金納米結構表面二次電子發射特性?

王丹賀永寧葉鳴崔萬照

1)(西安交通大學微電子學院,西安 710049)

2)(中國空間技術研究院西安分院,空間微波技術國防科技重點實驗室,西安 710100)

(2018年1月11日收到;2018年2月2日收到修改稿)

1 引 言

真空環境中,粒子束流與材料相互作用而導致材料表面電子出射的現象稱為二次電子發射(secondary electron emission,SEE).材料表面的SEE特性是材料的固有特性,物理電子領域通常使用總電子發射產額(total electron emission yield,TEEY)來衡量材料表面的SEE水平,TEEY的定義為當電子束入射材料表面時,表面出射電子數量與入射電子數量的比值.空間大功率微波器件工作在復雜的空間環境中,其表面受空間粒子束流碰撞影響,易于發生二次電子倍增,進而誘發微放電效應,輕則影響器件性能及壽命,嚴重時甚至有可能引起航天器整體失效[1?3].器件中腔壁表面TEEY大于1是誘發表面發生二次電子倍增的根本原因之一,因此減小器件表面的TEEY能有效降低該表面發生電子倍增的風險[4,5].金材料具有超高電導率,在空間大功率微波器件中會使用高純度的金薄膜作為器件表面鍍層材料,以降低微波器件表面損耗;此外,空間微波開關中也會使用金作為表面鍍層以獲得器件的超快開關響應.然而平滑金薄膜表面具有較大的二次電子發射系數,文獻[6,7]表明平滑金表面TEEY最大值(σm)約為1.8,較高的TEEY使得微波器件的鍍金表面在空間環境中易于發生微放電效應,因此探究金表面低TEEY技術對提高鍍金空間微波器件的性能及壽命有重大意義.

目前領域內降低材料表面TEEY的方法主要有兩種:1?低TEEY材料表面鍍層;2?材料表面粗糙化.方法1?得益于鍍層薄膜自身具有較低的TEEY,且由于SEE現象僅發生在材料表面幾至十幾個納米的厚度內,因此通常幾十納米量級的低TEEY薄膜層能在對材料表面只產生很小影響的情況下大幅度降低材料表面TEEY.氮化鈦(TiN)是空間鍍膜技術中常用的低TEEY薄膜[8],此外有研究報道石墨烯也可作為良好的低TEEY表面涂層[9].方法2?對TEEY的抑制利用了構筑材料表面粗糙結構能夠很大程度上增加電子碰撞概率的思想,即經過多次碰撞的電子其能量大大損失,進而降低了電子的逃逸概率.典型的材料表面粗糙化方法包括化學刻蝕[6,10?12]、激光刻蝕[13,14]等.方法1?中的低TEEY表面鍍層依賴于材料表面異質膜層生長(如金鍍層表面生長TiN),不同材料的接觸可能會存在表面改性等問題;方法2?主要依賴于材料表面刻蝕技術,即對原始表面進行破壞性刻蝕以達到表面粗糙化的目的,目前關于破壞表面對器件性能影響的研究相對較少.結合上述兩種方法的優點,在材料表面進行同質納米結構生長(例如金表面生長金納米結構),能夠避免表面改性和破壞表面的問題.已有研究表明,金屬表面生長同質類炭黑納米結構能夠有效降低其表面的TEEY[15,16].2016年,本課題組使用低氣壓蒸發工藝在銀表面生長同質納米結構,并印證了該類炭黑銀納米結構能夠大幅降低銀表面TEEY[17];2017年,本課題組揭示了金屬類炭黑納米結構抑制TEEY的機理,并使用銀納米結構的SEE特性測試結果對該理論進行了論證[18].目前,國際上大多數對于金SEE特性的研究均針對平滑的金薄膜,而對于金納米結構SEE特性的研究較為缺乏.

