книги из ГПНТБ / Ненакаливаемые катоды

рождение электронов при лавинном пробое диода Шоттки. Этот тип эмиссионной системы не требует снижения работы выхода металлической пленки. Требование широкозонностп полупроводника обусловлено необходимостью создания сильного электрического поля. Энергетическая

диаграмма этой эмиссионной системы представлена на рис. 4.15.

Третий тип эмиссионной системы также работает при обратном смещении на диоде Шотткн, но барьер Шоттки в этом случае создается на широкозонном полу­ проводнике с электронной проводимостью. Горячие электроны образуются в области сильного кон­ тактного электрического ноля и их движение на­ правлено от металличе­

ской пленки в объем полупроводннка. Часть элек-

тро„ов движется вдоль

открытой поверхности по­ лупроводника, где область пространственного заряда

выходит на поверхность. При фононном рассеянии элек­ троны могут получать составляющую импульса, перпен­ дикулярного к поверхности, и выйти в вакуум, если их энергия превосходит величину электронного сродства полупроводника. Инжекция электронов в область силь­ ного поля может осуществляться за счет фотовозбужде­ ния, туннельного прохождения из металла или лавин­ ной ионизации. Требование широкозонности полупровод­ ника обусловлено необходимостью создания сильного электрического поля и выполнением условия, чтобы электроны с энергией, необходимой для преодоления ра­ боты е ы х о д э , еще не приводили к ударной ионизации атомов полупроводника. Простые оценки величины за­ прещенной зоны показывают, что

X — электронное сродство полупроводника. Рассматриваемый тип эмиссионной системы не требу­

ет снижения работы выхода металлической пленки и по­ лупроводника. Кроме того, не имеется ограничений на толщину металлической пленки. Однако эмиттирующдя

130

поверхность не является эквипотенциальной, как это бы­ ло в предыдущих вариантах, и в эмиссии участвует толь­ ко часть инжектируемого потока электронов, которая движется вдоль поверхности полупроводника. Энергети­ ческая диаграмма этой эмиссионной системы представ­ лена на рис. 4.16.

Рис. 4.16. Энергетическая диаграмма катода на основе электронного полупроводника при обратном смещении:

а, — в объеме катода; б — на поверхности катода.

Экспериментальные исследования первого типа эмит­ тера были проведены в [53, 18, 21, 52]. Исследовались си­ стемы GaP—Ir, Ti, Cs; ZnS—Pt, Cs; GaP—Ag, Cs; ZnSe—Ag, Cs; ZnS—Ag, Cs; ZnS—Pd, Cs. Во всех слу­ чаях высота контактного барьера по величине была близка или меньше работы выхода металлической плен­ ки. Использование пленки двойного состава в [53] было обусловлено необходимостью иметь высокий контактный барьер GaP—Ir и малую работу выхода Ti, Cs.

Наибольшая величина отношения эмиссионного тока к току через диод Шоттки была порядка единиц процен­ тов, однако наиболее часто наблюдаемая величина рав­ на 1СР6...10~7. Наибольшие экспериментальные величи­ ны плотности эмиссионного тока имели порядок

10~2... 10-3 А/см2.

Малые эффективности эмиссии объясняются скорее всего сильным рассеянием электронов на границе раз­ дела полупроводник — пленка металла и значительной величиной рекомбинационной составляющей тока через диод Шоттки (см. § 4.3).

Экспериментальные исследования катода на дыроч­ ном полупроводнике были проведены в работах [34, 54—57]. Исследовались системы ОаР—An; Si—А1—Cs; Si—Au, ВаО. Электроны в дырочном GaP [34] создава­ лись за счет лавинного размножения, тогда как в [54— 57] использовалась фотопнжекцня электронов.

При использовании GaP методом задержки эмисси­ онного тока определялась температура электронного га­ за в GaP, которая оказалась порядка 9000 К- Эмиссион­ ный ток составлял величину порядка 10~8 А/см2. Данные по эффективности эмиссии не приводятся. Вольт-ампер- ная характеристика эмиссионного тока подчинялась за­ кону

Уэ~ехр(рЕ/). (4.28)

При фотоэлектронном возбуждении электронов [55, 56] эффективность эмиссии, определяемая в этом случае отношением эмиссионного тока к фототоку диода, дости­ гала величин порядка 10~4. Зависимость эффективности от приложенного смещения

В работе [56] экспериментально и теоретически ис­ следовалось распределение эмиттированных электронов но энергиям. Теоретическое рассмотрение проводилось на основе расчета, изложенного в [58], где было получено аналитическое выражение для функции распределения горячих электронов в сильном электрическом поле в по­ лупроводнике для энергии электронов (%&— энергия оптического фонона).

