Термополевые процессы, активируемые воздействием сильных электрических полей и концентрированных потоков энергии на конденсированное вещество тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.01 ВАК РФ

пв - 8

оа о«

На правах рукописи

ПП1ЦЫН Валерий Эдуардович

ТЕРМОПОЛЕВЫЕ ПРОЦЕССЫ, АКТИВИРУЕМЫЕ ВОЗДЕЙСТВИЕМ СИЛЬНЫХ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ПОЛЕЙ И КОНЦЕНТРИРОВАННЫХ ПОТОКОВ ЭНЕРГИИ НА КОНДЕНСИРОВАННОЕ ВЕЩЕСТВО

01.04.01 - Техника физического эксперимента, физика приборов, автоматизация физических исследований

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Санкт - Петербург 1956

Работа выполнена в институте аналитического приборостроения Российской Академии Наук

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор Богданов A.B., доктор физико-математических наук, профессор Холин H.A., доктор технических наук, профессор Молоковский С.И.

Ведущая организация: физико-технологический институт РАН

Защита состоится "¿у" октября 1996г. вУОчасов на заседании диссертационного совета Д 003.53.02 при ИАнП РАН (198103, С - Петербург, Рижский пр., д.26)

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИАнП РАН. Автореферат разослан "ДО" о 9. 1996г.

Ученый секретарь диссертационного совета, к.т.н.

Стародубцев H.A.

0Б1ЦЛЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Современный этап развития. ниучного приборостроения в области вакуумной электронной техники отмечен значительными достижениями, которых удалось достигнуть и результате многолетних исследований явлений полевой электронной и ионной эмиссии с поверхности конденсированного вещества.

Явление полевой эмиссии заряженных частиц нашло широкое применение и различных областях науки и техники, в которых для решения актуальных научных и технологических задач используются приборы и установки, позволяющие создавать на облучаемой поверхности образца (объекта) микронные (субмикронные) электронные и ионные зонды, плотность мощности которых (Р) на облучаемой поверхности, обычно, не превышает 106Вт/см2. К числу таких приложений, как известно, относятся: электронная микроскопия высокого и сверхвысокого разрешения, электронная н ионная литография [1,2].

Наряду с отмененными "маломощными" приложениями, полевые эмиттеры, благодаря своей высокой яркости, потенциально являются перспективными источниками заряженных частиц для приборов и установок, предназначенных для реализации таких современных научно-технических проектов, как, например: бсзрезистивная элекгронпая и ионная литография, рентгеновская литография, получение новых структур и материалов (включая, аморфные), масс-спектрометрия сложных органических и биоорганических соединений а также генерация в лабораторных условиях сгустков плотной, высокотемпературной, водородной плазмы с целью исследования и моделирования процессов при термоядерном синтезе.

Для успешного осуществления указанных проектов поток заряженных частиц на облучаемой поверхности вещества должен обладать сравнительно высоким уровнем плотности мощности (порядка 107Вт/см2н выше). Последнее условие практически означает, что полевой эмиттер должен стабильно функционировать в сильном электрическом поле обеспечивающем эмиссию высоких плотностей тока заряженных частиц, т.е. ^ (Ю'-Ю^А/см2.

Однако, на момент начала исследований (1978г.), физический механизм эмиссионных и термополевых процессов, активируемых воздействием сильных электрических полей па поверхность полевого эмиттера вакуумного диода, оставался изученным в недостаточной мере.

Как известно, при высоких j процесс термополевой эмиссии с поверхности острннных мнкрокристаллов (МК) металлов становится нестационарным и заканчивается фазовым переходом конденсированного вещества.МК в плотную плазму ("катодный факел"). Взаимодействие

интенсивного потока электронов, эмиттируемых с поверхности расширяющейся плазмы катодного факела, с иешсс люм анода, при определенных условиях, приводит к генерации сгустка плошой плазмы на аноде ("анодный факел") и вакуумному пробою [3]. Однако многие яспекты этого явления, развивающегося в условиях взаимодействия концентрированных (Р > (106 - 107)Вт/см2) потоков энергии с конденсированным веществом электродов диода, оставались не ясными. В частности, отсутствовали адекватные представления о механизме термополевых процессов, приводящих к нестационарности тока эмиссии с поверхности МК металлов в сильных электрических полях (Р >0,45В/А), а также процессов, вызывающих генерацию сгустков плазмы катодного и анодного факелов [4].

Кроме того, как показали проведенные ранее исследования [5.6], эффективными полевыми электронными источниками высокой яркоеш являются не только МК металлов, но также и острнйные эмиттеры, изготовленные из широкозонных полупроводников и диэлектриков. Плотность тока электронной эмиссии с поверхности таких эмиттеров может достигать значений, близких к так называемым предельным значениям (¡0 дли металлических МК (¡1=101 А/см2), но эти у/шкал/.кые экспериментальные результаты не получили корректного теоретического обоснования.

К перечисленным выше проблемам из области фнзнкн термополеимх ■олений, которые на момент начала исследований не имели адекватной интерпретации, следует добавить также, что существовавшие представления о механизме ионной эмиссии с поверхности жидких металлов [7] весьма плохо согласовывались с экспериментальными данными [8].

Исходя из вышеизложенною, состояние исследований проблемы взаимодействия сильных электрических полей и концентрированных потоков энергии с конденсированным веществом не может быть признано удовлетворительным как в научном, так и в прикладном аспектах. Отсюда следует актуальность проведения исследований по данной проблеме.

Цель настоящей работы заключалась в экспериментальном и теоретическом исследовании физических механизмов эмиссионных и термополевых процессов, активируемых воздейс!вием сильных электрических полей и концентрированных потоков энергии на конденсированное вещество.

В рамках сформулированной общей цели работы проводились исследования следующего ряда конкретных физических явлений и научно --технических задач.

1.Экспериментальное и теоретическое исследование механизма термополевых процессов, приводящих к развитию неустойчивости электронной эмиссии с поверхности тугоатавкнх МК металлов в сильных

о

электрических нолях (Р > 0,45 В/Л) и к фазовому переходу конденсированного вещества МК п плотную плазму.

2.Теоретическое исследование взаимодействия электронного потока с высокой нлотносгыо мощности (Р > (106-107)Вт/см2) с поверхностью металла с целью выяснения механизма формирования плазмы анодного факела в условиях развития вакуумного пробоя.

3.Создание феноменологической модели термополевых процессов, приводящих к инициированию и развитию вакуумного пробоя.

4.Экспериментальное и теоретическое исследование механизма электронной эмиссии, активируемой воздействием- сильного электрического поля на поверхность острийных МК широкозонимх полупроводников с малой концентрацией свободных носителей.

5.Теоретическое исследование механизма ионной эмиссии с поверхности жидких металлов в сильных электрических полях и создание модели функционирования жндкометаллическото ионного источника (ЖМИН).

6.Разработка метода локализации термополевой эмиссии в малом телесном угле с целью создания точечного источника электронов с высокой яркостью и угловой интенсивностью эмиссии (до К)" А/см2 ср и 10"' А/ср , соответственно) для электроипо-зондопых приборов и установок с высоким уровнем плотности мощности ( Р >)06 Вт/см:) микронного (субмнкронного) зонда на поверхности облучаемого образца.

Научная новизна работы заключается в следующем.

1.В результате проведенных экспериментальных и теоретических исследований установлено, что неустойчивость тока электронной эмиссии с поверхности острийных МК тугоплавких металлов (с характерным радиусом вершины 0,1 мкм < г, < 0,3мкм ) в сильных электрических полях Р > 0,450/А развивается вследствие активации в этих усло&иях вторичных термополевых процессов:

а) испарения собственных атомов с эмиттирушей поверхности МК, б) полевой и ударной ионизации испаряющихся атомов и 6) взаимодействия образующихся ионов с эмигрирующей поверхностью МК. Развитие указанных процессов во времени приводит к фазовому переходу конденсированного вещества МК в плотную плазму - плазму кардного факела.

2.Проведено теоретическое исследование взаимодействия интенсивного потока электронов, эмиттируемых с Поверхности расширяющейся плазмы катодного факела, с поверхностью металлического анода диода и показано, что, если плотность мощности потока электронов на поверхности металла превышает характерное для данного вещества пороговое значение (Р| > 107Вт/см2), то в этих условиях имеет место возбуждение процесса лавинообразной сублимации атомов поверхностного слоя металла - аномальной десорбции. Ионизация

десорбирующихся атомов приводит к формированию плотной плазмы анодного факела.

3.На основании развитых новых представлений о механизмах формирования плазмы катодного и анодного факелов построена модель взаимосвязанных термополевых процессов, приводящих к инициированию и развитию вакуумного пробоя. Получен критерии возбуждения вакуумного пробоя.

4.Проведено экспериментальное исследование явления электронной эмиссии с поверхности острийного МК широкоэонного полупроводника (С<)8) под воздействием сильного электрического поля. Обнаружены новые закономерности этого явления, которые позволили выяснить физический механизм эмиссий с поверхности таких эмиттеров. Однозначно показано, что на участках кназинасыщення и последующего резкого роста тока вольтамлерной характеристики (ВАХ) основной вклад ь эмиссионный поток вносят горячие электроны, выходящие в вакуум по надбарьерному механизму.

5.Построена модель термополевых процессов при функционировании ЖМИИ. Показано, что основным механизмом образования ионов в ЖМИИ (при полном токе ионной эмиссии I, < 10"5А) является циклический Процесс полевой ионизации свободных нейтральных атомов жидкого металла, десорбирующихся с поверхности металла под воздействием интенсивного обратного потока электронов, возникающих вследствие полевой ионизации нейтралей.