本文使用低氣壓蒸發工藝制備了多種孔隙率的金納米結構,表征了蒸發氣壓與納米結構表面形貌的關系.使用SEE測試平臺表征了各金納米結構的SEE特性,研究了納米結構孔隙率與其表面電子發射產額的依賴規律;測試了金納米結構表面出射電子能量分布,分離了TEEY中的真二次電子產額(true secondary electron yield,TSEY)部分和背散射電子產額(back-scattered electron yield,BSEY)部分,發現了納米結構在抑制TEEY的同時存在增強BSEY的現象.使用幾何模型并結合二次電子唯象概率模型對不同孔隙率的金納米結構SEE特性進行了仿真,仿真結果定性驗證了實驗中納米結構對不同種類出射電子的作用機理.

2 實驗方法

2.1 熱蒸發制備金納米結構

實驗中選用的襯底為鋁合金鍍銀樣片(樣品尺寸:20 mm×10 mm×1 mm,鍍銀層厚度10μm)和單晶硅片(N型重摻雜,晶向?100?,電阻率小于0.01 ?·cm,厚度300μm),考慮到直接在鍍銀襯底上生長金納米結構黏附性較差,因此首先在鋁合金鍍銀樣品表面鍍一層約60 nm的金膜,然后在金膜表面生長金納米結構,以避免異質生長存在的黏附性差及生長取向問題.實驗中選取了4種蒸發氣壓,分別為40,50,60和70 Pa.使用高純度金粒(99.99%)作為金蒸發源,每次蒸發實驗中,金粒質量為0.16 g.蒸發舟為金屬鉬制成,最高可耐2900?C高溫,遠高于金的熔點.加熱電流135 A,加熱時間5 min,在此溫度及時間范圍內,能保證所用金源蒸發完畢.在引入干擾氣體(氬氣)之前,真空室內氣壓抽至低于6×10?4Pa.高真空蒸發制備金薄膜時,樣品與金源的距離約為350 mm;低氣壓蒸發制備金納米結構時,襯底與金源的距離約為55 mm.

2.2 表面形貌及SEE特性表征

表征實驗中,使用掃描電子顯微鏡(SEM,Hitachi S-4800,日本)對所制備樣品的表面形貌及其側面圖像進行了表征;使用超高真空金屬二次電子發射研究平臺對樣品的SEE特性進行了表征.關于該系統的具體參數及相關描述,已在其他文獻中有詳盡報道[19,20].測試內容為不同入射角度下同一樣品同一位置的TEEY,測試使用傳統的樣品電流法,關于樣品電流法的原理及誤差分析已在其他文獻中有詳盡描述[21],該測試過程可簡述為如下兩步:首先在樣品上施加+500 V偏壓,這種入射情況下,幾乎所有逃逸的二次電子都會被吸引回樣品表面,此時測得的電流為該過程中所有電子束流之和IP;然后在樣品上施加?20 V偏壓,這種入射條件下,所有逃逸的電子均會受到樣品表面負偏壓的排斥作用而加速遠離樣品表面,此時測得樣品上流過的電流IS即為總的電子束流IP減去逃逸的電子束流.樣品表面的TEEY可表示為1?IS/IP.為表征出射電子的能量分布信息,實驗中使用電子能量分析器(DESA150,STAIB Instruments)對出射電子的能量分布進行統計,能量收集時本底真空低于10?7Pa,選取4個初始電子能量點進行能譜測試,分別為40,100,300和1000 eV.

3 結果與討論

3.1 金納米結構的顯微分析

圖1(a)—圖1(e)分別給出了金薄膜以及40,50,60和70 Pa蒸發氣壓下制備得到金納米結構的微觀形貌,其中圖1(a)—圖1(c)中的插圖分別為對應樣品的截面圖像.樣品的顯微分析結果表明,低氣壓蒸發工藝所制備金納米結構的表面形貌強烈依賴于蒸發過程中腔室內氬氣分壓的大小.對比不同蒸發氣壓下得到的納米結構表面形貌可以看出,隨蒸發氣壓的增加,表面金顆粒的尺寸逐漸減小,具體如圖1所示.圖1(b)為40 Pa蒸發氣壓制備的金納米結構,其表面堆積的金顆粒尺寸約為150 nm;圖1(c)為50 Pa蒸發氣壓制備的金納米結構,表面金顆粒的尺寸約為100 nm;當蒸發氣壓升至70 Pa時,制備的金納米結構表面金顆粒尺寸約為50 nm,如圖1(e)所示.由各納米結構的表面形貌及截面圖像可知,納米結構主要由納米柱以及納米柱之間的間隙組成,定義各納米結構的孔隙率為SEM圖像中表面間隙所占面積與圖像總面積之比.圖1(f)給出了各納米結構表面孔隙率的統計結果,該結果表明,隨蒸發氣壓的增加,樣品表面的孔隙率逐漸增加.