Функция распределения

где £лф — эффективная напряженность электрического поля, связанная с его истинным значением соотношением

m — эффективная масса, определяемая плотностью со­ стояний; m |! —эффективная масса при движении вдоль направления поля; / — длина свободного пробега. Пара­ метр S0(E, Т) определяется решением трансцендентного уравнения [58], а показатель степени v выражается че­ рез S0.

132

При малых Ё0ф, когда е£аф ^ А (0 функция распреде* ления имеет вид

Это выражение написано для случая, когда электроны набирают энергию £ на длине свободного пробега.

В области очень сильных полей ЕЭф^>%<о!е1 параметр S0~ 1/е-Еоф/, а функция распределения принимает вид:

В этой области электрических полей электроны набира­ ют энергию от поля постепенно, после многих соударе­ ний.

Следует отметить, что электронный газ в этих двух случаях характеризуется совершенно различным прост­ ранственным распределением скоростей электронов. В области слабых Е направление скорости всех горячих электронов практически совпадает с направлением элек­ трического поля. При больших Е электронный газ харак­ теризуется изотропным распределением по скоростям.

Расчет, проведенный в работе [56], для конкретной системы Si—А1 хорошо совпал с экспериментальной функцией распределения электронов в обедненном слое диода Шоттки, которая была получена из энергетическо­ го распределения эмиттированных электронов. Теория [58] была использована в модифицированном виде с уче­ том неоднородности электрического поля в области про­ странственного заряда диода Шоттки.

Эмиссия горячих электронов из диода Шоттки на электронном полупроводнике при обратном смещении наблюдалась одним из авторов настоящей главы на си­ стеме GaP—Ag.

Кроме того, имеется ряд патентов на ненакаливаемые катоды этого типа. Интересным предложением является, например, система, в которой на поверхность карбида кремния методами фотолитографии наносятся две систе­ мы металлических полосок, между которыми подается напряжение. Вблизи отрицательно заряженных полосок периферия обратно смещенных контактных областей представляет собой эмиссионную поверхность.

4.7. Заключение

Важными положительными свойствами катода на ос­ нове прямо смещенного диода Шоттки должны быть эквипотенциальность его поверхности и относительно

133

узкий спектр начальных скоростей, определяемый шири­ ной энергетического зазора между высотой потенциаль­ ных барьеров на контакте металл — полупроводник и на границе металл — вакуум.

Существенным достоинством катода должна быть его высокая радиационная стойкость, определяемая, во-пер­ вых, тем, что ток в системе создается основными носите­ лями полупроводника, и, во-вторых, малой толщиной ра­ бочей области системы.

Эти качества делают катод на основе поверхностно­ барьерного диода весьма привлекательным с точки зре­ ния применения его в электронных лампах, малошумящих приборах СВЧ, электронно-лучевЫх трубках. Одна­ ко ряд недостатков катода, по-видимому, значительно ограничивает возможности его применения. Прежде все­ го это необходимость снижения работы выхода метал­ лической пленки, значительно усложняющая технологию изготовления катода и вызывающая необходимость под­ держания высокого вакуума в процессе работы прибора. Вероятно, что стабильность свойств такой системы долж­ на быть хуже, чем неактивированных систем. Отметим

атакже старение пленок во времени.

Внастоящее время основным недостатком катода следует считать его низкую эффективность.

Мы полагаем, что интенсивные исследования меха­ низма токопрохождения в системе полупроводник — ме­ талл позволяют в ближайшее время преодолеть вред­ ные влияния описанных выше явлений приконтактного рассеяния, а также приведут к эффективным методам уменьшения рекомбинационного тока. Тем самым эффек­ тивность катодов будет повышена.

Поскольку вакуумные условия в электронных прибо­ рах постепенно улучшаются, есть надежда на получение приемлемой стабильности. Поэтому проведение дальней­ ших исследований по ненакаливаемым катодам на осно­ ве прямо смещенных диодов Шоттки представляет боль­ шой интерес. Равным образом весьма существенны исследования других описанных в настоящей главе эмис­ сионных систем на основе структуры полупроводник — металл.

