книги из ГПНТБ / Ненакаливаемые катоды

больше чем на А Ф = Ф —фм к общему потоку через Кон­ такт) может быть выражено формулой

где <§o= ^0d — энергия оптического фонона; Le— длина свободного пробега электрона при рассеянии на оптиче­ ских фононах для <§ » <§о. Вид такой зависимости для диода Аи—GaAs представлен на рис. 4.13.

Существует еще один механизм рассеяния носителей на контакте. Как показывают данные эксперименталь­ ных работ [21], рассеяние на границе раздела полупро­ водник— металл может очень сильно изменить началь­ ное распределение инжектированных через потенциаль­ ный барьер электронов по импульсам. Здесь возможны два крайних случая: зеркальное и диффузионное рассея­ ние на поверхности раздела, рассматриваемой как бес­ конечно тонкий потенциальный барьер, при переходе сквозь который изменяется величина эффективной массы электрона. В первом случае тангенциальная составляю­ щая импульса не изменяется. В результате (предпола­ гая, что полная энергия электрона сохраняется) направ­ ление импульса при переходе через границу несколько изменяется. Электрон уходит от поверхности под боль­ шим углом к нормали (поскольку эффективная масса электрона в металле обычно больше, чем в полупровод­ нике). Следовательно, нормальная составляющая энер­ гии электрона <§* после прохождения через границу станет несколько меньшей. Это изменение будет тем зна­ чительнее, чем больше была тангенциальная составляю­ щая до рассеяния. В результате такого процесса доля электронов, способных пройти над барьером на границе металл — вакуум, уменьшится в -р раз [21]:

мула получена с учетом квантово-механического отра­ жения на барьере металл — вакуум. Следовательно, учтена также вероятность выхода электронов с энергией gx, несколько меньшей фм.

120

Аналогичный расчет проведен и для другого предель­ ного случая, когда после рассеяния на границе разде­ ла распределение импульсов в пленке становится изот­ ропным в пределах полусферы положительных значений моментов в направлении х. При этом лишь сравнительно

небольшая часть электронов сохранит нормальную со­ ставляющую энергии Sx, близкую фм, и, следовательно, возможность выхода в вакуум

потенциального барьера на контакте и внешняя работа выхода металлической пленки, отсчитанные от дна ва­ лентной зоны металла.

На рис. 4.14, представлены результаты расчета [21] эффективности эмиссии на границе раздела для обоих

121

ряженных н нейтральных примесях, рассеяние на не­ совершенстве решетки металла, рассеяние на поверхно­

сти, рассеяние на плазменных колебаниях электронного газа.

С практической точки зрения наиболее важное зна­ чение имеют электроны с энергией порядка нескольких электрон-вольт над уровнем Ферми.

Электроны с такой энергией в металлах с концентра­ цией порядка 1023 см~3 не могут возбудить плазменные колебания, так как энергия таких колебаний в несколь­ ко раз превосходит энергию Ферми.

Значительные успехи в вакуумной технике и техно­ логии очистки металлов создают возможность практи­ чески исключить рассеяние на нейтральных и заряжен­ ных примесях. Таким образом, наиболее важными сле­ дует считать электрон-электронное и электрон-фононное взаимодействия, рассеяние на несовершенстве решетки металла и рассеяние на поверхности.

Существует несколько экспериментальных методов определения длин поглощения горячих электронов в ме­ таллических пленках. Одним из них является фотоэлек­ трический метод, применяемый в двух различных вари­ антах.

В первом варианте длина поглощения электронов определяется по кривой зависимости числа электронов от толщины пленки металла, возбуждаемых монохрома­ тическим светом в металле и прошедших над известным потенциальным барьером на границе металл — полупро­ водник. Длина поглощения, полученная этим методом, относится к определенной области энергии электронов, определяемой чувствительностью регистрирующей аппа­ ратуры.

Проводя измерения для одного металла на различ­ ных полупроводниках и, следовательно, меняя энергии фотоэлектронов, можно получить зависимость длины по­ глощения от энергии электронов. Этот метод экспери­ ментально наиболее прост в том случае, когда длина поглощения фотонов существенно меньше длины погло­ щения электронов. При этом фото-э. д. с. £/ф (или фото­ ток /ф контакта при освещении со стороны свободной поверхности металла):

где 5 М—толщина пленки металла.

