Les nouvelles sources d`électrons

L’émission d’électrons à partir
d’un solide, obtenue soit par
un processus thermoélectro-
nique soit par un mécanisme tunnel
à effet de champ a été utilisée indus-
triellement et avec succès depuis
plus d’un siècle pour réaliser les
tubes cathodiques (K.F. Braun en
1897) ou les canons à électrons des
microscopes électroniques (E. Ruska
en 1931), pour ne citer que ces deux
exemples.
Néanmoins, nous assistons depuis
plus d’une décennie à un regain d’in-
térêt pour de nouvelles sources
d’électrons. Cela est essentiellement
dû à la demande de sources cohé-
rentes – pour des applications en
microscopie électronique de type
holographique et à basse énergie – et
de cathodes de dimensions réduites –
pour des applications industrielles,
c’est-à-dire fonctionnant dans un
environnement agressif, à tempéra-
ture ambiante et nécessitant une den-
sité de courant importante. Les
domaines concernés par ces cathodes
froides sont multiples et à fort poten-
tiel économique.
Nous présentons ici deux avan-
cées récentes : une source d’élec-
trons cohérents de dimension ato-
mique et une cathode froide planaire
fondée sur une structure de couche
ultra-mince.
LES POINTES MONOATOMIQUES :
DES SOURCES D’ÉLECTRONS COHÉRENTS
La cohérence d’une source dépend
principalement de la largeur de la
distribution énergétique des élec-
trons émis et de la dimension de la
source elle-même. Une source est
d’autant plus cohérente que ces deux
paramètres sont réduits.
L’émission de champ obtenue par
un mécanisme tunnel à la tempéra-
ture ambiante (encadré) présente une
distribution énergétique des élec-
trons d’environ 0,3 eV. Cette largeur
est au moins trois fois plus petite que
pour des électrons thermoélectro-
niques et c’est le premier avantage
d’une cathode à émission de champ
comme source cohérente.
Une deuxième propriété, qui favo-
rise les cathodes à émission de
champ par rapport à des cathodes
thermoélectroniques, réside dans le
contrôle de la zone émissive par la
géométrie de la source elle-même.
En effet, l’émission d’électrons par
un processus tunnel exige un champ
électrique F très élevé, au moins de
l’ordre de 5 000 V/µm. En outre, le
courant d’émission correspondant est
une fonction exponentiellement dé-
croissante de F. Ces deux propriétés
conduisent à réduire la zone émissive
à un seul atome. De telles valeurs du
champ électrique ne peuvent être
atteintes qu’en utilisant « l’effet de
pointe », bien connu en électrosta-
tique où le champ F à l’extrémité
d’une pointe de rayon rportée à un
potentiel V est F ≈V / 5r. Ainsi,
pour une valeur raisonnable de V =
1 250 V, F = 5 000 V/µm au niveau
de l’apex d’une pointe de rayon r=
50 nm. Comme le rayon de courbure
à la surface d’une pointe augmente
rapidement quand on s’éloigne de
son extrémité, F décroît rapidement
lorsque l’on s’éloigne de son apex.
La surface émissive est ainsi délimi-
tée à quelques milliers de nm2à l’ex-
trémité.
On peut réduire cette zone émis-
sive en modelant, à l’échelle ato-
mique, la géométrie de l’apex par un
mécanisme de diffusion de surface
sous champ électrique. En portant la
pointe à haute température (1 800 K
pour le tungstène par exemple) et en
appliquant simultanément un champ
électrique très élevé (de l’ordre de
10 000 V/µm), on peut induire à son
extrémité la croissance d’une petite
pyramide, dont les dimensions sont
de l’ordre de quelques nanomètres.
La particularité de cette nanoprotru-
sion est d’être terminée par un seul
atome. En raison de cette géométrie,
la zone émissive sera alors limitée
essentiellement au dernier atome de
son apex, là où le champ local est le
plus important (figure 1) : c’est la
nanopointe.
23
A la pointe de l’instrumentation
Les nouvelles sources d’électrons
On observe depuis quelque temps un regain d’intérêt pour le développement de nouvelles
sources d’électrons pour des applications très diverses allant de la microscopie électronique
aux écrans plats. Nous étudions actuellement deux types de sources, de géométrie très
différente. La première est une source d’électrons dont la zone émissive est limitée à un atome
unique. Le faisceau électronique émis est cohérent et permet de réaliser un microscope
holographique de très grande résolution. La seconde est de géométrie plane. Elle est
réalisée à partir d’un film diélectrique ultra-mince, déposé sur un métal. Cette cathode est facile
à fabriquer et peut fonctionner dans un environnement agressif et à température ambiante.