6.Предложен и осуществлен новый метод локализации термополевой эмиссии Ь малых телесных углах ( < 0,01ср) - метод двойной локализации.

Научна» и практическая . ценность работы. Проведенные исследования позволили существенно уточнить и значительно расширить имеющиеся знания и представления о природе термополевых процессов, активируемых воздействием сильных электрических полей и концентрированных потоков энергии на конденсированное вещество. Полученные новые знания целесообразно использовать в микроэлектронике при разработке электронно - и ионно - оптических систем установок безрезистивной электронной и ионной литографии, рентгеновской литографии, в технологических установках по прецизионной резке, сварке и скраибиррпаншо различных Материалов микронным (субмикронным) электронным пучком с высокой плотностью Мощности; в масс-сиектроие1рни с Целью осуществления "мягкой" ионизационной десорбции с поверхности различных матриц нефратментированных молекул сложных органических и биоорганических соединений; при разработке высоковольтных вакуумных приборов различного назначения в также в установках по моделированию и исследованию У ТС. Разработанный в работе и апробированный точечный термополевой 2гЛ\'<100> катод с уникальными электроПно-оптнческнми характеристиками по яркости и угловой интенсивности эмиссии может быть непосредственно использован при создании перечисленных выше

установок и приборов вакуумной микроэлектроники ■ также ■ Ожс • энер го анализаторах следующего поколения. Кроме указанных приложений полученные в работе новые данные по механизму эмиссии с поверхности широкозонных полупроводников могут быть применены для создания низковольтных точечных катодов- эмиттеров, нового типа в современных устройствах визуального отображения информации • дисплеях.

Апробация работы. Результаты, изложенные в диссертации, были представлены н обсуждались на всесоюзных, Российских и международных конференциях и симпозиумах. На конференциях по эмиссионной электронике: XVII (Ленинград, 1978), XIX (Ташкент, 1984), XX (Киев, 1987), XXI (Ленинград, 1991), XXII (Москва, 1994);на симпозиумах по сильноточной электронике: III (Томск, 1978), V (Томск, 1984); на симпозиумах по ненакалнваемым катодам: I (Томск, 1980), V (Томск, 1985); на 13-ой конференции по электронной микроскопии (Сумы, 1987); на симпозиумах по разрядам и электрической изоляции я вакууме; XI (Берлин, 1984), XIV (Санта Фе, США, 1990), XV (Дармштадт, Германия, 1992); на конференциях По вакуумной микроэлектронике: 2-ой (Бат, Англия, 1989), 5-ой (Вена, Австрия, 1992), б-ой (Нмопорт, США, 1993); на симпозиумах по полевой эмиссии: 34-ом (Осака,Япония,1987), 36-ом (Оксфорд,Англия, 1989), 37-ом (Альбукерк, США.1990), 38-ом (Вена,Австрия,1991), 39-ом (Галифакс, Канада,1992), 40-ом (Нагон, Япония, 1993), 43-ем(Москва,Россия,1996); на 10-ой конференции по ионному анализу (Эйндховен, Голландия, 1991); на 5-ой Конференции по ионным источникам (Пекин, Китай, 1993).

Публикации. По материалам диссертации опубликовано 60 печатных работ. Список нз 34 печатных работ, в которых отражено основное содержание диссертации, приведен в конце автореферата.

Личный вклад автора. В диссертации обобщены результаты исследований, выполненных автором, начиная с 1978г. Во лее половины работ, в которых получены и изложены основные результаты к выводы по теме диссертации, выполнены без соавторов. В совместны* с соапорамп работах вклад автора является, по мепьшей мере, равным *о «с« аспект.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит м введения, четырех глав и заключения; содержат 345 страниц, «ключа* 3 таблицы, 85 рисунков и список цитируемой литературы 1<з 227 наиме»га«айиЙ.

Совокупность новых данных, полученных в диссертационной работе, позволяет сделать ряд общих вызовов, которые можно сформулировать в виде основных положений и результатов, выносимы* иа защиту.

ГЭкспериммгтальное и теоретическое обоснование нетождественности физических механизмов эмиссии в стационарном

(0,1 В/Я <¥< 0.45В/А) N в нестационарном (Р > 0.45В/А) режимах эмиссии электронов с поверхности' острнйных (0,1мкм < г, < 0,5мкц) металлических (Ш, Мо, Та, ЫЬ) эмиттеров.

2.Модель процесса возбуждения аномальной электронно - стимулированной десорбции собственны* атомов с поверхности металлов под воздействием потока электронов с высокой плотностью мощности (Р > 10* Вт/см1).

Феноменологически модель взаимосвязанных термополевых процессов при вакуумном пробое и критерий развития вакуумного пробоя для "малых" ((1 < 1мм) м "больших" (<) > 1мм) вакуумных зазоров.

3.Новые экспериментальные данные о явлении электронной эмиссии е поверхности полупроводниковых (С<Ш) острнйных Эмиттеров в сильных Электрических полях н качественная модель этого явления для полупроводниковых эмиттеров с малой равновесной концентрацией электронов.

4.Новый метод локализации термололевой эмиссии в малых телесных углах (£ 10'1 ср) н обоснование возможности создания на основе разработанного метода микронных и субмнкронных электронных пучков с высоким уровнем плотности мощности ( к Ю1 Вт/см2 ) на облучаемой пучком поверхности.

Модель термополевых процессов, определяющих функционирование жндкометаллических ионных источников в условиях, Предшествующих возбуждению эле ктрогидродинамической неустойчивости на вершине эмиттирующей поверхности металла.

Совокупность полученных в работе новых научных данных, как представляется, может быть положена в основу развития научного направления: эмиссионные и термополевые процессы, активируемые воздействием сильных электрических полей н концентрированных потам» энергии на конденсированное вещество.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во меданин дана общая характеристика работы: обосновывается актуальность темы исследования н научная значимость проведенных исследований, определяет«» цел» работы, научна* новизна а также научная и Практическая ценность; сформулированы основные положения и результаты, вьыюскыьм на защиту, и следующее из них научное направление, развито« • диссертации; приводятся данные о публикациях, отражающих основное содержание диссертации, а также данные об апробации проведенных исследований на всесоюзных, Российских и международных конференциях и симпозиумах, раскрывается структура диссертации.

В первой главе, посвященной анализу современных представлений о природе эмиссионных и термополевых явлений, возбуждающихся при воздействии сильных электрических полей на поверхность конденсированного вещества, кратко изложены известные теории полевой и термополевой эмиссии с атомарно - чистой поверхности МК металлов а также рассмотрены существующие идеи и представления на механизм электронной эмиссии с поверхности полупроводников и диэлектриков и ионной эмиссии с поверхности жидких металлов.

При рассмотрении механизма эмиссии с поверхности острийных МК металлов основное внимание уделено анализу особенностей (или аномалий) этого процесса, которые имеют место в сильных электрических полях Р > 0,45В/А: а) отклонению ВАХ от прямой Фаулера-Нордгейма (Ф-Н), б) нестациоиарности тока эмиссии, и) значительному ушпреншо экспериментальных энергетических спектров распределения электронов эмиссии по сравнению с теоретическими кривыми а также г) эффекту самопроизвольной перестройки, эффекту "кольца" и возбуждению взрывного пробоя, в результате которого происходит фазовый переход конденсированного вещества МК в плотную плазму.

Показано, что наблюдающиеся аномалии не находят адекватной интерпретации в рамках теории Ф-Н и Мерфи - Гуда а также не могут быть обусловлены влиянием поля пространственного заряда пли же отклонением формы реального потенциального барьера на границе: металл-вакуум, от барьера сил зеркального изображения.

Проведен анализ известных теоретических данных о нагреве вершины МК металла током термополевой эмиссии высокой плотности. На основе проведенного анализа сделано заключений о невозможности объяснения перехода стационарного процесса термополевой эмиссии в нестационарный режим (при j порядка 106А/см2) на основе существующих представлений о развитии тепловой неустойчивости, так как для ее возбуждения j должна быть не меньше 10* А/см3.

Резюмируя всю совокупность имеющихся дЯтгых, высказано предположение о том, что в сильных электрических полях (Р> 0.45В/А) может иметь место изменение "чисто" термополевого мехатпма эмиссии с поверхности МК металлов.

В других разделах этой главы рассмотрены существующие модели и представления о явлении электронной эмиссии с поверхности острийных широкозонных полупроводниковых и диэлектрических эмиттеров в сильных электрических полях Отмечено, что известные Модели, описывающие мехшшзм клазинасыщения тока эмиссия п вакуумных диодах с полупроводниковыми эмиттерами, несмотря на качественное согласие с некоторыми экспериментальными датгыми, оказываются не в состоянии удовлетворительно интерпретировать кинетику тока эмиссии при импульсном возбуждешш эмиссионного процесса, сложный характер кривых распределения электронов эмиссии по энергии на участке квазннасыщения ВАХ а также однозначно указать физические пршпгны,

вшивающие резкий рост тока эмиссии на так называемом "Ш учр.сгке" DAX [3].

В заключение главы проанализированы известные теоретические и экспериментальные данные о явлении ионной эмиссии с поверхности жидких металлов. Показано, что доминирующие в литературе представления о том, что основным механизмом образования ионного потока в ЖМИИ является полевое испарение, не согласуются с экспериментальными результатами.

