70 eV для одиночного атома Sb величина In = 8.7eV. Если бы в случае U = 12, 13и 10 kV соответственно получим испарение Re и других металлов носило бы кластерный величины 0 = 4.75, 4.35 и 4.8 eV, которые значительно характер, то тогда действительно встал бы вопрос о меньше теплоты испарения Re — 0 = 8.3eV. Чем же потенциале ионизации кластера и еще более неясный определяется такое уменьшение 0 почти вдвое Это вопрос о теплоте испарения кластера. В работе [16] не может быть связано с влиянием сильного поля на наблюдалось при T 1000 K и F 1.8V/Aимпульсное величину 0, хотя такое предположение и было сделано испарение димеров W+3, Re+3 и Mo+3. Димеры были в работе [9], в которой даже приводится примерное 2 2 только трехзарядными, тогда как атомарные ионы были в выражение для такой зависимости основном однозарядными, при этом число димеров было F = 0 - bF, (4) много меньше числа однозарядных ионов. Для Pt, Ni и Rh кластерные ионы не наблюдались вообще. Только где b — некая константа.

для Si наблюдалось заметное количество кластерных Объясняется такая возможная зависимость также проионов. Так что кластерное испарение скорее всего не никновением поля в глубь металла и уменьшением дает какого-либо заметного вклада в ионный ток и в обэлектронной плотности вблизи поверхности, что присуждаемом случае, а сами микровыступы рассматривать водит к уменьшению энергии связи атома с поверхнокак малые кластеры некорректно.

стью. Однако экспериментального подтверждения такое Можно рассмотреть и возможное изменение величипредположение не нашло. Существует всего одна рабоны под действием сильного поля. Как указывалось в та [19], подтверждающая зависимость 0 от F, однако работе [9], поле положительной полярности, проникая в глубь металла, вызывает уменьшение электронной в этом случае при испарении Rh в поле F = 4.8V/ 8 Журнал технической физики, 2002, том 72, вып. 114 О.Л. Голубев, В.Н. Шредник и T = 78 K полученная величина F оказалась не мень- Таким образом, процесс высокотемпературного полеше, а, наоборот, заметно больше теплоты испарения вого испарения состоит, по-видимому, в испарении атородия — на 0.7-1.2 eV для разных граней Rh. Но мов с вершин термополевых микровыступов в основном в последующих работах [20,21], в которых изучалось в виде однозарядных ионов доставляемых на эти веркриогенное полевое испарение Pt, Rh, Fe, Ni, Co, W при шины посредством поверхностной миграции. При этом экспериментально определяемая с помощью графика F = 3.5-5.7V/ с помощью атомного зонда высокого Аррениуса lg i = f (1/T ) величина энергии активации Qn разрешения, подобной зависимости 0 от F обнаружено характеризуется не теплотой испарения материала 0, а не было, всегда получалось 0 = F. В нашем же случае лишь энергией связи атома на вершине микровыступа, при гораздо более низких полях F 1.0-2.0V/ ожи т. е. теплотой испарения с микровыступа — 0.

дать зависимость 0 от F, да еще такую сильную, было бы тем более странно.

Теплота испарения 0, как уже указывалось, всегда для Выводы любых кристаллов определяется испарением атома из положения kink, где атом Re, имеющий гексагональную Изучено высокотемпературное полевое испарение Re, плотноупакованную структуру, имеет 6 соседей первого а также Pt, Ta, W в интервале T = 1500-2000 K и и 3 соседа второго порядка дальности [22]. В случае F = 1-2V/. При таких величинах T и F получаются же высокотемпературного полевого испарения атомы ионные токи металлов i от долей nA до нескольких nA испаряются не из положения kink непосредственно, а со всей поверхности эмиттера.

с вершин термополевых микровыступов, где атом имеет Ионы испаряются в основном с вершин термополевых только 3 соседа первого и 3 второго порядка, т. е. энермикровыступов, вырастающих на поверхности эмиттера гия связи атома на вершине микровыступа должна при одновременном воздействии высоких T и F.

быть примерно вдвое меньше 0. При стационарном Величины испаряющих полей Fev сложным образом процессе испарения атомы непрерывно доставляются зависят от T и приложенного напряжения U в процесна вершину микровыступа механизмом поверхностной се термополевого воздействия на эмиттер вследствие миграции. Таким образом, измеряемые на опыте Qn сложного характера происходящего при этом изменения содержат вместо 0 величину 0, существенно мень- формы острия.

шую той, которая соотвествует энергии связи в изломе По температурным зависимостям i = f (T ) определеступени. Поддержание процесса испарения с вершин ны энергии активации процесса высокотемпературного микровыступов может лимитироваться также энергией полевого испарения Qn, которые оказались заметно активации для миграции в электрическом поле QF меньше величин Qn, полученных расчетным путем на M (сторого говоря, эта лимитирующая энергия может быть основе модели обмена зарядом.