123

Если условие малости длины поглощения фотонов не выполняется, используется засветка контакта как со стороны свободной поверхности металла, так и со сто­ роны полупроводника. По отношению фотосигнала в обоих случаях можно также определить величину L. При этом, однако, данные менее надежны, так как необ­ ходимо учитывать различия в коэффициентах отражения от обоих поверхностей пленки, коэффициент отражения поверхности полупроводника и поглощение в полупро­ воднике. В работе [27], которая являлась одной из пер­ вых, где использовался этот метод, были определены длины поглощения электронов с энергией порядка 1 эВ над уровнем Ферми металла в пленках из Аы, Ag, Pd

иСи.

Вэтой работе контактный барьер создавался на осно­ ве кремния я-типа. Аналогичные исследования были про­ ведены в работах [28, 29]. Длина поглощения для боль­ шинства металлов при энергиях электронов 1 ... 2 эВ, составляет сотни ангстрем.

Во втором варианте фотоэлектрического метода изме­ рение тока фотовозбужденных электронов производится

спомощью электрода, помещенного в вакуум. Энергии электронов при этом обычно выше и соответствуют рабо­ те выхода поверхности металла. Величину этой энергии можно менять, уменьшая или увеличивая работу выхода за счет адсорбции электроположительных или электро­ отрицательных молекул.

Этот метод - использовался для различных металли­ ческих пленок в [30—32]. Область энергий фотоэлектро­ нов в этих экспериментах лежала от 2 до 6 эВ. Иссле­ довались пленки Au, U, Bi. Обычно длина поглощения для электронов с высокими энергиями около 5 эВ со­ ставляла несколько десятков ангстрем.

Помимо фотоэлектрического метода широко исполь­

зуется эмиссионный метод определения L. При этом го­ рячие электроны создаются за счет разогрева электро­ нов в сильном электрическом поле в зоне проводимости диэлектрика (туннельный катод, см. гл. 3) или на кон­ тактном барьере в диоде Шоттки. Созданные горячие электроны вводятся в металлическую пленку и коллектируются на вакуумном барьере.

Этот метод существенно отличается от фотоэлектри­ ческого. При фотоэлектрическом методе возбуждения электроны имеют пространственно изотропное распреде-

124

Леиие по импульсам. Кроме того, фотоэлектроны возбуж­ даются по всей толщине металлической пленки с естест­ венным градиентом вследствие конечной величины длины поглощения фотонов. При эмиссионном методе источ­ ником горячих электронов является плоскость. Кроме то­ го, при инжекции в пленку металла горячие электроны имеют малый разброс по направлениям. На контакте полупроводника или диэлектрика с металлом электроны приобретают энергию в направлении, перпендикулярном

энергии составляет несколько электроно-вольт и сущест­ венно превосходит энергию, связанную с тангенциальны­ ми составляющими квазиимпульса электрона. Напри­ мер, при инжекции из диода Шоттки средняя тангенци­

различные начальные состояния в расматриваемых мето­ дах, оба они приводят примерно к одинаковым резуль­ татам.

Эмиссионный метод измерения длин поглощения электронов использовался в работах |[33—35]. При тун­ нельном катоде этот метод обычно позволяет измерять L при больших энергиях электронов и эта измеренная величина не изменяется при изменении энергий электро­ нов в широком интервале.

В работе [36] использовался несколько видоизменен­ ный эмиссионный метод, когда индикация горячих элек­ тронов производилась не на вакуумном барьере, а на потенциальном барьере диода Шотткн. В качестве като­ да горячих электронов также применялся диод Шоттки.

Интересный эмиссионный метод был применен в ра­ боте [37], где использовалась свободная металлическая пленка. Инжекция горячих электронов производилась электронным лучом из вакуума, а коллектирование элек­ тронов осуществлялось на вакуумном барьере с проти­ воположной стороны металлической пленки.