– Laboratoire d’émission électronique,
département de physique des matériaux,
UMR 5586 CNRS, université Claude
Bernard Lyon 1, 69622, Villeurbanne,
France.
Figure 1 - Extrémité d’une nanopointe terminée
par un seul atome. Les calculs montrent que le
champ électrique est le plus élevé au niveau du
dernier atome de cette nanoprotrusion.

24
Encadré
ÉMISSION ÉLECTRONIQUE
MÉCANISMES
Deux mécanismes sont à la base de l’extraction des électrons
à partir d’un solide : (a) l’émission thermoélectronique et (b)
l’émission par effet tunnel.
(a) On fournit un supplément d’énergie supérieur à la hauteur
de la barrière de potentiel de surface du solide. Cela permet
aux électrons de passer par dessus la barrière : on parle
d’émission thermoélectronique si ce supplément d’énergie est
fourni par une augmentation de la température de la cathode
(schéma a).
Le mécanisme d’émission thermoélectronique repose sur la
statistique de Fermi-Dirac, traduite par une fonction
d’occupation des états d’énergie par des électrons, qui stipule
que plus la température T est élevée, plus les états d’énergie
supérieure auront une probabilité d’occupation importante.
Ainsi pour qu’un électron puisse sauter par dessus la barrière
il faut lui fournir suffisamment d’énergie kT pour qu’il vienne
occuper des états d’énergie E, avec E−EF0, où 0est
la hauteur de la barrière de potentiel de surface ou travail de
sortie du métal. Concrètement, si un métal de travail de sortie
0= 4,5 eV est chauffé à une température d’environ 2 500 K,
la densité de courant électronique extrait est de l’ordre de
1 A/cm2.
En émission thermoélectronique, tous les électrons qui
occupent des états d’énergie au-dessus du niveau de Fermi et
supérieurs à 0seront émis à partir du solide. Pour une
température de 2 500 K, les électrons peuplent les états
d’énergie à plus de 1 eV au-dessus de 0; les électrons émis
à partir d’une cathode thermoélectronique auront donc une
distribution en énergie supérieure à 1 eV.
(b) On déforme la barrière de potentiel de surface de manière
à ce que sa largeur devienne suffisamment étroite, de l’ordre
d’un nm, pour permettre aux électrons de la traverser par un
mécanisme tunnel. Si cette déformation résulte de l’application
d’un champ électrique intense, c’est l’émission par effet de
champ (schéma b).
La présence d’un champ électrique F a pour effet :
• de réduire la hauteur de la barrière de surface d’une
quantité  égale à :
Schéma (a) - A 0 K, seuls les niveaux d’énergie inférieurs au niveau de
Fermi sont occupés par les électrons dans un métal. Si l’on chauffe à
très haute température, alors ces électrons viennent occuper des états
d’énergie au-dessus du niveau du vide pour être extraits du solide.
Schéma (b) - Le champ électrique F, intense, déforme la barrière de
surface ; elle deviendra poreuse aux électrons à partir d’une largeur x0
d’environ 1 nm. On dit alors que les électrons traversent la barrière par
effet tunnel.
 =0−=3,79F1/2(avec F en V/Å) (1)
où est la hauteur effective de la barrière en eV,
• et de la déformer, pour la partie dans le vide, suivant
l’expression
V(x)=EF+0−(e2/4x)−eFx (2)
où e est la charge élémentaire de l’électron. Avec un champ
appliqué suffisamment élevé pour que la largeur x0de la
barrière, au niveau de Fermi, soit de l’ordre de grandeur ou
inférieure à la longueur d’onde de l’électron dans le solide
(< 1 nm), la probabilité pour qu’un électron sorte du métal
par effet tunnel est, dans ce cas, relativement importante.
Concrètement, une émission électronique avec une densité de
courant de l’ordre de 10 à 1 000 A/cm2est observable à la
température ambiante (ou inférieure) si un champ électrique
5 000 V/µm est appliqué à la surface d’un métal de travail
de sortie 0= 4,5 eV.
En émission de champ, la probabilité pour qu’un électron soit
émis par effet tunnel est inversement proportionnelle à une
fonction exponentielle de x, la largeur de la barrière. Comme
la barrière est en première approximation triangulaire, seuls
les électrons dont les énergies sont proches du niveau de
Fermi seront émis. Pour cette raison, la distribution en
énergie n’est que de 0,3 eV pour une cathode froide.
L’émission par effet de champ est réalisable à n’importe
quelle température, en particulier à la température ambiante.