Основной вывод этой главы, имеющей характер краткого аналитического обзора, заключается в том, что состояние проблемы исследований физических процессов, развивающихся при воздействии сильных электрических полей н концентрированных потоков энергии на поверхность конденсированных сред, не может считаться удовлетворительным и в связи с этим положением вещей необходимы как дополнительные эксперименты, так и корректный теоретический анализ полученных ранее данных.

Три последующие главы содержат преимущественно оригинальный материал.

Во второй главе, посвященной вопросам методики и техники эксперимента, приведено описание известной своей высокой информативностью научной методики - полевой электронной микроскопии, использование которой в настоящей работе позволило проводить комплексные исследования термополевых процессов, активированных воздействием сильных электрических полей на поверхность острийных эмиттеров и, в частности, визуально изучать структурные изменения поверхности полевого эмиттера, индуцированные термополевыми процессами, с разрешением в « (20 - 50)Ä. Практически методика была реализована в различных стеклянных электронных микроскопах -- проекторах Мюллера, а также в сверхвысоковакуумной металлической установке (УСУ-4). Несмотря на то, что в основном использовались традиционные варианты методики, она была существенно развита благодаря применению новых технических решений и разработке оригинальных схем, узлов н технологий. Использованная методика позволяла проводить эксперименты при различных начальных температурах эмнттера: 4,2К - 3000К, как. в стационарном, так и в импульсном режимах электронной эмиссии и оказалась вполне адекватной целям н задачам исследований, поставленным в работе.

В Частности, для проведения исследований в импульсном режиме электронной эмиссии в работе использовался генератор высоковольтных прямоугольных импульсов напряжения с варьируемой длительностью (от S-10"6 с До З-Ю"3 с) и амплитудой до 25кВ. Примененная электрическая схема генератора импульсов позволяла получать наперед заданную, кодовую последовательность высоковольтных импульсов а также прецнзнонно варьировать амплитуду импульса и его длительность в указанных выше пределах так называемого "микро-миллисекундного диапазона".

Для выполнения измерений по энергораспределению эмитгируемых электронов использовался дисперсионный анализатор с разрешением по энергии в ЗОмВ. Обработка и анализ энергетических спектров проводились на автоматизированном вычислительном комплексе [9].

В конце главы обсуждаются технологические вопросы формирования острийных эмиттеров из различных материалов (W, Мо, Та, Nb, CdS) а также методики измерений и оценки значений температуры и плотности тока эмиссии.

В третьей главе изложены результаты экспериментальных исследований термополевых процессов, активируемых воздействием сильных электрических полей на поверхность металлических (W, Мо, Та, Nb) и полупроводниковых (CdS) эмиттеров электронов.

Впервые проведены прямые измерения предельных плотностей (ji) тока электронной эмиссии с поверхности МК металлов в микро -■мнллисекундном диапазоне длительностей импульсов напряжения. Отметим, что в качестве меры ji принималось значение плотности тока эмиссии, при котором, в данном диапазоне времен воздействия сильного поля на поверхность МК, возбуждался процесс взрывного пробоя (по Дайку[10]). Результаты обработки большого числа специальных экспериментов (>100) показали, что, при прочих равных условиях, имеют место следующие соотношения:

l.ji(W) > j.(Mo) >j,(Nb), 2.j,(W)á Ю'A/cmj, 3.j,sconst/r,, где r, - радиус вершины МК (0,1мкм < г, < 0,5мкм), 4.зпачение плотности тока, которое соответствует началу участка отклонения ПАХ от прямой Ф-Н (jd ), составляет jd á (1-2)-106 А/см1.

Исходя из полученных экспериментальных датам и учитывая результаты проведенных ранее тепловых расчетов по нагреву вершины МК током эмиссии высокой плотности, сделано заключение о том, что в исследованном диапазоне времен возбуждение взрывного пробоя не является следствием развития тепловой неустоГгпгеостн. Кроме того, из этих данных и из проделанных в первой главе оценок возможного влияния поля пространственного заряда на ход ВАХ в области сильных полей следует, что наблюдающееся в эксперименте отклонение ВАХ от прямой Ф-Н невозможно объяснить только влиянием поля пространственного заряда электронов эмиссии или же отклонением формы истинного потенциального барьера на границе металл-вакуум от барьера сил зеркального изображения.

С целью выяснения физического механизма процессов, вызывающих нестационарность тока эмиссии в сильных электрических полях (F> > (0,45 - 0,5) В/А), проведены исследования кинетики импульсов эмиссионного тока, эффекта "копьца"[Ю] и изменений микроструктуры эмнттирующен поверхности МК металла за время протекаю« импульса тока высокой плотности (j > (1-2) 106А/см2 ).

В результате исследований было установлено, что: а) при переходе от стационарного режима термополевой эмиссии в режим нестационарной

П

электронной эмиссии ВАХ отклоняется от прямой Ф-Н; 0) и нестационарном режиме эмиссии, за время протекания через вершину МК импульса тока высокой плотности, происходит существенное изменение микроструктуры эмиттирующей поверхности МК (W, Мо, Та, Nb)--эффект самопроизвольной перестройки; в) эффект "кольца" возникает непосредственно перед возбуждением взрывного пробоя и наблюдаете! для всех исследованных в работе металлических эмиттеров - W, Мо, Та, Nb, однако, вероятность возникновения эффекта не равна 1 и зависит от вещества МК; так для МК W и Та эта вероятность близка к I, тогда как для МК Мо и Nb составляет, примерно, 0,3; при прочих равных условиях, увеличение длительности импульса напряжения приводит как к возрастанию яркости колец, так и к увеличению степени структурных изменений эмиттирующей поверхности МК; г) процесс самопроизвольной перестройки сопровождается расширением плотиоупакованных граней на вершине МК а также ростом большого числа микровыступов, которые преимущественно локализуются вблизи стыков шютноупакованных граней; д) аналогичные (самопроизвольной перестройке) структурные изменения эмиттирующей поверхности МК и переход в нестационарный режим эмиссии, заканчивающийся возбуждением взрывного пробоя, можно специально активировать, если в процессе стационарной термополевой эмиссии тока достаточно высокой плотности (j > IO'a/cm2) на поверхность вершины МК воздействовать интенсивным потоком ионов; такие условия, как показано, можно создать, если сфокусировать магнитным полем электроны, эмиттируемые МК-эмитгером, на поверхности «иода вакуумного диода; в этих условиях, при взаимодействии сфокусированного пучка электронов (плотность мощности которого на поверхности анода превышает к (106 - 107)Вт/см2) С поверхностью анода, образуется интенсивный поток ионов, бомбардирующих вершину МК-эмитгера; е) увеличение начальной температуры (То) эмиттера в интервале от То =4,2К до Т0 =103 К, при прочих равных условиях, приводит к уменьшению значений плотности тока, начинал с которых стационарный режим термополевой эмиссии переходит в нестационарный режим, а также ускоряет процессы структурных изменений эмиттирующей поверхности МК; ж) в нестационарном режиме эмиссии, в начале участка отклонения ВАХ от прямой Ф-Н, имеет место значительное увеличение (до * (3-6)Ä) разрешающей способности электронного микроскола - проектора Мюллера.

Tut как приведенные выше результаты экспериментов не дали исчерпывающей информации о физических причинах, иниииирущнх переход стационарной термополевой эмиссии в нестационарный эмиссионный процесс, были проделаны специальные эксперименты по изучению так называемой термополевой перестройки в "прямом" электрическом поле, начальное значение напряженности которого на вершине МК задавалось Посредством выбора соответствующей

фиксированной величины разности потенциалов между электродами диода.

Цель проведения таких экспериментов заключалась в том, чтобы, по возможности, близко смоделировать физические условия, а именно, температуру вершины МК (Т) и напряженность поля (И), которые имеют место при переходе в нестационарный эмиссионный процесс при импульсном воздействии сильного электрического поля на поверхность острнйного МК металла, и, если удастся, установить закономерности инициирования и развития переходного процесса. Эти предположения основывались на том, что при такой постановке эксперимента, за счет вариации "начальных условий", то есть То и Ро, можно, во-первых, подобрать сравнительно малую скорость эволюционных изменений структуры поверхности вершины МК, при которой эти изменения легко экспериментально зарегистрировать, и, во-вторых, приблизиться к условиям, предшествующим возбуждению взрывного пробой, и, соответственно, установить причины, вызывающие Переход в нестационарный эмиссионный режим.

Основные результаты этого цикла экспериментов заключаются й следующем.

1) До возбуждения процесса развития неустойчивости эмиссионного процесса форма поверхности МК (и') закономерно Изменяется от исходной, скругленно-сглаженной, до ограненной нлотиоупакованнымн гранями (типа {112} и {ПО}) поверхности. На кривых кинетики тока последовательным переходам от одной киазнравповесной формы поверхности к другой соответствуют локальные экстремумы. Ш этой стадии структурных термополевых изменений поверхности МК доминирующим процессом, определяющим интегральные измен«НИ* структуры поверхности МК, являете* процесс иоаерякос+йой самодиффузни.

2) Возбуждение нестационарного процесса эмиссий происходит посяг завершения процесса огранки вершины МК И сопровождается образованием на ограненной поверхности МК отдельных КрНСта^ лических микровыступов с линейными размерами порядка к МЛ. "Моменты'1 образования и распада микровыступов хорошо коррелируют с наблюдающимися "бросками" тока на кривых кинетики эмиссионного тока. Если, выключив напряжение, процесс развития неустойчивости удается "оборвать", то после высокотемпературного сглаживания обнаруживается значительное (до (30-40)%) уменьшение начального радиуса вершины МК. Откуда следует, что в процессе развития неустойчивости имеет место значительный масеоперенос вещества МК в вакуум.