圖1 所制備金薄膜及金納米結構的微觀形貌(a)金薄膜;(b)40 Pa,(c)50 Pa,(d)60 Pa,(e)70 Pa蒸發氣壓下制備的金納米結構,插圖為對應樣品的截面圖像;(f)各納米結構表面孔隙率統計Fig.1.SEM images of(a)flat gold thin film and gold nanostructures fabricated by the residual gas pressure of(b)40 Pa,(c)50 Pa,(d)60 Pa,(e)70 Pa,inserted images are the section morphologies for the corresponding samples;(f)porosities of the gold nanostructures.

關于熱蒸發制備金屬納米結構的原理可簡述如下:在高真空(低于6×10?4Pa)情況下,雜質氣體的量極少可忽略不計,因此受熱蒸發并具有一定動能的金原子不會與其他原子碰撞而損失能量,能運動較遠的距離;此時如果有干擾氣體(本實驗中為氬氣)引入真空腔內,受熱蒸發的金原子就會有較大概率與氬原子發生多次碰撞,引起蒸發原子的能量損失,能量受損的蒸發原子平均自由程會大大降低,不能運動到距離蒸發源較遠的地方.這即是低氣壓蒸發時樣品與蒸發源之間的距離(約55 mm)遠小于高真空情況下樣品與蒸發源之間的距離(約350 mm)的原因.圖2給出了金納米結構的形成過程,在受干擾氣體影響而產生能量損失的情況下,蒸發的金原子沿隨機的軌跡運動,最早到達襯底的蒸發原子隨機散布在樣品表面,如圖2(a)所示,稱之為“種子”原子.后續到達的蒸發原子也沿隨機軌跡運動,在接近樣品表面時,如果該位置未被“種子”原子占據,那么蒸發原子就會占據該區域而成為“種子”原子;如果該區域已被“種子”原子所占據,那么蒸發原子就會附著在“種子”原子上,后續到達的蒸發原子也遵循這樣的運動規律,進而逐漸形成百納米級的柱狀凸起結構,如圖2(b)所示.蒸發原子一個接一個隨機附著在前置原子上,最終當蒸發源蒸發完后,在樣品表面形成了如圖2(c)所示的金納米結構.

圖2 納米結構的形成過程 (a)蒸發的金原子與氬原子碰撞后隨機附著在襯底表面;(b)后續到達襯底的金原子沿之前的“種子”原子繼續生長;(c)最終形成金納米結構Fig.2.Formation process of the gold nanostructure:(a)Evaporated gold atoms impact with the argon atoms and then randomly adhere to the substrate resulting into a stochastic seed distribution;(b)following gold atoms accumulate one by one;(c)the gold nanostructure is formed.

此外,從SEM圖像可以看出,實驗中蒸發氣壓的變化會導致納米結構形貌的巨大差異,對此做如下解釋.如前文中所述,當真空腔室中引入氬氣時,蒸發原子會有極大的概率與氬原子產生多次碰撞,且這種碰撞概率隨氬氣量的增加而增加,進而引起碰撞原子的平均自由程減小以及動能降低.即隨蒸發氣壓的增加,蒸發原子能量降低,致使能到達襯底的蒸發原子數量變少,因此從SEM圖像中可以看出隨蒸發氣壓的增加,納米結構逐漸變得稀疏,襯底上未被蒸發原子占據的區域變大,納米結構的孔隙率增加.關于隨蒸發氣壓增加,納米顆粒尺寸變小的現象可作如下解釋:每一個百納米尺度的金顆粒都是由許多的蒸發原子堆積而成,當氬氣氣壓升高時,能到達樣品并積聚在一起形成顆粒的蒸發原子數量變少,因此顆粒尺寸變小.