C’est pour cela que les sources à émission de champ sont
communément appelées cathodes froides, par opposition aux
cathodes thermoélectroniques qui ne fonctionnent qu’à des
températures supérieures à 1 000 K.
LES ÉLECTRONS EN MOUVEMENT ONT UNE LONGUEUR D’ONDE
Un électron qui se déplace avec une quantité de mouvement
constante est associé à une onde monochromatique détermi-
née par son énergie cinétique EC=1/2mv2=e×V. Sa
longueur d’onde λ, après une accélération par un potentiel V,
est exprimée par la relation λ(nm) = 1,226 / √(EC)avec EC
exprimée en eV. C’est donc une grandeur accordable et fixée
par la différence de potentiel V entre la cathode et l’anode.
Concrètement, pour une nanopointe émettant à 300 V, le
faisceau électronique émis a une longueur d’onde de 0,07 nm.

L’émission électronique à partir
du dernier atome de cette nanopro-
trusion reflètera la structure électro-
nique associée à un objet de dimen-
sion atomique, et en particulier son
caractère « discret ». De ce fait, les
électrons émis par la nanopointe ont
une distribution en énergie réduite à
0,1 eV, trois fois moins que pour une
pointe conventionnelle.
La nanopointe allie une dimen-
sion monoatomique de source avec
une émission électronique très
monochromatique, la meilleure
parmi les cathodes existantes. La
cohérence des électrons émis peut
être estimée par l’observation de
franges d’interférence de Fresnel
obtenues par l’interaction entre le
faisceau électronique émis et un
objet. La figure 2 représente l’image
d’un trou de 10 nm de diamètre
éclairé par un faisceau d’électrons
émis par une nanopointe. L’image
représente le bord du trou avec à
l’intérieur des franges d’interférence
de Fresnel. La netteté et le nombre
de ces franges permettent d’estimer
la cohérence et de remonter à la
dimension de la source d’émission
qui, dans cet exemple, est celle d’un
seul atome.
Avec la nanopointe, on dispose
d’une source ponctuelle de dimen-
sion atomique. Il est alors possible
de réaliser un microscope électro-
nique à projection (figure 3), qui est
fondé sur le concept de base d’un
microscope traditionnel. Dans cette
configuration très simple, le grandis-
sement de l’image est égal, en pre-
mière approximation, au rapport
entre les distances source-écran Det
source-objet d. Grâce à l’utilisation
de moteurs piézoélectriques qui per-
mettent de contrôler la distance
entre la nanopointe et l’objet avec
une précision du nm, le microscope
à projection permet d’obtenir, sans
lentille électrostatique ou magné-
tique, des grandissements de plus
d’un million. Il suffit pour cela d’ap-
procher l’objet à une distance d
d’environ 0,1 µm de la nanopointe
pour que l’image projetée sur un
écran situé à D=10 cm de cette
source ponctuelle soit agrandie un
million de fois. Sachant que la réso-
lution spatiale de l’image est définie,
en première approximation, par la
dimension de la source, et qu’avec
une nanopointe elle est limitée à un
seul atome, ce microscope possède
une résolution de l’ordre d’un nm
pour une tension de travail comprise
entre 50 et 500 volts.
Comparativement aux micro-
scopes électroniques conventionnels
qui demandent une tension de
10 000 ou 100 000 volts pour obtenir
de telles résolutions, l’observation
par le microscope à projection de
Fresnel est beaucoup moins agres-
sive. L’observation d’une seule fibre
d’ADN suspendue en travers d’un
trou de carbone est alors aisée
comme le montre la figure 4(a).
L’image obtenue représente une
figure de diffraction de Fresnel qui
rend compte de la périodicité nano-
métrique de la structure le long de la
fibre. En effet, les images de projec-
tion obtenues représentent, en pre-
mière approximation, l’ombre proje-
tée de l’objet entourée de franges de
diffraction de Fresnel dues à la cohé-
rence du faisceau électronique émis
par la nanopointe. Ces franges d’in-
terférence sont bien visibles car la
longueur d’onde λassociée à ce fais-
ceau, de l’ordre de 0,1 nm (encadré),
est comparable aux dimensions de
l’objet éclairé. Les images de projec-
tion obtenues sont des hologrammes
qui fournissent des renseignements
25
A la pointe de l’instrumentation
Figure 2 - Franges de diffraction de Fresnel
obtenues expérimentalement avec une nano-
pointe et un trou de 10 nm de diamètre.