Анализ полученных экспериментальных данных показал, что возбуждение неустойчивости тока электронной эмиссии в С1ШНШ электрических полях является вполне закономерным процессом, дл* инициирования которого необходимо и достаточно, чтобы усредненные или же локальные значения параметров: Р,Т и j удовлетворяли следующим

условиям: Р £ (0,45 - 0,5)В/Я, Т> (2000-2500)К и, coorвeтcтвeнlloj £ 10б А/см2 . Другие характерные особенности процесса возбуждения неустойчивости заключаются в том, что на начальной стадии ее развития имеют место процессы массопереноса вещества МК в вакуум н формирования микровыступов.

Дальнейший теоретический анализ механизмов массопереноса и росте микровыступов проведен в последней, 4 главе, диссертации.

Результаты исследований термополевой перестройки в прямом электрическом поле были положены в основу следующего цикла экспериментов, цель которых заключалась в изучении возможности создания стабильных точечных источников электронов для электронно-зондовых приборов, предназначенных для получения на облучаемой поверхности образца микронных и субмикронных зондов с высоким

;ма) и сравнительно низким

Для получения таких параметров зонда точечный источник электронов в стационарном режиме эмиссии должен обладать следующими (по порядку величины) электронно-оптическими характеристиками: яркость - до Ю|0А/см2 ср и угловая интенсивность эмиссии - до 10"'А/ср.

Для решения поставленной задачи были использованы результаты предыдущих экспериментов, согласно которым при термополевой перестройке в прямом поле можно контролируемым образом и вполне воспроизводимо производить огранку исходной округленно - сглаженной вершины МК АУ, а также широко известные данные о возможности локализации электронов термополевой эмиссии в малых телесных углах как посредством термополевой огранки вершины эмиттера, так н вследствие избирательной адсорбции атомов Zr на плотноулаковвнных гранях типа {100}

Учитывая эти данные, физико-техиологическая сущность нового метода локализации, для краткости, названного в работе методом • "двойной" локализации эмиссии, состояла в последовательном применении технологий двух известных методов локализации.

Реализация нового метода велась по следующей схеме. Первоначально производилась перестройка МК 1ЛГ<100> в прямом поле, которая велась вплоть до момента формирования трехгранного угла в направлении {100], н затем на ограненную поверхность МК из калиброванной молекулярной пушки напылялся - Ъх в количестве, примерно, равном одному монослою.

Полученный в результате применения новой технологии гтА\'<100> термополевой катод позволял достигать указанных выше значений яркости и угловой интенсивности эмиссии в стационарном режиме эмиссии.

Измерения других электронно-оптических характеристик катодов таких, как полуширина энергетического распределения электронов эмиссии и спектральная плотность мощности шума на различных этапах разработки гг^<100> катодов проводилась на автоматизированных

сверхвысоковакуумных установках [9], описание которых приведено вр второй главе диссертации. Проведенные измерения однозначно показали, что эти характеристики существенно зависят от условий (то есть, Т и F) функционировати Zr/W<100> катодов. В частности, было установлено, что наиболее оптимальными условиями функционирования там« катодов является режим Шотгки - эмиссии.

Как представляется, получение данные имеют весьма важно« прикладное значение для проектирования и разработки конкретных электронно - зондовых приборов с Zr/W<100> катодами.

Апробация некоторых из разработанных Zr/W<1G0> катодов проводилась на растровом электронном микроскопе низкого напряжения, предназначенном для («разрушающего контроля БИС и СБИС. Использование Zr/W<l00> катода в этом микроскопе позволило создать низкоэнергетический (< 500эВ) электронный зонд субмикронных размеров ( < 0,1мкм ). Технические характеристики электронного микроскопа, по состоянию на 1989г, превосходили известные мировые аналоги [11].

Последний цикл экспериментов, проведенный в работе, был направлен на изучешгс механизма электронной эмиссии о поверхности полупроводниковых острийных эмиттеров с малой концентрацией равновесных свободных носителей заряда • электронов, под воздействием сильных электрических полей. В качестве обьеятой исследования использовались кристаллы CdS с различной степенью легирования атомами Ni.

В результате выполненных экспериментов были получены следующие данные.

1.Впервьте установлена закономерность в зависимости полного тога (I) от анодного напряжения (U) на так называемом участи квазинасьпцения темповой ВАХ вакуумного диода с тирокозониым полупроводниковым острийным эмиттером и показано, что 1 = c-Uгдг с = const.

2.Показано, что по мере роста U на участке квазянасыеденкя ВАХ в приповерхностном слое а также в объеме полупроводника происходят нарастание величины напряженности внутреннего элеЮричеекОГО поя* о чем свидетельствуют: а) визуально наблюдающийся эффект сильного сжатия (до ~ 3-5 раз) эмиссионного изображения и б) значительное падение потенциала на эмиттере, которое, при охлаждении эмитра до азотных температур, достигает 2кВ.

3.Показано, что после создания сильного электрического поля у поверхности МК полупроводника ток электронной эмиссии возникает с значительной задержкой во времени. Время задержки (td) зависит от напряжешюсти поля, температуры и освещенности эмиттер» И, Hd порядку вели'шны, может достигать tj S (10"' -10' 4)с.

4.0бнаружено, что ВАХ диодов с йссяедомйныай полупроводниковыми катодами-эмиггерамн, обладают значительным гистерезисом (или эффектом "памяти"). Показано, что после охлаждения МК --эмиттера до азотной температуры ток эмиссии, вследствие эффекта

гистерезиса, практически перестает зависеть от анодного напряженна вплоть до значений и порадха 10* В. Время релаксации такого состояния с высокой эмиссионной яркостью (до т 104А/см2ср) составляет десятки часов после отключения анодного напряжения.

Последняя особенность (п.4) имеет важное прикладное значение, так как это свойство широкозошшх полупроводниковых эмиттеров может быть положено в основу физической технологии создания низковольтных точечных источников электронов, которые по своей стабильности н яркости превосходит известные катоды Спнндта [12], широко Используемые а настоящее время в электронной технике.

Интерпретация полученных результатов по механизму эмиссии электронов с поверхности ширбкозонных полупроводников даете* в 4 гл&ае диссертации.

В заключительной, четвертой главе, проделан теоретический анализ термаполевих процессов, приводящих к развитию неустойчивости тока электронной эмиссии с поверхности острийных МК - металлов в сильных электрических полах; предложена модель формирования плотной плазмы анодного факела При вакуумном пробое а также феноменологическая схема взаимосвязанных термополевых процессов, вызывающих инициирование и развитие вакуумного пробоя; проведен анализ экспериментальных данных, полученных в исследованиях эмиссионных процессов с поверхности широкозошшх полупроводников; в конце главы рАзакм модель функционирования ЖМИИ.

С целью определения температуры вершины острийного МК металла 6 условиях« соответствующих области отклонения ВАХ от прямой Ф-Н, решалось одномерное, стационарное уравнение теплопроводности. В отянчие от проделанных ранее тепловых расчетов, в которых процесс тепловыделения за счет эффект Нотгннгама рассматривался как чисто поверхностный, « пае то идей работе было учтено, что характерная длина свободного пробега "горячего" электрона по отношению к Процессу элеюгрои-фонониого рассеяния (Ц,) соизмерима с радиусом вершины МК и поэтому тепловой источкий, обусловленный этим эффектом, учитывался как объемный. В результате решения, уравнения теплопроводности было получено следующее аналитическое выражение для температуры на вершииё МК

Те +0*н г,У(2ех<еа)

ЬОЧЧуакЧ'а)

где То - температура основания эмиттера; £ц - средняя энергия, передаваемая от электронной к фононной подсистеме металла в результате туннелирошшид в яаКууМ одного электрона; х - значение коэффициента теплопроводности при высоких температурах металла;

а-полуугол раствора конуса при вершине эмиттера; Ь - число Лоренца. Согласно (1), для типичных значений параметров ем ,а, г*, для МК W, при ^ 106А/см2 , Т, достигает значений (2-2,5)-103 К. Следует отметить, что при такой постановке тепловой задачи, максимум температуры оказывается смещенным вглубь эмиттера на расстояние порядка 1С1> от эмиттнрующей поверхности и, следовательно, в условиях интенсивной термополевой эмиссии изнутри вещества МК по направлению к его змиттирующей поверхности распространяется концентрированный поток тепловой- энергии, плотность мощности которого достигает значений порядка 106 Вт/см2.

Анализ локального уравнения баланса для плотностей потоков энергии через эмиттирующую поверхность МК показал, что: 1. при j « 106А/см2 основным механизмом диссипации энергии направленного теплового потока является процесс диффузионного термопереноса, 2. при ] £ 5 • 105А/см3 , вследствие насыщения "диссипационнон способности" процесса термопереноса, эффективная диссипация теплового потока возможна только за счет одновременного действия двух механизмов: диффузионного поверхностного термопереноса и активированного, испарения собственных атомов вещества МК.

Таким образом, учет нелокальности диссипации энергии "горячих" дырок и проделанные в работе численные оценки вклада отдельных слагаемых в уравнении теплового баланса позволили показать, что в сильных электрических полях поверхность МК не является лишь "пассивной" границей раздела: металл-вакуум, ибо в этих условиях поверхность МК одновременно эмнттирует как электроны, так и нейтральные атомы.