связана не только с миграцией, но и с самим построе- Различия расчетных и экспериментально полученных нием микровыступа как кристаллического тела, а для величин Qn можно объяснить тем, что при высокотем простоты рассмотрим только QF ). Если 0 < QF, но пературном полевом испарении в выражении для велиM M QF <0, акт испарения с вершин будет лимитироваться чины Qn должна входить не полная теплота испарения M величиной QF. Корректного определения величины QF металла 0, соответствующая энергии связи атома в M M для Re не существует, однако можно привести величи- изломе ступени, а значительно меньшая величина 0, соны QF для металлов, близких по свойствам к Re: так, ответствующая энергии связи атома на вершине малого M для W эта величина составляет 2.36 eV [23], для Mo — микровыступа, откуда и испаряются ионы.

2.0 eV [24] и в случае Ta — 1.9 eV [25] при величинах полей F = 0.1-0.8V/. И в нашем случае величина QF, M Список литературы по-видимому, меньше 0 и, следовательно, испарение с вершин микровыступов, скорее всего, и является [1] Шредник В.Н., Павлов В.Г., Рабинович А.А., Шай„узкими воротами“ процесса высокотемпературного похин Б.М. // Изв. АН СССР. Сер. физ. 1974. Т. 38. № 2.

левого испарения и определяет скорость испарения, С. 296–301.

т. е. ионный ток. Поэтому в величину энергии активации [2] Бутенко В.Г., Голубев О.Л., Конторович Е.Л., Шредданного процесса Qn, которая определяется с помощью ник В.Н. // Письма в ЖТФ. 1992. Т. 18. Вып. 8. С. 86–91.

[3] Миллер М., Смит Г. Зондовый анализ в автоионной графика Аррениуса должна входить не величина 0, микроскопии. М.: Мир, 1993. 301 с.

а заметно меньшая величина 0. Заменив в выраже [4] Ненакаливаемые катоды. / Под. ред. М.И. Елинсона. М.:

нии (2) 0 на 0, мы устраним различия в расчетных Сов. радио, 1974. Гл. 6. С. 165–169.

и экспериментально измеренных величинах Qn и со[5] Фоменко В.С. Электронные свойства материалов. Спраответственно ионных токах i. Подобным же образом вочник. Киев: Наукова думка, 1981.

можно объяснить и такие же различия для случая [6] Шредник В.Н. // Проблемы современной кристаллограиспарения Pt, где на опыте также получается величина фии. М.: Наука, 1975. С. 150–171.

F = 2.90 eV вместо табличной величины теплоты испа- [7] Forbes R.G. // Appl. Surf. Sci. 1995. Vol. 87/88. P. 1–11.

рения 0 = 5.3eV. [8] Мюллер Э.В. // УФН 1962. Т. 77. С. 481–523.

Журнал технической физики, 2002, том 72, вып. Высокотемпературное полевое испарение рения [9] Gomer R., Swanson L.W. // J. Chem. Phys. 1963. Vol. 39.

N 11. P. 2813–2836.

[10] Bardon J., Audiffren M. // J. De Phys. Coll. C9 suppl. 1984.

Vol. 45. N 12. P. C245–C249.

[11] Мюллер Э.В., Цонь Т. Автоионная микроскопия. М.: Металлургия, 1972. 360 с.

[12] Vanselov R., Schmidt W.A. // Zs. fur Naturfor. 1966. Bd 21a.

S. 1690–1696.

[13] Kingham D.R. // Surf. Sci. 1982. Vol. 116. P. 273–301.

[14] Vu Thien Binh, Garcia N. // Ultramicroscopy. 1992. Vol. 42– 44. P. 80–90.

[15] Rayane D., Milinon P., Trobollet B. at al. // J. Chem. Phys.

1989. Vol. 91. P. 3100–3110.

[16] Kellog G.L. // Sirf. Sci. 1982. Vol. 120. P. 319–333.

[17] Jun H., Cutler P.H., Miskowsky N.N. // J. Appl. Phys. 1981.

Vol. 52. P. 5320–5329.

[18] Rabinovich A.A. // Surf. Sci. 1978. Vol. 70. P. 181–185.

[19] Ernst N., Jentsch Th. // Phys. Rev. B. 1981. Vol. 24. N 11.

P. 6234–6241.

[20] Lui J., Wu Chung-wu, Tsong T.T. // Surf. Sci. 1991. Vol. 246.

P. 157–162.

[21] Lui J., Wu Chung-wu, Tsong T.T. // Phys. Rev. B. 1991.

Vol. 42. N 14. P. 11 595–11 604.

[22] Чернов А.А. // Современная кристаллография. М.: Наука, 1980. Гл. 1. С. 8–232.

[23] Bettler P.C., Sharbonnier F.M. // Phys. Rev. 1960. Vol. 119.

N1. P. 85–93.

[24] Сокольская И.Л., Нойманн Х., Клозе Э. // ФТТ. 1964. Т. 6.

Вып. 5. С. 1439–1448.

[25] Паутов Д.М., Сокольская И.Л. // ФТТ. 1968. Т. 10. Вып. 8.

С. 2473–2479.

Pages:     | 1 ||



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.