134

Г л а в а 5

Ненакаливаемые катоды на основе полупроводниковых структур с отрицательным электронным сродством

5.1. Условия реализации отрицательного электронного сродства. Анализ работы катодов

на примере фотоэмиссии из GaAs

Как известно, па границе твердого тела с вакуумом существует потенциальный барьер, препятствующий свободным электронам, нахо­ дящимся внутри твердого тела, выходить в вакуум. У полупроводни­ ков высота этого барьера для электронов в зоне проводимости опре­ деляется величиной электронного сродства %, равной разности энер­

ваем автоэлектронную эмиссию, при которой выход электронов в ва­

135

Эксперименты по исследованию эмиссии горячих электронов из

Большое количество работ было посвящено изучению фотоэмис­ сии из полупроводников со сниженной работой выхода. Мы остано­

катодов с отрицательным электронным сродством. Шир и ван Лаар [2], а также Гобели и Аллен [3] исследовали фотоэмиссию из крем­ ния, покрытого пленкой цезия. В этих работах было показано, что при адсорбции цезия на поверхности кремния работа выхода’сни­ жается до величины 1,4 эВ. При этом наблюдается существенное продвижение красной границы фотоэмиссии в длинноволновую область спектра и одновременно значительное увеличение квантового выхода фотоэмиссии от 10~4 до 10-2 электронов на фотон. Повыше­ ние эффективности фотоэмиссии связано со значительным уменьше­ нием величины электронного сродства.

Следует подчеркнуть, что хотя при адсорбции цезия происходит значительное уменьшение величины % (до нескольких десятых элек­ трон-вольта), потенциальный барьер на границе с вакуумом все же остается, и выйти в вакуум могут только горячие электроны. Глубина выхода определяется процессом рассеяния энергии горячими электро­ нами и обычно мала по сравнению с глубиной поглощения света, т. е. в вакуум может выйти только небольшая часть фотоэлектронов!

Рис. 5.1. Энергетические диаграммы полупроводников р-тииа (а) и «-типа (б) со сниженной работой выхода. Работа выхода в обоих ' случаях одинакова.

Совершенно иная ситуация возникнет, если удастся снизить ра­ боту выхода так, чтобы уровень вакуума оказался ниже дна зоны проводимости в объеме полупроводника. При этом потенциальный барьер на границе' с вакуумом для электронов в зоне проводимости отсутствует (электронное сродство отрицательно) и выйти в вакуум могут не только горячие, но и термализованные (холодные) электро-

*> Эффективные фотокатоды (Cs3Sb, Cs2Te и др. [1]), обладаю­

щие высоким квантовым выходом, составляют исключение из этого правила, ' —'

136

кы, находящиеся на дне зоны проводимости. В результате глубина выхода фотоэлектронов определяется только рекомбинацией и будет равна диффузионной длине, которая обычно много больше, чем глу­ бина выхода горячих электронов. В типичных случаях диффузионная длина имеет величину порядка 1 мкм или больше и превышает глу­ бину поглощения света в полупроводнике. Таким образом, при реа­ лизации условия отрицательного сродства, большая часть фотоэлек­ тронов, возбужденных в твердом теле, сможет выйти в вакуум, что приведет к очень высокому значению квантового выхода.

Важным условием получения отрицательного электронного срод­ ства является существование благоприятного изгиба зон у поверхно­ сти в полупроводниках /7-типа. Значение приповерхностного изгиба зон легко понять из рис. 5.1, где представлены энергетические диа­ граммы полупроводников п- и p-типов со сниженной работой выхода. При использовании сильно легированного полупроводника /7-типа, когда уровень Ферми в объеме полупроводника совпадает с верхом валентной зоны, условие отрицательного электронного сродства реа­

зоны проводимости в объеме полупроводника. При получении такой же работы выхода на полупроводнике я-типа электронное сродство остается положительным (рис. 5.1,6). Более того, приповерхностный изгиб зон в полупроводнике га-типа (зоны изогнуты вверх) создает дополнительный потенциальный барьер, что препятствует реализации отрицательного сродства и при более сильном снижении работы вы­ хода.