Цель последующего анализа термополевых процессов, протекающих в сильных электрических полях, состояла в поиске ответа на следующий общий вопрос: почему, начиная с некоторых значенийкоторые принято называть предельными плотностями тока термополевой эмиссии (¡0. полный ток эмиссии резко (скачком) возрастает и почему процесс развития неустойчивости заканчивается фазовым переходом конденсированного вещества МК -металла в плотную плазму?

Для ответа на поставленный общий вопрос предварительно следовало ответить на ряд других вопросов более частного характера, а именно: I.каковы численные значения плотности потока (ц) активированного испарения собственных атомов с эмиттируюшей поверхности МК в этих условиях? и 2.насколько велики вероятности полевой ионизации (ПИ) и ударной ионизации (УИ) нейтрали? Учитывая, что g равно

8гп,(кТ1/Ь)ехр{-Л,/кТ,). (2)

где п, -концентрация собственных атомов в состояниях двумерного газа (адатомов); Л -энергия связи адатома, находящегося на поверхности гшотноупакованной грани в сильном электрическом поле; к, Ь -постоянные

Больцмана и Планка, соответственно, были произведены расчеты п,, которые показали, что при Т = (2-2,5)- 103К, на плоскости (100)\У, п, > э-Ю'^см"2 .Тогда, пршшмая во внимание, что в этих условиях Л* составляет (2-3) эВ, легко показать, что д, по порядку величины, близко к ¡Ы, где е -заряд электрона. Последнее, очевидно, означает, что в процессе интенсивной эмиссш электронов в сильном электрическом поле плотность потока эмитгируемых электронов соизмерима с плотностью потока испаряющихся нейтралей.

До выполнения расчетов вероятности ПИ и УИ нейтрали исследовалось влияние поляризационной силы

Е = 0,5 а (5га<1(Рг), (3)

где а - поляризуемость атома, на характер движения нейтрали после ее испарения с поверхности МК. Рассмотрение этого фактора показало, что, если не учитывать процессы ПИ и УИ, то в этих условиях нейтраль, попадая в поляризационную ловушку, будет совершать финитное движение ("прыжки") вблизи вершины МК. Оценки высоты прыжка (<1га ) и времени совершения прыжка ((3) показали, что <]т <, 0,4г, и ^ 5 10"' с. В результате расчета вероятностей ПИ и УИ было получено, что

Рг/Р. >4, (4)

где Рг, Р, , соответствешю, вероятности ПИ и УИ за единицу времени. При этом вероятность ПИ за время I 5 равна единице [13]. Оценка энергии ионов (Е(), соударяющихся с эмиттирующей поверхностью МК, показала, что на начальной стадии развития неустойчивости эмиссионного процесса Е,- превышает порог катодного самораспылеиия вещества МК.

Таким образом, из проведенного анализа следует, что в сильных электрических полях (Р > 0.43В/А), в результате перечисленного выше ряда развивающихся на атомарном уровне термополевых процессов, стационарный режим термополевой эмиссии закономерно переходит в нестационарный режим электронной эмиссии и сопровождается формированием у вершины МК слоя микроплазмы. Кроме того, в этой главе диссертации показано, что этот вывод позволяет дать естественную интерпретацию экспериментально наблюдающимся в этих условиях аномалиям эмиссионного процесса: а) отклонению ВАХ от прямой Ф-Н, б) эффектам самопроизвольного роста тока и самопроизвольной перестройки а также В) эффектам "кольца" и роста разрешающей способности электронного микроскопа-проектора Мюллера.

"Важно отметить, что физический механизм процесса нестационарной эмиссии электронов не тождественен "чистой" термополевой эмиссии, так как, во-первых, при развитии этого процесса во времени происходит генерация плазмы и, соответственно, экранирование внешнего поля

плотной плазмой и, во-вторых, в результате взаимодействии ионов плазчн с поверхностью МК и процесса их нейтрализации на поверхности МК полный ток эмиссии (I(t)), исходя из условия непрерывности, ие равен току термополевой эмиссии с поверхности МК под воздействием "ленгмюровского" поля, а является суммой: а) термополевой и нейтрализационной составляющих в объеме МК и б) термополевой и ионной составляющих в ленгмюровском слое на границе раздела: МК --плазма. Принимая во внимание указанные обстоятельства, процессу нестационарной эмиссии с поверхности МК металлов, возбуждающемуся в сильных электрических полях, в работах {13,14], было дано специальное название: термополевая ионизационная эмиссия (TFIE).

Для определения зависимости от времени тока I(t), эмнтгируемого с поверхности расширяющейся в вакуум микроплаэмм, при задаттом, фиксированном значении потенциала анода (V.) рассматривал»« сферически-симметричная модель вакуумного диода, для которой била решена нестационарная самосогласованна* задача для уравнения Пуассона

dJV 2 dV Г

dr1 г d г 4яео г1 v(r)

(5)

V(R) = V„, F(R) = О,

где R=R(t) - координата границы раздела: мнкроплазма • вакуум; V, --потенциал поверхности Гранины раздела; у(г)-екорость электрона. Прч решении задачи (5), в первом приближении, Полагалось, что зависимость скорости электрона от потенциала самосогласованного поля (V) равна соответствующей зависимости для скорости электрона в отсутствии пол« пространственного заряда. Решение (5) при R < г,, где I-, - радиус йПода, было получено в виде

4яео (2е/т),яУ* V,/J (V.-V.)

I(l)3-------:---------__----:--, (б)

(2-С/>?) Ь {[Hl-Vn),л К -,а } - (i-5/n)1/1

где л s 1 + ((2e/m)Vs - v03 ] / t(2e/m)V, г, (г. - R)'1]; ? а R/r.+vpt/г.; vp - скорость фронта плазмы, Vo - начальная скорость электрона. Полученное решение (б),после введения соответствуют!!* Поправок, учитывающих отличия модельной от реальной геометрии вакуумного диода с острийным катодом - эмиттером, как количественно, тая и функционально согласуется с ходом экспериментальной кривой (tidtcnmi полного, тока I(t) в процессе Взрывного пробоя |3].

Последующий полуколичественпый анализ уравнения баланса энергии в приповерхностном слое МК-эмиттера Показал, »<то, по мере

роста концентрации ионов в слое микроплазмы и соответственном увеличении уровня плотности мощности, вводимой в вещество МК Потоком ионов из плазмы, механизм диссипации вводимой в вещество МК энергии м счет процесса теплопроводности достигает "насыщения". Согласно проделанным в работе оценкам, "насыщение" механизма диссипации энергии за счет процесса теплопроводности наступает после того, как плотность мощности концентрированного потока энергии, обусловленного током ионов из плазмы, достигнет значений порядка «5-10" Вт/см3. В этих условиях основным механизмом реализации баланса энергии между плотностью мощности, выделяемой в приповерхностном слое МК, и плотностью мощности,, отводимой от поверхности МК, является лавинообразный процесс интенсивного испарения (сублимации) атомов вещества МК, который завершается фазовым переходом конденсированного вещества МК в плотную плазму --плазму КФ.

Развитые представления на механизм формирования плазмы КФ стимулировали проведение исследований процессов, протекающих при развитии вахуумного Пробоя и, в частности, процессов, определяющих механизм образования плазмы АФ.

Для построения модели механизма образования плазмы АФ были использованы данные [3], согласно которым формирование АФ Происходит вследствие взаимодействия интенсивного потока электронов, эмитгирусмых из расширяющейся в вакуум плазмы АФ, с металлической поверхностью - анодом.

Основное предположение построенной модели заключалось в том, что активация электронно - стимулированной десорбции собственных атомов С поверхности анода происходит не только за счет термического нагрева Металла, но и вследствие уменьшения энергии связи (Л) Поверхностных атомов я условиях интенсивного возбуждения электронной подсистемы приповерхностного слоя металла падающим потоком электронов.

Для обоснования этого предположения рассматривалось уравнение балансе для средней кинетической энергии электрона (<£>) в приповерхностном слое Металла, которое было написано на основе представлений, развитых я работах Н. Мотта .н В.Л. Гинзбурга [15,16}

ё<е> (1-я) Р У.(Е) <ЬУ> к(Т, - Т,) — . .......................................... (?)

& п Е 2т ег

где я - коэффициент, характеризующий упругое отражение падающих электронов; п - концентрация Электронов зоны проводимости; У,(Е)-

-значение функции удельных потерь энергии инжектированного электрона на поверхности металла; Е - энергия падающего электрона; Р - -плотность мощности потока электронов; <Ьу> • средняя энергия фонона; Т,, Т, --температура-электронов и решетки, соответственно; е{ - энергия Ферми, х- характерное время элекгрои-фононного взаимодействия.