3.2 金納米結構的二次電子發射特性測試結果及分析

圖3 金薄膜及納米結構的SEE特性 (a)總電子發射產額;(b)歸一化總電子發射產額;(c)σm與孔隙率的關系;(d)σm與入射極角的關系Fig.3.SEE characteristics of the gold film and nanostructures:(a)TEEY;(b)normalized TEEY;(c)dependence of σmon porosity;(d)dependence of σmon incident polar angle.

圖3 展示了所制備金薄膜及金納米結構樣品的SEE特性測試結果.其中圖3(a)為各樣品TEEY與初始電子能量的依賴關系;圖3(b)為與圖3(a)對應的歸一化TEEY曲線;圖3(c)為不同入射角度下各樣品σm與樣品形貌的依賴關系;圖3(d)為各樣品σm與初始電子入射角度的依賴關系.圖3(a)表明,在實驗選取的初始電子能量范圍內,相比于平滑的金膜表面,低氣壓蒸發制備的金納米結構對于TEEY均有較為明顯的抑制作用.對比不同氣壓下制備的金納米結構形貌及其TEEY可知,較低氣壓(如40 Pa)下制備的金納米結構孔隙較為稀疏,TEEY的抑制程度也較弱,較高氣壓(如70 Pa)下制備的金納米結構孔隙較為致密,TEEY抑制程度也較為明顯.

圖3(b)的歸一化TEEY曲線表明,隨初始電子能量的增加,納米結構對于TEEY的抑制程度先急劇增強然后逐漸減弱,當初始電子能量約為150 eV時,納米結構對于TEEY的抑制程度達到最大,其中70 Pa制備的金納米結構在150 eV時對TEEY的抑制程度可達36.94%.圖3(c)中σm隨樣品形貌的變化趨勢表明:隨金納米結構孔隙率的增加,σm逐漸降低,與各樣品TEEY規律一致.圖3(d)中的σm隨入射角度的變化關系表明:當電子的入射角度增加時,σm也隨之增大,且入射角度的改變對平滑金薄膜表面TEEY影響較大,而對金納米結構TEEY影響較小,如表1所列.對于平滑金薄膜樣品,入射角度從0?增加至45?時,其表面σm從1.782增至1.994,增幅達11.90%;而相同的角度變化情況下,70 Pa氣壓所制備金納米結構的σm僅從1.231增至1.282,增幅為4.14%.該結果表明實驗所制備金納米結構表面的電子發射水平對于電子的入射角度并不敏感.

表1 各樣品不同入射角度下σm對比Table1.Comparison of σmfor dif f erent incident polar angles.

3.3 出射電子能量分布分析

二次電子能量譜(secondary electron energy spectrum,SEES)是材料表面二次電子發射特性中的另一個重要參量,SEES從出射電子能量分布方面反映了材料表面的電子出射情況,并且可以直接對能量譜進行積分得到出射電子中的TSEY部分和BSEY部分.圖4為典型的二次電子出射能量譜(平滑金樣品,垂直入射,初始電子能量為300 eV),其中橫坐標表示出射電子的能量,縱坐標表示該出射能量下的歸一化電子產額.圖4顯示該能量分布譜中有兩個電子峰,其中左側能量較低的電子峰為真二次電子峰,右側能量較高的電子峰為背散射電子峰.對于該電子能量譜,我們關注其中三個參數:真二次電子峰值、TSEY及BSEY.其中真二次電子峰值可以直接通過觀測曲線得到.對于后兩個參數,通常情況下認為出射電子能量小于50 eV的電子為真二次電子,能量大于50 eV的電子為背散射電子[22].因此,對能量譜中0—50 eV的部分積分能夠得到TSEY(對于40 eV初始電子能量情況,積分區域切換為0—20 eV),對能量譜中50 eV到初始電子能量區域進行積分能夠得到BSEY(對于40 eV初始電子能量情況,積分區域切換為20—40 eV).