Следует отметить, что при отрицательном значении сродства для полупроводника /7-типа в области изгиба зон электроны становятся горячими и потери энергии вследствие взаимодействия с оптическими фононами оказываются существенными. Для того чтобы этот эффект не приводил к значительному уменьшению квантового выхода фото­ эмиссии, необходимо, чтобы ширина области изгиба зон была поряд-

О

ка длины свободного пробега горячих электронов (50 ... 100 А). Это может быть достигнуто использованием сильно легированного мате­ риала с концентрацией акцепторной примеси 1018 ... 101Э см-3.

Впервые принципы работы фотокатода с отрицательным сродст­ вом были предложены и осуществлены Широм и ва.н Лааром в ра­ боте [4], ставшей классической. Они использовали сильно легированный монокристалл арсенида галлия /7-типа и после скола в сверхвысоком вакууме обработали поверхность кристалла цезием. Спектральная характеристика фотоэмиссии, полученная Широм и ван Лааром, при­ ведена на рис. 5.2. Как видно из рисунка, в соответствии с развиты­ ми выше принципами была получена фотоэмиссия с квантовым вы­ ходом свыше 50% (в расчете на поглощенный свет) в видимой области спектра и около 8% при Я=0,8 мкм. Интересно отметить, что это был первый эффективный фотокатод, созданный не эмпири­ ческим методом, а на основе общих принципов физики твердого тела.

Рассмотрим детали процесса выхода электронов из полупровод­ ников с отрицательным электронным сродством на примере фото­ эмиссии из арсенида галлия. Следует отметить, что этот анализ в общих чертах применим не только ко всем фотокатодам с отри­ цательным электронным сродством, но и к другим электронным ка­ тодам, основанным на этом принципе. Работа последних в принципе

137

OMmiSetcn Только способом инжекцйи электронов в зону проводй-

мостн полупроводника.

Механизм работы фотокатода на основе GaAs был подробно рассмотрен Джеймсом, Молом и Спайсером [5, 6] В дальнейшем изложении мы будем придерживаться этих работ. Энергетическая диаграмма сильно легированного арсенида галлия p-типа соответст­

чающая валентную зону и зону проводимости. Оптические пере­ ходы в этом материале происходят с сохранением волнового вектора. При низкой энергии фотонов все электроны будут возбуждаться на уровни, расположенные ниже A-минимума зоны проводимости (эти переходы обозначены на рис. 5.3 буквой а), и термализация электро­ нов будет происходить в /’-минимуме. При более высокой энергии фотонов часть электронов будет возбуждаться на уровни, располо­

годаря значительно более высокой плотности состояний в А-миниму-

*> Свойства фотокатодов на основе GaAs и других соединений

описаны также в [8].

**> Работа других катодов, основанных на принципе отрицатель­ ного электронного сродства (вторично-электронного эмиттера, инжекционного катода, описанного в § 5.3 и т. д.), отличается только спо­ собом возбуждения электронов в зоне проводимости полупроводника p-типа. Остальные процессы, приведенные выше, являются общими для всех катодов.

138

из зонной структуры материала. Результаты таких расчетов согласно [5, 6] приведены на рис. 5.4.

Экспериментальное исследование энергетических спектров фото­ электронов [5, 6] показало, что в области энергии фотонов от порога фотоэмиссии (1,4 эВ) до 2,3 эВ почти все эмиттированные электроды термализуются в Г- или Х-минимумах. В то же время, при более высокой энергии фотонов коэффициент поглощения света увеличи­ вается, значительная часть электронов возбуждается в приповерх­ ностной области и последние выходят в вакуум как горячие элек­ троны.

Таким образом, в области энергии фотонов ниже 2,3 эВ будем считать, что все электроны термализованы в Г- или Х-минимумах. Движение термализованных электронов к поверхности может быть описано системой из двух уравнений диффузии для этих минимумов: уравнением для Г-минимума

где у — расстояние вдоль кристалла.

Первый член каждого уравнения — это диффузионный член (D— коэффициент диффузии); второй член определяет скорость ухода но­ сителей из каждого минимума. tr v — время рекомбинации из /"-ми­

нимума в валентную зону (или на ловушки). хх г — время релакса­

в уравнении для Г-минимума и скорость потерь в уравнении для Х-минимума. Последний член ч обоих уравнениях — скорость гене­

139