Анализ полученного решения показал, что рост <е> во времени и, соответственно, существенное уменьшение Л' происходит при условии, что Р превышает некоторое пороговое значение (Р|)

9 <Ьу>п Е Л

р, а ---------------------------, (8)

8 к (1-ч) т е, У,(Е)

где Л - энергия связи поверхностного атома при отсутствии возбуждения электронной подсистемы металла; к = (0,6-0,7) - безразмерный коэффициент. Время задержки (т^) от момента начала воздействия концентрированного потока энергии с плотностью мощности Р > Р» до момента возбуждения процесса интенсивной (илн "аномалыгой"[17}) электронно- стимулированной десорбции поверхностных атомов определяется соотношением

21 Е(

ц ».............. 1п (I - Р/Р). (9)

3<Ьу>

Выражение, определяющее число десорбнроваш|ых атомов на один падающий на поверхность металла электрон (илн, выход десорбции (у)), имеет вид

к(1-ч)л,т ег кТ, У,(Е)

^Р,) « ------;--------------------------- (ат/эл). (10)

Л Ь п <Ьу> ехр (0,33 ЛАТ,)

Численные значения Р(, т<| и у для Си анода, определенные по формулам (8)- (10), соответственно, составляют: Р| «3-ю'Вт/см1, г&>7'1&>с и у»104 ат/эл. Приведенные значения хорошо согласуются с результатами, полученными в исследованиях генерации плазмы АФ методом "оборванного йакуумного пробоя" Г А.Месяцем с сотрудниками 131.

Пороговый характер явления аномальной десорбции позволил сформулировать простой критерий возбуждения вакуумного пробоя а также дать объяснение известному эффекту полного напряжения для "больших" вакуумных зазоров ((I > 1 мм).

Принимая во внимание пороговый характер этого явления и учитывая, что для больших зазоров переход в состояние пробоя возможен только в результате последовательного во времени образования сгустков плазмы КФ и АФ, критерий возбуждения вакуумного пробоя имеет вид

<j,>Vvb*P,, (II)

где <j, > - среднее значение тока на аноде за время Tj - напряжение вакуумного пробоя. Из (11) (при d > 1мм) следует эмпирическое соотношение Майтланда [3}

V,b s const d 08 . (12)

Следует отметить, что для "малых" зазоров (d < 1мм) критерием перехода в состояние вакуумного пробоя является условие возбуждения процесса неустойчивости тока электронной эмиссии с поверхности отдельных михроострий (микро иеоднородностей), локализованных на макроповерхности катода вакуумного зазора. Последнее условие обусловлено тем, что для перемыкания малого зазора оказывается достаточным того микроколичества плазмы, которое возникает в результате формирования плазмы КФ. Так как для возбуждения процесса неустойчивости тока необходимо выполнение условия F s (0,45 - 0,5)В/А, то для таких зазоров критерием перехода к вакуумному пробою является соотношение (3]

Vrt s const d. (13)

Обобщенные результаты исследований механизмов образования ' плазмы КФ и АФ представлены в работе в виде феноменологической Схемы взаимосвязанных термополевых процессов, развивающихся при инициировании и развитии вакуумного пробоя.

В разделе 4.11 этой главы проведено исследование механизма электронной эмиссни с поверхности острийных эмиттеров На основе широкозоннмх полупроводников.

Анализ полученных в работе экспериментальных данных а также данных других авторов показал, что обнаруженная в работе зависимость тока эмиссни (I) от анодного напряжения (U): I = с-U2, на участке квази насыщения темповых В АХ, имеет место не только для МК CdS, но характерна и для других эмиттеров с малой концентрацией собственных электронов: р-Ое, CdSe, ZnS, ВаО. Кроме того, для этого участка ВАХ t характерны следующие закономерности: а) сложная (двухпиховая) структура 118] а также большая ширина спектра энергетического распределения электронов эмиссии (> ЬВ) {5,б], б) значительные времена задержки (ta £ КГ* с) между моментами создания сильного поля на поверхности эмиттера и началом процесса эмиссии, в) большое падение

напряжения на эмиттере (> 1кВ) и пропорциональность величины падения напряжения анодному напряжению.

Непротиворечивая, самосогласованная интерпретация совокупности перечисленных выше данных и закономерностей, с учетом установленного в работе эффекта гистерезиса ВАХ, оказывается возможной, если предположить, что на участке квазинасыщения ВАХ эмиттеров с малой концентрацией свободных носителей эмиссия электронов в вакуум происходит, в основном, не по туннельному а по надбарьерному механизму и является следствием ряда взаимосвязанных процессов: а) проникновения поля в объем эмиттера и образования инжектирующего контакта на границе: металл-полулроводннк, б) инжекции электронов из контакта и в) нагрева инжектированных электронов в приповерхностном слое полупроводника у границы раздела: полупроводник - вакуум, и последующей надбарьерной эмиссией "горячих" электронов в вакуум.

В частности, обнаруженная в работе пропорциональность тока эмиссии квадрату анодного напряжения на участке квазинасышения ВАХ а также резкий рост тока эмиссии на следующем, за участком квазинасыщения, участке ВАХ хорошо согласуется с известными представлениями теории Ламперта и Марка [19] о механизме проводимости широкозонных полупроводников и диэлектриков. Отметим, что представления о (термическом) нагреве электронов на участках резкого роста тока ВАХ полупроводникового эмиттера также содержатся в работе [20].

В заключительном разделе четвертой главы проведено теоретическое исследование физического механизма функционирования ЖМИИ.

Для построения физической картины процессов прежде всего следовало решить вопрос об обоснованном выборе модели геометрии вершины ЖМИИ. Проведенный в работе анализ большого числа экспериментальных и теоретических данных показал, что форма вершины ЖМИИ при малых токах ионной эмиссии близка к конусу Тейлора, а при сравнительно больших ионных токах (Ij > (Ю-4 - 10'5 )А) на вершине конуса Тейлора, вследствие электрогидродинамической неустойчивости поверхности жидкого металла, формируется микровыступ, имеющий серповидное сечение. Принимая во внимание эти данные, расчеты значений напряженности поля (F,) на вершине ЖМИИ проводились для геометрии вершины ЖМИИ в форме гиперболоида крашения, асимптотами которого являются образующие конуса Тейлора. Отметим, что при такой аппроксимации формы вершины ЖМИИ развитая в работе модель функционирования ЖМИИ, естественно, применима тдлысо при малых токах ионной эмиссии, то есть в условиях, предшествующих возбуждению электрогидродннамической неустойчивости.

Решение задачи Дирихле для уравнений Лапласа искалось в виде

. V(r) = 1 Q(0 G(r,r') d г' , (14)

(S)

здесь V(r) •' потенциал; Q(r') • плотность поверхностных зарядов на электродах; G(r,r') - функция Грина для уравнения Лапласа. Проделанные Численные расчеты (14) для зависимости F,=F,(r,) показали, что возбуждение электрогидродинамической неустойчивости на вершине гиперболоида, для Ga ЖМИИ, происходит при F, £ 0.8В/А н радиусе кривизны поверхности вершины ЖМИИ, близком к г,« 80А [21}.

Откуда следует, что при малых ионных токах образование ионов в процесс«' функционирования ЖМИИ не может осуществляться по механизму полевого испарения так, как, в частности, для полевого испарения с поверхности Оа необходимы поля F, 2 2.0В/А.

Исходя из полученных данных, в основу модели функционирования ЖМИИ был положен механизм полевой ионизации нейтральных атомов, десорбнрукццихся с поверхности жидкого металла под воздействием концентрированного потока энергии, обусловленного потоком электронов полевой ионизации.

Согласно этой модели, выражение дня ионного тока имеет вид

1 » 2* е г,1 (1- сожр) п. (кТ, /И) ехр(-Л*/кТ,) Ps , (15)

здесь ф - полуугол ионной эмиссии; п, • поверхностная плотность атомов; Та • температура ионной подсистемы приповерхностного слоя ЖМИИ; Л*-•энсргня связи поверхностного атома в условиях функционирования ЖМИИ; Р| • вероятность полевой ионизации нейтрали. Для Определения соотношений для Т, и А* в (15) использовались результаты, полученные в предыдущих разделах данной главы. Отметим, что при выводе выражения для Т. учитывалось, что постановка тепловой задачи по нагреву вершины острийного МК током термополевой эмиссии близка к постановке аналогичной задачи о нагреве вершины ЖМИИ. После соответствующих преобразований выражение (I) может быть преобразовано к виду

Т0 + 1, ДЕДглех^&гГ,)'1

Т,а-----------------------— (16)

Ь0,51^(Я1ввтхг,)1

здесь Т0 - температура основания конуса Тейлора; ДН| - энергия, передаваемая ионной подсистеме приповерхностного слоя ЖМИИ в результате десорбции и полевой ионизации нейтрали; вг - половина угла раствора конуса Тейлора.

Так как, в соответствии с моделью, поверхность, прилегающая к вершине ЖМИИ, находится под воздействием концентрированного потока

энергии, то для определения Л* использовались развитые в работе представления об аномальной электронно - стимулированной десорбции нейтралей с поверхности металла.

Основываясь на уравнении (7), в приближении модели свободных электронов, было получено следующее соотношение

25(1-ч)р V,2 ДЕ; 1,

Л**Л-0,6егк{[Н(----------------------------------------------)2 ]1/2-1 ), (17)

Ал е О-собф) п2 г,2 Рг I,5<Ьу> у02

здесь Л -энергия связи поверхностного атома жидкого металла, р -- плотность металла, V, - скорость звука, Рг - импульс Ферми, 1, -длина свободного пробега электрона, уц - частота Дебая.

Расчеты Т, и Л* для С;а ЖМИ И показали, что (Т5 - Т0 ) < 2-102К и Л* « (0,2 - 0,3) эВ.