圖4 典型的二次電子能量分布(平滑金薄膜,300 eV初始電子能量,垂直入射)Fig.4.Typical energy distribution of emitted secondary electrons(flat gold film,300 eV primary electron energy,normal incidence).

為進一步探究納米結構抑制SEE機理,通過對各樣品電子能量譜進行積分,計算得到了對應樣品表面的TSEY和BSEY,如圖5所示.圖5(a)中的TSEY趨勢表明,在測試能量范圍內,金納米結構對于真二次電子具有明顯的抑制作用,且不同金納米結構對TSEY的抑制趨勢與該納米結構對TEEY的抑制趨勢類似,即孔隙率越大的金納米結構表現出對TSEY更強烈的抑制作用.圖5(b)中的BSEY趨勢表明,孔隙率越大的金納米結構BSEY越小,4種納米結構中僅有70 Pa氣壓下制備的金納米結構對于BSEY表現出抑制,40,50和60 Pa氣壓下制備的金納米結構非但對BSEY無抑制作用,反而增強了BSEY.該現象表明金納米結構對于TEEY的抑制主要源于該納米結構對低能真二次電子的抑制,而對于高能的背散射電子,該納米結構不一定有抑制作用,反而存在增強其BSEY的可能性.

圖5 金樣品電子產額 (a)TSEY;(b)BSEYFig.5.Electron yield of the gold samples:(a)TSEY(b)BSEY.

3.4 金納米結構的建模與SEE特性仿真

為解釋實驗中觀察到的金納米結構SEE特性,我們提出了金納米結構的等效模型,并結合MEST SEE唯象概率模型[23]和蒙特卡羅模擬方法,對金納米結構的SEE特性進行研究.如圖6(a)所示,使用幾何半球結構等效金納米結構中納米柱頂端的球形納米顆粒,使用如圖6(b)所示的復合溝槽結構等效金納米結構中納米柱之間的間隙,半球和復合溝槽結構的特征尺寸在圖中標出.仿真中通過改變兩種幾何結構所占比例來模擬具有不同孔隙率的納米結構.

碰撞后產生的電子數量、電子出射角度等信息主要利用MEST SEE唯象概率模型進行計算.通過3.3節中對平滑金薄膜表面SEE特性的分析,得到了使用MEST模型仿真金表面SEE時需要的三個參數:真二次電子產額最大值(δm)為1.53、取得δm時的初始電子能量(Em)為350 eV、參數S(與材料相關,無實際物理意義)為1.35.在此基礎上,結合蒙特卡羅模擬方法,仿真半球和溝槽結構表面的電子漫反射過程.仿真過程可簡述如下:1)使用已知參數δm,Em,S擬合實測的平滑金表面SEE曲線;2)結合MEST模型和電子軌跡追蹤模塊預估金半球和金溝槽結構的SEE特性;3)改變兩種仿真結構在整體納米結構模型中的比例,以模擬不同孔隙率的納米結構,最終通過加權平均算法獲得納米結構模型的SEE特性.仿真過程基于如下兩個假設:1)入射電子數量設置為5×105且電子入射位置均勻分布在半球及溝槽結構表面;2)半球表面的電子均為垂直水平面入射,溝槽結構表面電子入射極角均設置為5?(從圖1的SEM圖像中可知金納米柱略有傾斜,故在此將入射極角設置為5?).

圖6 仿真模型示意圖 (a)半球結構;(b)復合溝槽結構Fig.6.Sketch map of the simulation models:(a)Hemisphere structure;(b)composite groove structure.

圖7 半球及溝槽結構電子產額仿真結果 (a)TSEY;(b)BSEYFig.7.Simulated electron yield of hemisphere and groove structure:(a)TSEY;(b)BSEY.