Figure 3 - Schéma de principe d’un microscope
à projection de Fresnel. Le grandissement de
l’image est G=D/d.
Figure 4 - Quelques exemples d’observations
d’objets d’amplitude et de phase par microscopie
à projection de Fresnel.
a. Fibre d’ADN
b. Fibre de PMMA
c. Nanocristal d’oxyde de fer

vide. Ce sont des micropointes inté-
grées avec leurs électrodes d’extrac-
tion. Elles nécessitent la microfabri-
cation d’une structure métallique en
trois dimensions : une micropointe
est située au centre d’une ouverture
micrométrique qui forme l’électrode
d’extraction. Leur coût de fabrica-
tion constitue actuellement un obs-
tacle important pour leur développe-
ment à grande échelle, par exemple
pour une production en grande série
d’écrans plats de taille importante.
En outre, leur émission électronique
est extrêmement sensible à la géo-
métrie des pointes ainsi qu’à une
adsorption locale, avec pour consé-
quence une durée de vie et une uni-
formité d’émission encore difficiles
à maîtriser.
Comme alternative aux micro-
pointes de Spindt, de nouvelles
cathodes froides utilisent les pro-
priétés émissives de nanotubes de
carbone. L’obtention d’une émission
électronique uniforme à partir de ces
nanotubes reste encore probléma-
tique, bien que des progrès impor-
tants aient été réalisés récemment.
Pour pallier ces difficultés, trois
différents types de cathodes froides
planaires, reposant sur un nouveau
paradigme, ont été proposés par le
Naval Research Labs (NRL, États-
Unis, 1996), par l’université de Cali-
fornie Santa Barbara (UCSB, États-
Unis, 1998) et par l’université de
Lyon 1-CNRS (UCBL, 2000). Dans
ces trois nouvelles approches, on uti-
lise les propriétés électroniques du
solide sous-jacent pour abaisser la
barrière de potentiel de surface. Ce
contrôle est réalisé soit par le dépôt
d’une multi-couche à affinité élec-
tronique progressive (NRL), soit par
une couche mince piézoélectrique
(UCSB), soit encore par la création
d’une charge d’espace importante
dans un film superficiel ultra-mince
(UCBL). On minimise de ce fait
l’influence de l’état de la surface sur
l’émission électronique, ce qui per-
met d’obtenir un courant stable dans
un vide médiocre. Ces propositions
tranchent avec toutes les approches
26
non seulement sur l’amplitude de
l’onde associée au signal mais aussi
sur sa phase.
Cela permet d’espérer une visua-
lisation à trois dimensions d’objets
nanométriques, tels que des molé-
cules organiques ou biologiques.
Un autre intérêt du microscope à
projection de Fresnel réside dans sa
capacité à visualiser, en même
temps, des objets d’amplitude et les
objets de phase que sont les champs
électriques et magnétiques
Grâce aux figures d’interférence,
il permet de localiser, avec une réso-
lution spatiale de l’ordre du nm, la
présence de champs locaux, élec-
triques et/ou magnétiques sur un
objet. Dans l’exemple de la figure
4(b), l’observation d’une fibre de
polymère PMMA indique la pré-
sence d’un champ électrique localisé
au niveau d’une connexion (située
au milieu de la photo), par la pré-
sence de figures locales de diffrac-
tion. Dans un autre exemple d’obser-
vation avec un nanocristal ferro-
magnétique (figure 4c), l’image
d’interférence de Fresnel indique
aussi clairement la présence de
champs magnétiques localisés aux
deux coins. De tels hologrammes
ouvrent la possibilité d’une analyse
nanométrique et en trois dimensions
de ces champs locaux.
LES CATHODES PLANAIRES :
UN GRAND PAS VERS DES APPLICATIONS
INDUSTRIELLES
Un tout autre domaine d’utilisation
des cathodes froides concerne les
applications industrielles nécessitant
des sources d’électrons dans des
structures miniaturisées. Ces appli-
cations sont regroupées sous la
dénomination de « microélectro-
nique à vide » et ont été initiées par
Shoulder en 1961 aux États-Unis.
Cette technologie, fondée sur les
propriétés d’un transport balistique
des électrons dans le vide, a été mal-
heureusement introduite au moment
même où le développement des
composants solides de la microélec-
tronique était à son apogée. Son inté-
rêt n’a pu être perçu que tout récem-
ment, vers les années 80, quand les
limites intrinsèques du transport
électronique dans la matière ont été
atteintes, et que la fabrication de
cathodes planaires a pu être maîtri-
sée avec l’utilisation de pointes de
type Spindt.