Во всех работах предполагалось, что основными ме­ ханизмами рассеяния горячих электронов являются меж­ электронное рассеяние при больших энергиях электронов

иэлектрон-фононное рассеяние при малых энергиях. Разделение длины поглощения L на длину свободно­

го пробега 1ие при межэлектронном рассеянии и длину

125

свободного пробега ieph при электрон-фононном рассеян нии производилось по температурной зависимости длины поглощения [29, 36]. При этом предполагалось, что

ПрИ 1<^1ее, ГДе \/l= \/leph+ \llee.

В работах (38, 39] методом Монте-Карло исследова­ лось прохождение электронов через металлические плен­ ки при фотоэлектрическом возбуждении электронов и инжекции горячих электронов из барьера Шоттки. На основе этого метода и анализа экспериментальных дан­ ных при определенном предположении о величине lePh были оценены коэффициенты прохождения электронов с заданной энергией. Для энергий около 1 эВ над уров­ нем Ферми величина 1ее для многих металлов бывает по­

рядка 1000 А.

В работах [40—42] методом кинетического уравнения рассматривалось поведение горячих электронов при фо­ тоэлектрическом возбуждении и инжекции из барьера Шоттки при учете зеркального и диффузного отражений электронов от поверхности при слабом и сильном погло­ щениях электронов. Было показано, что возрастная тео­ рия (4.25) применима только для толстых пленок метал­ ла. При малых толщинах закон поглощения электронов определяется длиной свободного пробега электронов

(4.24).

Пробег горячих электронов в металле при учете меж­ электронных столкновений был рассчитан в работе [43], где было показано, что 1ее должна уменьшаться с уве­

для электронов с энергией над уровнем Ферми, меньшей энергии Ферми. Такая зависимость экспериментально наблюдалась в работе [39]. Приведенные в настоящем параграфе рассчитанные и экспериментально определен­ ные величины длин поглощения важны для правильного выбора материалов и толщин металлических пленок, а также для выбора контактирующих пар, поскольку от высоты контактного барьера зависит энергия горячих электронов.

126

4.5. О снижении работы выхода металлических пленок

Как было показано в предыдущих параграфах, эффективность электронной эмиссии из диодов Шоттки должна сильно зависеть от величины энергетического зазора между высотой потенциального барьера на контакте металл — полупроводник и работой выхода по­ верхности металлической пленки.

В идеальном случае, рассмотренном в § 4.2, считалось, что все электроны, инжектируемые в металлическую пленку из полупровод­ ника, проходят над барьером, а их импульсы направлены нормально к поверхности металлической пленки. В этом случае для выхода нерассеявшихся в металле электронов в вакуум достаточно, чтобы уровень вакуума был немного ниже высоты потенциального барьера. Однако, как уже указывалось, в металлической пленке могут быть неравновесные электроны со значениями энергии, меньшими высоты потенциального барьера в результате прохождения электронов из полупроводника в металл под действием туннельного эффекта. Кроме того, в силу ряда процессов, таких, как диффузное рассеяние элек­ тронов по импульсам при прохождении ими границы между полупро­ водником и металлом в металлической пленке, существуют электроны с энергиями, большими высоты потенциального барьера, но с импуль­ сами, направленными под различными углами к поверхности пленки.

В результате, появляется сильная зависимость эффективности эмиссии от энергетического зазора между уровнем вакуума и высо­ той потенциального барьера. Из этого следует необходимость полу­ чения, во-первых, максимально возможных значений высоты потен­ циального барьера и, во-вторых, максимально возможного снижения работы выхода поверхности металлической пленки, обращенной в вакуум.

Так как наиболее подходящими металлами для получения кон­ тактов металл — полупроводник являются, по-видимому, благород­ ные металлы Au, Ag, Pt, Pd, Ir и другие, то наибольший интерес представляют исследования по снижению работы выхода этих ме­ таллов.

При выборе металла пленки и способа снижения работы выхода следует исходить, во-первых, из необходимости получения минималь­ ного значения работы выхода и, во-вторых, из требований к стабиль­ ности работы выхода во времени при практически достижимых ва­ куумных условиях и значениях рабочей температуры. Кроме того, активирующие слои должны быть достаточно тонкими, чтобы в mix не возникало существенных потерь эмиссионного тока.