圖7 為仿真得到的金薄膜、單個半球及復合溝槽結構的SEE特性,圖7(a)和圖7(b)分別為三種樣品的TSEY和BSEY.仿真結果表明金半球結構表現出比平滑金薄膜更高的TSEY和BSEY,該現象表明納米柱頂端的半球狀納米顆粒對兩種電子產額均有增強作用.對該現象做如下解釋:當電子垂直水平面入射時,相比于平滑的金薄膜表面,半球結構表面增大了入射電子的入射極角(圖6(a)中θ),而根據對圖3(c)的分析以及文獻[11]的報道可知,相同初始電子能量下,電子入射極角的增大會引起電子產額的增加,因此該入射情況下,半球表面的兩種電子產額均高于平滑表面.對于復合溝槽結構,根據金納米結構的微觀形貌,設置其特征尺寸如下:H:W:L=3:2:1(H,W,L的定義見圖6(b)).仿真結果表明復合溝槽結構對于兩種電子產額均有所抑制,但抑制程度不同,圖7(a)表明溝槽結構對TSEY有較為明顯的抑制作用,尤其是在中高初始電子能量區域(200—1500 eV);圖7(b)則表明溝槽結構對BSEY的抑制作用較弱,且在實驗測試的能量范圍內,隨初始電子能量增加,溝槽結構對BSEY的抑制作用在逐漸減弱,當初始電子能量接近1500 eV時,溝槽結構的BSEY很接近平滑表面的BSEY,表明在該能量附近,溝槽結構對于BSEY幾乎不再抑制.

以上討論僅基于單個幾何結構,而實際的納米結構則是由多種幾何體組合而成,為定性探究金納米結構整體的SEE特性,我們適當地簡化了仿真模型,并使用圖6中半球、復合溝槽這兩種幾何體的周期性組合來等效圖1中的金納米結構,且通過調節仿真模型中半球和復合溝槽的比例來模擬不同納米結構孔隙率的差異,在此用仿真模型中復合溝槽所占的比例來類比納米結構的孔隙率,具體仿真計算過程與文獻[18]中報道的等效銀納米結構SEE計算方法類似.各納米結構模型SEE特性仿真結果如圖8所示,仿真中納米結構孔隙率分別設置為0.9,0.7,0.6,0.4(即溝槽所占比例為90%,70%,60%,40%).圖8(a)—圖8(d)分別為5種仿真模型的TSEY,BSEY,TEEY以及歸一化TEEY.仿真結果表明當孔隙率為0.9時,納米結構對TSEY和BSEY均表現出抑制特性,說明大孔隙率的納米結構能夠有效抑制兩類電子出射.但對比圖8(a)—圖8(c)可以看出納米結構對于TEEY的強烈抑制作用得益于其對TSEY的強烈抑制,而納米結構對于BSEY的抑制作用很弱,尤其是在高初始電子能量區域(1500 eV).當孔隙率為0.7時,納米結構對TSEY表現出抑制,而對BSEY僅在40—500 eV時表現出很弱的抑制,在600—1500 eV初始電子能量區域則對BSEY表現出增強作用,且增強的幅度隨初始電子能量的增加而上升.當孔隙率為0.6時,在全初始電子能量范圍內(40—1500 eV),納米結構對BSEY均為增強作用,而對TSEY和TEEY均為抑制作用,印證了3.3節中40,50和60 Pa氣壓下所制備金納米結構在抑制TEEY的同時存在增強BSEY的可能性.當孔隙率為0.4時,金納米結構對TSEY和BSEY均表現出增強作用,說明當納米結構中頂部半球狀顆粒所占比例較大時,該結構存在增強兩種電子產額的可能性.

圖8 不同孔隙率納米結構電子產額仿真結果 (a)TSEY;(b)BSEY;(c)TEEY;(d)歸一化TEEYFig.8.Simulated electron yield of the nanostructures:(a)TSEY;(b)BSEY;(c)TEEY;(d)normalized TEEY.

