3. Основные материалы для фотокатодов.

Материалы фотокатодов относятся к классу соединений из элементов 1 и 5 группы периодической системы Менделеева. В зависимости от материала фотоэмиссионного слоя фотокатоды можно разделить на 2 класса:

1. Щелочные металлы и «Классическая» группа полупроводниковых соединений – антимонидов.

Антимониды достаточно удовлетворяют основным требованиям, которым должны удовлетворять полупроводниковые материалы для эффективных фотоэмиттеров. Они характеризуются высоким коэффициентом поглощения в интересующей области спектра, имеют сравнительно малую ширину запрещенной зоны Δ≥1,6 эВ, низкое сродство к электрону А_о ≤ Δ достаточно высокую термодинамическую работу выхода электрона А, чтобы термоэмиссия при работе фотокатода была минимальной. С учетом изгиба энергетических зон в поверхностном слое полупроводников (рис.2.18) можно отметить, что минимальная величина пороговой энергии эффективной фотоэмиссии достигается лучше при использовании полупроводниковых р-типа.

(1)

2. Фоточувствительные полупроводники, поверхность которых покрывают пленкой Сs, чтобы получить состояние отрицательного сродства к электрону. У данных полупроводниковых с проводимостью р-типа электроны у дна зоны проводимости E_n имеют кинетическую энергию меньше А_в, добавка которой в уравнении (1) необходима для выхода в вакуум (рис.2.18). Хотя поверхность такого полупроводника похожа на поверхность классического фотоэмиттера, однако в объеме кристалла на расстоянии L (глубина дебаевского экранировании) энергии электрона, даже «термолизованного» на дно зоны проводимости, превосходит энергию электрона в вакууме.

Это есть условие, которое не наблюдается в «классических фотоэмиттерах. В полупроводниковых n-типа электростатическое поле отталкивает электроны в объем и барьер на поверхности полупроводника даже увеличивается. Поверхностный изгиб зон в мтериале с проводимостью р-типа способствует достижению ОЭС, поэтому все эмиттеры второго типа представляет собой сильно легированные полупроводники р-типа.

Изгиб зон позволяет «холодным» электронам из объема преодолевать любой малый положительный барьер, который может существовать на поверхности полупроводнка, покрытого пленкой.

Изгиб зон полупроводника n-типа имеет направление, что возникшее электростатическое поле отталкивает электроны в объем, барьер на поверхности полупроводника даже увеличивается.

А поверхностный изгиб с проводимостью р-типа способствует достижению ОЭС, поэтому все эмиттеры второго типа представляет собой сильно легированные полупроводники р-типа.

4. Фотокатоды для видимой области спектра.

Наиболее эффективным эмиттером для видимой области спектра является антимонид цезия (таблица 2.2.ВЫШЕ) Фотокатод из этого материала называется сурьмяно-цезиевым. Он хорошо изучен и более распространенный.

Его применяют в различных фотоэлектронных приборах, в виде массивных, непрозрачных слоев и в тонких полупрозрачных пленок.

Получают С-Ц катоды при взаимодействии пленки сурьмы, нанесенной на подложку термическим испарением в вакууме, с переведенным в парообразное состояние металлическим цезием. Для непрозрачных фотокатодов толщина нанесенного слоя сурьмы не имеет практического значения. Для прозрачных катодов, работающих на пропускание, слой сурьмы наносят до тех пор, пока не будет достигнут 70%-ная прозрачность по сравнение с исходным. В процессе взаимодействия образуется интерметаллическое соединение Cs₃Sb. Струтура образовавшейся пленки фотокатода зависит от условий изготовления и от условий нанесения пленки сурьмы. Электронномикроскопическое исследование пленки показало, что высокочувствительные сурьмяно-цезиевые катоды обладают однородной мелкокристаллической структурой и равномерным распределением эмиссионных центров по поверхности. Получение микрокристаллы Cs₃Sb имеют кубическую решетку и представляет собой полупроводник с широкой запрещенной зоны 1,6 эВ.(рис.2.19)

Избыточные атомы Сs(~10²⁰см^-3) создают акцепторные уровни, расположенные на 0,5 эВ выш валентной,поэтому кристаллы имеют проводимость р-типа с энергией Ферми, несколько меньше 0,5 эВ. Фотоны с энергией hv ≤ 1,6 + (0,2-0,4)≈2 эВ. Генерирует в материале электроны, которые не могут преодолеть потенциальный барьер на границе раздела с вакуумом и не эмитируются.

Для фотоэлектронов с кинетической энергией hν > ∆ + A₀ квантовый выход определяется вероятностью диффузии к пов-ти с малыми потерями энергии. Благоприятное соотношение между величинами ∆ и А₀ обеспечивает отсутствие энергетических потерь фотоэлектронов на ударную ионизацию, что обуславливает сравнительно большую глубину выхода электронов, составляющую по данным различных авторов, порядка 1500-2000 нм. При этом, эмиссия (ток эмиссии) регистрируется вплоть до 1,5 эВ. hν = 1,5 эВ, что соответствует 0,69 мкм. Эта эмиссия обусловлена возбуждением электронов, захваченных акцепторными уровнями, которые имеют очень высокую плотность состояний.

Высокий квантовый выход вблизи порога фотоэффекта при хорошем соответствии формы кривой собственного оптического поглощения и спектральной характеристики фотоэмиссии подтверждает тот факт, что эмиссия фотоэлектронов происходит из валентной зоны п/п, что может быть объяснено эмиссией фотоэлектронов заполненных акцепторных уровней.