Из практически достигнутых значений высоты потенциального барьера на контакте металл — полупроводник наибольшим обладает контакт сульфида цинка с золотом, платиной и палладием — около 2,3 эВ. Для контакта фосфида галлия с платиной эта величина до­ стигает 1,45 эВ, а для большинства других обследованных полупро­ водников высота потенциального барьера на контакте с металлами не превышает 1 эВ. Отсюда становятся очевидными трудности, свя­ занные со снижением работы выхода.

Наиболее распространенными способами снижения работы выхо­ да металлических поверхностей являются напыление примерно моноатомных пленок электроположительных (щелочных и щелочно-зе­ мельных) металлов, пленок их окислов или галлоидных соединений, а тркже создание некоторых двойных пленок.

J27

Исследовались пленки бария и цезия на золоте, платине, палла­ дии и серебре. Золото образует со щелочными и щелочно-земельными металлами твердые растворы, в результате чего работа выхода сни­ жается незначительно. В работе [44] приводится величина работы выхода для пленки бария на золоте, равная 3,35 эВ.

Значительно сильнее снижают работу выхода пленки бария и цезия при напылении на серебро, платину и палладий. Так, на плати­ не моноатомная пленка бария снижает работу выхода от 1,9 до 2,2 эВ [45, 46]. Напыление цезия на платину по данным работы [47] снижает работу выхода до 1,38 эВ. В работе [18], специально посвя­ щенной исследованию электронной эмиссии с рассматриваемой струк­ туры, активирование платиновой пленки напылением цезия снижало работу выхода до 1,5 эВ. Работа выхода измерялась в этом случае фотоэлектрическим способом, наиболее удобным для таких экспери­ ментов.

Исследование эмиссионных свойств эмиттеров описываемого ти­ па проводилось в работе [21] с пленками серебра, активированными цезием. В этих экспериментах величина работы выхода, измеряемая также фотоэлектрическим методом, составляла для различных образ­ цов от 1,2 до 1,75 эВ в зависимости от степени покрытия цезием.

Во всех случаях (хотя не во всех работах это оговаривается) снижение работы выхода за счет напыления моноатомной пленки це­ зия не является устойчивым из-за сильной миграции цезия по по­ верхности и быстрого испарения цезия. Уже при комнатной темпера­ туре давление паров цезия составляет величину порядка 10_6 мм рт. ст., а при 200 °С около 10-2 мм рт. ст. Поэтому для поддержания постоянства степени покрытия пленки цезием необходимо создавать внутри прибора соответствующее давление паров, что сильно ослож­ няет работу прибора. Это относится и к другим щелочным металлам. Пленки бария в этом смысле оказываются значительно более устой­ чивыми.

Еще более устойчивым оказывается снижение работы выхода активированием металлических пленок за счет напыления окислов щелочных и щелочно-земельных металлов. При этом снижение рабо­ ты выхода оказывается, как правило, большим, чем при активиро­ вании чистыми металлами.

В ряде работ [48—51] приводятся результаты активирования по­ верхности вольфрама, палладия, платины, серебра и других метал­ лов напылением окиси бария. Во всех работах указывается наимень­ шая величина работы выхода такой системы, равная примерно 1,8 эВ. При этом оказывается, что минимум работы входа соответствует не мономолекулярному или близкому к нему слою окиси бария, а на­ пылению нескольких (до 10 .. . 20) мономолекулярных слоев. При дальнейшем увеличении толщины напыленного слоя работа выхода постепенно увеличивается до значения, соответствующего чистой окиси бария.

Появление минимума работы выхода при напылении нескольких слоев окиси бария противоречит обычному представлению о сниже­ нии работы выхода за счет дипольных моментов сильно поляризуе­ мых молекул окисла. В работе [49] предлагается механизм такого

.снижения работы выхода за счет возникновения в приповерхностном полупроводниковом слое окисла электрического поля объемного заря­ да (контакт металл — полупроводник я-типа). Электроны, инжекти­ руемые в ВаО, ускоряются в этом поле, что и создает минимум

128