4 結 論

使用低氣壓蒸發工藝制備了多種金納米結構,研究了納米結構孔隙率對金表面二次電子發射特性的影響規律,并使用MEST二次電子發射唯象概率模型對實驗結果進行了仿真驗證.實驗結果表明:1)低氣壓蒸發工藝中腔室氣壓對樣品表面形貌有很大影響,即蒸發氣壓增加時,金納米結構孔隙率增加,單個納米柱尺寸減小;2)具有較大孔隙率的金納米結構對二次電子表現出更強烈的抑制作用;3)金納米結構對于總電子產額的抑制源于其對出射電子中真二次電子的強烈抑制;4)金納米結構對背散射電子的作用因樣品形貌而有所不同,70 Pa氣壓下制備的金納米結構能夠抑制背散射電子出射,而40,50和60 Pa氣壓下制備的金納米結構則對背散射電子表現出增強作用.仿真結果表明:金納米結構中頂端的半球狀納米顆粒對電子產額有增強作用,納米結構中的間隙結構則對電子產額有抑制作用,金納米結構表現出的二次電子發射特性為半球和間隙結構共同作用的結果.

[1]Kishek R A,Lau Y Y 1998Phys.Rev.Lett.80 3198

[2]Semenov V E,Rasch J,Rakova E,Johansson J F 2014IEEE Trans.Plasma Sci.42 721

[3]Wang D,He Y N,Li Y 2017Chin.Space Sci.Technol.37 1(in Chinese)[王丹,賀永寧,李韻 2017中國空間科學技術37 1]

[4]Vaughan J R M 1988IEEE Trans.Electron Devices35 1172

[5]Hueso J,Vicente C,Gimeno B,Boria V E,Marini S,Taroncher M 2010IEEE Trans.Electron Devices57 3508

[6]Nistor V,González L A,Aguilera L,Montero I,Galán L,Wochner U,Raboso D 2014Appl.Surf.Sci.315 445

[7]Yang J,Cui W Z,Li Y,Xie G B,Zhang N,Wang R,Hu T C,Zhang H T 2016Appl.Surf.Sci.382 88

[8]Ruiz A,Román E,Lozano P,García M,Galán L,Montero I,Raboso D 2007Vacuum81 1493

[9]Luo J,Tian P,Pan C T,Roberson A W,Warner J H,Hill E W,Briggs G A D 2011ACS Nano5 1047

[10]Ye M,He Y N,Hu S G,Wang R,Hu T C,Yang J,Cui W Z 2013J.Appl.Phys.113 074904

[11]Ye M,He Y N,Hu S G,Yang J,Wang R,Hu T C,Peng W B,Cui W Z 2013J.Appl.Phys.114 104905

[12]Ye M,He Y N,Wang R,Hu T C,Zhang N,Yang J,Cui W Z,Zhang Z B 2014Acta Phys.Sin.63 147901(in Chinese)[葉鳴,賀永寧,王瑞,胡天存,張娜,楊晶,崔萬照,張忠兵2014物理學報63 147901]

[13]Valizadeh R,Malyshev O B,Wang S H,Zolotovskaya S A,Gillespie W A,Abdolvand A 2014Appl.Phys.Lett.105 231605

[14]Watts C,Gilmore M 2011IEEE Trans.Plasma Sci.39 836

[15]Bruining H 1954Physics and Applications of Secondary Electron Emission(London:Pergamon Press)p142

[16]Thomas S,Pattinson E B 1970J.Phys.D3 1469

[17]He Y N,Peng W B,Cui W Z,Ye M,Zhao X L,Wang D,Hu T C,Wang R,Li Y 2016AIP Adv.6 025122

[18]Wang D,He Y N,Ye M,Peng W B,Cui W Z 2017J.Appl.Phys.122 153302

[19]Ye M,Wang D,Li Y,He Y N,Cui W Z,Daneshmand M 2017J.Appl.Phys.121 074902

[20]Cui W Z,Yang J,Zhang N 2013Space Electron Technol10 75(in Chinese)[崔萬照,楊晶,張娜2013空間電子技術10 75]

[21]Zhang N,Cao M,Cui W Z,Zhang H B 2014Chinese J.Vac.Sci.Technol.34 554(in Chinese)[張娜,曹猛,崔萬照,張海波2014真空科學與技術學報34 554]

[22]Seiler H 1983J.Appl.Phys.54 R1

[23]Lara J D,Pérez F,Alfonseca M,Galán L,Montero I,Román E,Raboso D,Baquero G 2006IEEE Trans.Plasma Sci.34 476