Dans le cadre de l’évolution ou de
la révolution industrielle actuelle
associée à l’avènement des nano-
technologies, les sources d’électrons
ne possèdent pas l’impact média-
tique qu’ont les moteurs molécu-
laires ou les structures atomiques
artificielles. Elles restent néanmoins
pour beaucoup d’applications indus-
trielles futures, un verrou dont la dis-
parition permettrait d’importantes
percées technologiques dans des
domaines aussi variés que les radars
et les moteurs pour micro-satellites,
en passant par les écrans plats.
Les principales caractéristiques
requises pour ces cathodes à applica-
tions industrielles sont :
* d’être des cathodes froides, c’est-
à-dire fonctionnant à la tempéra-
ture ambiante ;
* d’avoir une possibilité de modula-
tion rapide du courant d’émission ;
* de nécessiter uniquement de
faibles potentiels d’extraction ;
* de délivrer un faisceau électro-
nique à forte brillance, et d’avoir
une émission stable même dans
des conditions de vide médiocre ;
* de posséder une durée de vie
importante et d’avoir des condi-
tions de fonctionnement reproduc-
tibles ;
* enfin, de mettre en œuvre des pro-
cessus de fabrication compatibles
avec une fabrication en grande
série et une grande surface émis-
sive. En d’autres termes, le proces-
sus de fabrication doit être fondé
essentiellement sur une technolo-
gie planaire.
Les cathodes de type Spindt sont
les premières cathodes à être utili-
sées pour la microélectronique à

conventionnelles qui utilisaient uni-
quement les propriétés de surface
(adsorption, courbure locale, etc.)
pour contrôler le travail de sortie.
La nouvelle cathode proposée à
Lyon, représentée sur la figure 5, est
nommée « solid-state field-controlled
emitter » (SSE). Elle est composée
essentiellement d’un film ultra-mince,
de quelques nanomètres, d’un semi-
conducteur à large bande interdite,
comme le TiO2, déposé sur un métal
servant de réservoir à électrons. Les
électrons sont émis par un processus
en deux étapes (figure 6), que nous
pouvons comparer aux deux méca-
nismes présentés dans l’encadré :
* la barrière de potentiel de la surface
est d’abord abaissée jusqu’à une
valeur inférieure à 0,5 eV entre le
niveau de Fermi et le haut de la bar-
rière, par l’injection d’une charge
d’espace électronique importante
dans la couche de TiO2à travers la
jonction Schottky suivie d’une
répartition des charges ;
* l’émission électronique résulte,
dans un deuxième temps, de la
déformation et de l’abaissement
progressifs de la barrière dus à
l’augmentation du champ élec-
trique appliqué. On induit initiale-
ment une émission électronique
par un mécanisme tunnel puis une
émission de type thermoélectro-
nique à partir de la valeur de F
pour laquelle la hauteur de la bar-
rière devient suffisamment faible
pour que des électrons à 300 K
puissent la franchir. Dans ce der-
nier cas, la surface de TiO2pos-
sède une affinité électronique
faible ou même négative. La
figure 7 représente le courant
mesuré par balayage d’une sonde
au-dessus d’une bande de TiO2de
100 µm de large et de 5 nm
d’épaisseur. Elle indique que
l’émission électronique est bien
confinée dans la zone de dépôt de
la couche de TiO2et qu’elle est
relativement uniforme sur toute la
surface de cette bande.
La forme du spectre de distribu-
tion en énergie des électrons émis
donne, en général, une très bonne
indication sur le mécanisme d’émis-
sion. Ainsi, l’allure des spectres des
cathodes SSE et leur évolution
(figure 8) indiquent une émission
majoritairement par effet de champ,
au tout début de l’émission quand les
champs appliqués sont très faibles.
Puis, au fur et à mesure que F aug-
mente, l’élargissement du spectre
vers les hautes énergies est dû à un
accroissement de la contribution des
électrons thermoélectroniques.
De multiples mesures expérimen-
tales, et en particulier les caractéris-
tiques courant-tension, confirment
27
A la pointe de l’instrumentation
Figure 5 - Schéma de principe montrant la structure d’une cathode planaire SSE.
Figure 6 - Évolution de la structure de bande indiquant le mécanisme d’émission en deux étapes caracté-
ristique d’une cathode planaire SSE.
Figure 7 - Émission électronique confinée au-
dessus d’une cathode SSE structurée en une
bande de 100 µ m de largeur.
Figure 8 - Distribution en énergie des électrons
émis par une cathode SSE. La valeur I0corres-
pond à la plus petite valeur de courant mesu-
rable.