Температура же электронной подсистемы в приповерхностном слое' ЖМИИ, в соответствии с развитой в работе моделью, достигает десятков тысяч Кельвин. Откуда следует, что в условиях функционирования ЖМИИ десорбнрованные нейтрали могуг находиться как в основном, так и в возбужденных состояниях. Присутствие в общем потоке частиц, эмиттируемых поверхностью ЖМИИ, значительной доли нейтралей, находящихся в наиболее низких возбужденных энергетических состояниях, как известно, является надежно установленным экспериментальным фактом.

Результаты численных расчетов I, а также плотности ионного тока ^ ((15) -(17)) и дефицита энергии ионов согласуются с экспериментальными данными.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ РАБОТЫ

Выполнен цикл экспериментальных исследований термополевых процессов, активируемых воздействием сильных электрических полей на поверхность острнйных металлических (\У,Мо,ЫЬ,Та) и полупроводниковых (СйБ) эмиттеров.Для проведения экспериментов использовалась известная своей высокой информативностью методика --полевая эмиссионная микроскопия, прменение которой позволило провести комплексные нследования развивающихся в этих условиях быстропротекающих термополевых процессов.

Основные результаты экспериментальных исследований заключаются в следующем.

1.Установлено, что в сильных (импульсных) электрических полях (Р £ (0,45 - 0,5) В/А), в микро-миллисекундном диапазоне длительностей импульсов напряжения, процесс электронной эмиссии с поверхности металлических острийных эмиттеров (0,1 мкм < г, < 0,5мкм) является нестационарным, сопровождается рядом характерных для данных условий особенностей или эффектов: а) отклонением ВАХ от прямой Ф-Н, б) изменением структуры эмулирующей поверхности МК - эффект самопроизвольной перестройки, в) возникновением ярких концентрических колец вокруг основного эмиссионного изображения - эффект колец, г) увеличением разрешающей способности (до « (3-6) А) импульсного электронного микроскопа - проектора Мюллера, и завершается развитием неустойчивости тока эмиссии и фазовым переходом конденсированного вещества МК в плотную плазму.

2.Изучено явление термополевой перестройки поверхности кристаллического эмиттера (\^) в "прямом" электрическом поле и, в частности, обнаружено, что переход из стационарного режима термополевой эмиссии в нестационарный режим электронной эмиссии сопровождается массопереносом вещества МК и ростом на эмиттирующей поверхности МК кристаллических микровыступов.

3.Установлен ряд закономерностей явления электронной эмиссии с поверхности острийных МК широкозонных полупроводников (С<К): а) пропорциональность тока эмиссии квадрату анодного напряжения на участке квазинасыщения ВАХ, б) значительные времена задержки (порядка (Ю-1- 10'5) с ) между моментами создания поля и возбуждения тока эмиссии, в) гистерезнз прямого и обратного хода ВАХ. На основе обнаруженных свойств таких эмиттеров, предложен новый способ создания стабильных "низковольтных" точечных источников электронов высокой яркости.

4.Разработан новый метод локализации термополевой эмиссии с поверхности острийных катодов в малых телесных углах - метод двойной локализации, позволяющий создавать точечные источники электронов с высокой яркостью (до Ю10 А/см2ср) и угловой интенсивностью эмиссии (до 102 мА/ср); исследованы эмиссиошше и электронно-оптические характеристики катодов с двойной локализацией эмиссии - 7гАУ<100> катодов.

Проведены теоретические исследования термополевых процессов, активируемых воздействием сильных электрических полей и концентрированных потоков энергии на конденсированное вещество. Основные результаты этих исследований заключаются в следующем.

5.Показано,что отклонение ВАХ диода с термополевым острийныы металлическим эмиттером - катодом, от прямой Ф-Н, начинающееся в области сильных электрических полей Р > (0,45-0,5)В/А, при которых процесс электронной эмиссии становится нестационарным, нельзя объяснить только влиянием поля пространственного заряда электронов термополевон эмиссии.

6.Проведен теоретический анализ термополевых процессов, развивающихся у границы раздела: эмнттирующая поверхность МК металла - вакуум, в сильных электрических поля, и получены следующие результаты:

-найдено аналитическое решение стационарной тепловой задачи по нагреву вершины МК током эмиссии высокой плотности ( } £106А/см2 ) и показано, что в этих условиях возникает концентрированный поток тепловой энергии, направленный изнутри вещества МК к его эмиттирующен поверхности;

-показано, что эффективная диссипация этого теплового потока происходит за счет процесса интенсивного испарения собственных атомов вещества МК;

-проведены расчеты вероятностей ионизации в единицу времени испаряющихся атомов за счет механизмов полевой ионизации (Р|) и ударной ионизации (Рс) и показано, что Р| /Рс > 4;

-показано, что бомбардировка вершины МК образующимися и этих условиях нонами, энергия которых превышает порог катодного самораспыления, вызывает резкое нарушение структуры поверхности МК и, как следствие, на начальной стадии процесса взаимодействия ионов с поверхностью МК, приводит к нестационарности тока и затем к развитию двух одновременно протекающих, взаимосвязанных процессов' неустойчивости тока электронной эмиссии н фазовому переходу конденсированного вещества МК в плотную плазму - плазму КФ;

-получено решение нестационарной самосогласованной задачи для уравнения Пуассона в сферической модели вакуумного диода с острнйным металлическим катодом, окруженным сферическим слоем расширяющейся в вакуум плотной плазмы; решение указанной задачи позволило получить аналитическое выражение для кинетики тока на стадии развития неустойчивости эмиссионного процесса.

7.На основе совокупности перечисленных выше результатов (см. пункты пл. 1,2,5,6) сделано заключение о нетождественности физического механизма стационарной термополевой эмиссии с поверхности МК металлов механизму нестационарной электронной эмиссии, развивающейся в сильном (импульсном) электрическом поле, под воздействием которого возбуждаются вторичные термополевые процессы: испарение собственных атомов вещества МК, ионизация атомов и взанмотействие образующихся ионов с поверхностью МК - эмиттера.

Процессу нестационарной электронной эмиссии, возбуждающейся в сильных импульсных электрических полях, соответствующих области отклонения ВАХ от прямой Ф-Н, дано специальное название --термополевая ионизационная эмиссия (ТРШ).

8.Предложена модель механизма лавинообразной ("аномальной") электронно - стимулированной десорбции собственных атомов с поверхности металлов, развивающейся при взаимодействии с поверхностью металлов интенсивных электронных пучков с высокой плотностью мощности (Р > ЮбВт/см2). Показано, что возбуждение процесса аномальной десорбции, в соответствии с экспериментом, имеет пороговый, по уровню плотности мощности падающего потока электронов, характер. Пороговое значение уровня плотности мощности для различных металлов, по порядку величины, составляет Р| >107Вт/см2. Отмечены широкие возможности практических приложений явления аномальной десорбции в науке и технике и, в частности, показано, что для формирования электронных зондов микронных и субмикронных размеров с Р| £ Р| могут быть применены стандартные электронно-оптические системы, если в качестве источника электронов в таких системах использовать разработанный в работе 7лГ\Ч <100> катод с двойной локализацией эмиссии.

9.В результате обобщения полученных в работе новых данных по механизмам формирования плазмы КФ и АФ, которые, как показано, являются закономерными следствиями взаимодействия возникающих в этих условиях концентрированных потоков энергии с веществом катода и анода вакуумного диода, построена феноменологическая модель взаимосвязанных термополевых процессов, приводящих к инициированию н развитию вакуумного пробоя. Получены критерии вакуумного пробоя для "малых" (6 < 1мм) и "больших" ((1 > 1мм) вакуумных зазоров.

Ю.На основе анализа экспериментально установленных в работе закономерностей явления электронной эмиссии с поверхности широкозонных полупроводников в сильных электрических полях (см.п.З) предложена качественная модель этого явления.

11.Развита модель функционирования ЖМИИ в условиях, предшествующих возбуждению электрогидродинамической неустойчивости поверхности вершины ЖМИИ.

Список литературы

1. Броудай И.,Мерей Дж. Физические основы микротехнологии.Пер.с англ. Под ред. А.В. Шалыюва. М., Мир, 1983, 494с.

2. ВалисвК.А. Физика субмнкронной литографии. М., Наука, 1990.

3. Месяц Г А , Проскуровский Д.И. Импульсный электрический разряд в вакууме. Наука, Новосибирск, 1984, 25бс.

4. Физическая энциклопедия, т.1. М., Советская энциклопедия, 1988,с.237.

5. Фншер Р., Нойман X. Автоэлектронная эмиссия полупроводников. Под ред. И.Л. Сокольской. М„ Наука, 1971, 215с.

6. Модинос А. Авто-, термо- н вторично- электронная спектроскопия. Пер с англ. М., Наука, 1990, 320с.

7. Kingham D R., Stvanson L.M. Mechanisms of Ion Formation in Liquid Metal Ion Sources - Joum. de Phys.,1984, v.45-C9, p. 133-8.

8. Габович М.Д. Жидкометаллические эмиттеры ионов - Успехи физических наук, 1983, т.140, вып.1, с.137-151.

9. Бахтизин Р.З., Юмагузин Ю.М. Анализатор энергетического спектра' автоэлектронов. - ПТЭ, 1984, N3, с.212-216.

10.Dyke W.P., Dolan W W. In: Advances in Electronics and Electron Physics. v.8. Ed. L. Marlon, N.Y., Acad. Press, 1956, pp.88-155.

1 l.Arkharov M.A., Adadurov E.I., Ptitsin V.E. Low -Voltage SEM with Field Emission Cathode. - Abstr. 2 Int.Conf. of Vac. Microelectr.,1989, Bath, England.

12 Spmdt C.A. A Thin - Film Field - Emission Cathode.- J.Appl. Phys., 1968., vol.39, N7, pp.3504-3505.

(З.Птнцын В.Э. К проблеме пробоя вакуумной электронзоляции. - Письма вЖЭТФ, 1992, т.55, вып.6, с.325-328.

14.Ptitsin V.E. instability of the Metal Microcrystal Surface at Intense Electron Emission. - J. Vac. Sci. andTechn. A, 1993, vol.11(5), pp.2447-2451.

15.M0TT H., Дэвис Э. Электронные процессы в некристаллических вешествах.т.1, М., Мир, 1982.

16.Гннзбург В.Л., Шабанский В.П. Кинетическая температура электронов ■ металлах и аномальная электронная эмиссия. Докл. АН СССР, 1955, т.100, N3, с.445-448.

17.Ptitsin V.E. Theory of Abnormal Desorption. - Rev. Sci. Instrum., 1994, vol.65, N4, pp. 1476-1479.

18.Тушрева Т А, Иванов В.А., Кирсанова Т.С., Васильева Н.В. Аатозлектронная спектроскопия пленок ВаО различной структуры. -ФТТ, 1989, т.31, вып.2, с. 12-19.

19.Ламперт М., Марк П. Инжекционные токи в твердых телах. М., Мир, 1973.

20. Иванов В.Г. Механизм внутреннего пробоя при автоэмиссин полупроводников р-типа. РиЭ, 1991, N8, т.36, с. 1559-1564.

21 .Ptitsin V.E. and Shevchenko S.I. On the Mechanism of the LMIS Emission. Surf.Sci.,1992, vol.266, pp.191-196.

Основное содержание диссертации изложено в следующих публикациях.

1. Фурсей Г.Н., Птицын В.Э. Явления, предшествующие переходу автоэлектронной эмиссии во взрывную в микро - миллисекундном диапазоне. - Тез. докл. XVII Всес. конф. по эмиссионной электронике, Ленинград, 1978, с.421-422.

2. Птицын В.Э., Егоров Н.В., Баскин Л.М. Исследование стационарной и импульсной автофотоэлектронной эмиссии из ннзкоомных монокристаллов CdS. • Тез. докл. XVII Всес. конф. по эмиссионной электронике, Ленинград, 1978, с.361-362.

3. Fumy O.N., Ptitsin V.E., Egorov N.V. Influence of Magnetic Field on the Effects Preceeding the Transition of Field Emission into the Vacuum Breakdown. - Jonrn.de Phys.,1979, Coll.C7, suppl. an n.7, T.40, pp.403-404.

4. Фурсей Г.Н., Птицын В.Э., Егоров H.B. Влияние магнитного поля на процесс автоэлектронной эмиссии из W. - Письма в ЖТФ, 1979, т.5, ■мп. 19, с. 1161-1164.

5. Баскин Л.М., Егоров Н.В., Птицын В.Э. и др. Влияние глубоких центров захвата на эмиссионную способность широкозонных полупроводниковых автокатодов. - Письма в ЖТФ, 1979, т.5 вып.22, с.1345-1348.

6. Птицын В.Э., Фурсей Г.Н., Егоров Н.В. Аномалии процесса автоэлектронной эмиссии в магнитном поле. - Письма в ЖЭТФ, 1980, т.31, выл. 12, с.733-737.

7. Птицын В.Э., Фурсей Г.Н., Егоров Н.В. Температурная зависимость магнитных эффектов при автоэлектронной эмиссии. - Письма в ЖТФ, 1980, т.6, вып. 10, с.б 19-622.

8. Птицын В.Э., Егоров Н.В., Фурсей Т.Н., Способ получения

. авгоэлектронной эмиссии. - Авторское свидетельство N 1038980 с

приоритетом от 29.12.81.

9. Fursey O.N., Ptitsin V.E., Krotevich D.N. Spontaneous Migration of the Surface Atoms at Top Carrent Densities of Field Emission Initiating Vacuum Breakdown. - Proc. XI Int. Symp. on Discharges and Electrical Insulation in Vacuum, Berlin, 1984, vol.1, pp.69-71.

Ю.Кротевнч Д.Н., Птицын В.Э., Фурсей Г.Н. Самопроизвольная перестройка автокатода при отборе предельной плотности тока автоэлектронной эмиссии. - ЖТФ, 1985, т.55, N3, с.625 - 627.

П.Кротевич Д.Н., Пгицын В Э., Фурсей Г.Н. Наблюдение тонкой структуры пересфоенмой поверхности микрокрнсталлов методом импульсной автоэмиссионной микроскопии. - ФТТ, 1986, г.28, N12, с.3722-3724.

12.Bachtyzin R.Z., Ptilsin V.E., Krolevich D.N. et al. Energy Distribution and Noise Characteristics of Zr/W<100> Field Emission Cathode. - in Abstr.34 Int. Field Emission Symp., Osaka, Japan, 1987, p.34.

13.Фурсей Г.Н., Бахтизин P.l, Птшшн В.Э. и др. Эмиссионные характеристики автокатодов с локализацией эмиссии в малых телесных углах. - Известия АН СССР,сер физич.,1988, т.52, N7, с 1250-1253.

14.Птшшн В.Э., Фурсей Г.Н. Формоизменение поверхности вершины острийного микрокристалла в условиях протекания тока автоэлектронной эмиссии. - Известия АН СССР,сер.физич , 1988, т.52, N8, с. 1513-1517.

15.Arkharov MA, Adadurov El., Ptitsin V.E. Low -Voltage SEM with Field Emission Cathode. - Abstr. 2 lilt. Conf. of Vac. Microelectr.,1989, Bath, England.

16.Пт1Щын В.Э. Переход термоавтоэлектроннон эмиссии в вакуумный пробои. - Тез. докл. XXI Всес. конф. по эмиссионной электронике, Ленинград, 1990, т.!, с.238.

17.Ptitsin V.E. Angular Confinement of Thermal -Field Electron Emission with the Solid Angle 0,009 steradn- Abstr. 5 Int. Field Emission Symp., 1990, Albuqerque, USA, p.21.

18.Ptitsin V.E. Surface Diffusion and Prebreakdown Phenomena. - Proc XIV Int. Symp. on Discharges and Electrical Insulation in Vacuum, Santa Fe, USA, 1990, pp.269-271.

19.Ptitsin V.E. On a Mechanism of Vacuum Breakdown Initiated in a Point -Cathode Diode. - Proc XIV Int. Symp. on Discharges and Electrical Insulation in Vacuum, Santa Fe, USA, 1990, pp.77-81.

20.Ptitsin V.E. Instability of Thermal Field Electron Emission - Surf. Sci., 1991, vol.246, pp.373-377.

21.Птицын В.Э. Влияние десорбции атомов на эмиссию электронов в сильном электрическом поле. - Препринт N 52, ИАП РАН, СПб, 1992, 20с.

22.Птицын В.Э. К проблеме пробоя вакуумной электроизоляцин. - Письма в ЖЭТФ, 1992, т.55, вын.6, с.325-328.

23.Ptitsin V.£. Thermal Field ZrO/W<IOO> Cathode with High Angular Emission Intensity. - Abstr. 5 Int. Vacuum Microelectronics Conf., 1992, Vienna, Austria, p 11.

24.Ptitsin V.E. Nonstationary Thermal Field Ionization Electron Emission.-Abstr. 39 Int. Field Emission Symp., 1992, Halifax, Canada.

25.Ptitsin V.E. The Mechanism of Cathode Flare Plasma Formation During Transition to Vacuum Breakdown. - Proc. XV Int.Symp. on Discharges and Electrical Insulation in Vacuum, Darmstadt, Germany, 1992, pp. 123-126.

26.Ptitsin V.E. On the Interelectrode Gap Dependence of the Vacuum Breakdown Voltage. - Proc. XV Int. Syrnp. on Discharges and Electrical Insulation in Vacuum, Darmstadt, Germany, 1992, pp.118-122.

27.Ptitsin V.E. and Shevchenko S.l. On the Mechanism of the LMIS Emission. -Surf. Sci.,1992. vol.266, pp 191-196.

28.Ptitsin V.E. Thermal Field Ionization Electron Emission. - Techn. Digest 6 Int. Vacuum Microelectronics Conf.,1993, Newport, USA, pp. 46-47.

29.Ptitsin V.E. Instability of the Metal Microcrystal Suiface at Intense Election Emission. - J. Vac. Sci. and Techn. A, 1993, vol.11(5), pp.2447-2451.

30.Ptitsin V.E. Abnormal Desorption and New Potentialities in Technology. --Techn. Digest 6 Int. Vacuum Microelectronics Conf., 1993, Newport, USA, pp.84-85.

31 .Птицын В.Э. Термополевач ионизационная эмиссия электронов. --Сфорн. докл. XXII конф, по эмиссионной электронике, 1994, Москва, т.З, с.38-40.

32.11тИцын В.Э. К модели механизма эмиссии ЖМПИ. - Сборн. докл. XXII конф. по эмиссионной электронике, 1994, Москва, т.З, с. 195-197.

33.Ptitsin V.E. Theory of Abnormal Desorption. - Rev. Sci. Instrum., 1994, vol.65, N4, pp. 1476-1479.

34.Ptitsm V.E. Model of the Mechanism of Liquid Metal Ion Source Emission. --Rev. Sci. Instrum., 1994, vol.65, N4, pp.1354-1355.