книги из ГПНТБ / Ненакаливаемые катоды

чувствительностью, превышающей значения, полученные на монокристаллах, сколотых в сверхвысоком вакууме. Лучшие результаты (по состоянию на 1972 г.) были по­ лучены на пленках GaAs и GalnAs, выращенных из га­ зовой фазы [25] (рис. 5.10), и на пленках InAsP, полу­ ченных методом жидкостной эпитаксии [18]. На пленках GaAs была получена рекордная величина интегральной

фракрасной области спектра. Квантовый выход на длине волны 1,06 мкм для пленок GalnAs и InAsP составляет 2 и 1,5% соответственно, что в несколько десятков раз выше, чем квантовый выход кислородно-се­ ребряно-цезиевого фотокатода (Ag—О—Cs), который до последнего времени был наиболее чувствительным фото­ катодом в ПК области спектра.

Для работы большинства фотоэлектронных приборов (электронно-оптических преобразователей, фотоумножи­ телей и др.) требуются полупрозрачные фотокатоды — фотокатоды, работающие при освещении со стороны под­ ложки. Полупрозрачные фотокатоды на основе соедине­ ний А3В5 могут быть изготовлены нанесением тонких пленок соответствующих соединений на подложки, про­ зрачные в нужной области спектра. Процесс активации и принципы работы в основных чертах не отличаются от описанных ранее для массивных фотокатодов.

Квантовый выход для полупрозрачных фотокатодов был рассчитан в ряде работ [32, 33]. Следуя этим рабо­ там, напишем для движения электронов к поверхности обычное диффузионное уравнение. Для простоты будем рассматривать лишь движение электронов по нижнему

работе [33]) показаны на рис. 5.11. Здесь приведены ха-

150

рактсристики максимального квантового выхода (веро­ ятность выхода 6 = 1) в зависимости от нормализованно­ го коэффициента поглощения (сХ) как функция норма­ лизованной толщины фотокатода (d/L) для R = О (R — коэффициент отражения фотокатода). Сплошные кривые соответствуют случаю отсутствия рекомбинации на гра­ нице с подложкой (s = 0), а пунктирные — бесконечной

Рис. 5.11. Теоретические характеристики максимального квантового выхода фотоэмиссии в зависимости от нормализованного коэффи­ циента поглощения aL для полупрозрачных фотокатодов.

скорости рекомбинации па границе (s = oo). Для сравне­ ния штрих-пунктирной линией приведена характеристи­ ка квантового выхода для освещения со стороны вакуу­ ма (фронтальное освещение).

Как видно из рисунка, квантовый выход полупро­ зрачного фотокатода (при фиксированной обработке поверхности, т. е. при В ~ const) определяется величиной

151

Диффузионной ДЛИНЫ L, ТОЛЩИНОЙ плёнки d и скоростью рекомбинации на границе с подложкой s. Для создания эффективного фотокатода необходимо обеспечить низ­ кую плотность поверхностных состояний на границе с подложкой (малая скорость поверхностной рекомби­ нации) и достаточно большую диффузионную длину, так, чтобы a L ^ l . Поскольку для GaAs вблизи порога (х^Ю4 см-1 это означает, что для получения высокой чувствительности необходимо, чтобы L ^ l мкм.

Толщина пленки при этом должна быть близка к ве­ личине диффузионной длины (d ^ L ). Следует отметить, что при использовании полупрозрачного фотокатода можно применять просветляющие покрытия, уменьшаю­ щие коэффициент отражения, и в принципе получить вблизи порога более высокую чувствительность, чем для массивного фотокатода.

Для получения фотокатодов, чувствительных во всей видимой и ПК области спектра, необходимо использо­ вать пленки соединений А3В5, нанесенные на прозрач­ ные подложки (сапфир, шпинель, кварц и др.). Иссле­ дования фотоэмиссии из тонких пленок CaAs на сапфире описаны в {32, 34, 35]. Симс [35] работал с поликристаллическими пленками GaAs, нанесенными из газовой фазы хлоридным методом. Он получил макси­ мальную чувствительность, равную 97 мкА/лм при фронтальном освещении, и значительно меньшую чувст­ вительность при освещении со стороны подложки. Бо­ лее высокая чувствительность на пленках GaAs, изго­ товленных таким же методом, была получена в работе [34]. Интегральная чувствительность при освещении со стороны подложки достигала 70 мкА/лм, а квантовый выход при энергии фотонов 1,6 эВ был равен 5-10~3.

Для создания эффективных фотокатодов наиболее перспективными, по-видимому, являются монокристаллические пленки. Возможность получения монокристал-

тронной эмиссии из таких пленок описаны в [32]. Спектральные характеристики, полученные в этой ра­ боте на пленках GaAs толщиной 2,5 мкм с концентра­ цией Zn около 1 • 1019 см~3, приведены на рис. 5.12. Сравнение экспериментальных данных с расчетными [32] позволило определить для этих пленок диффузионную

.152

обладающие более широкой запрещенной зоной. При этом подложка будет являться фильтром, ограничиваю­ щим чувствительность фотокатода при тыловом осве­ щении областью энергий фотонов, меньших, чем шири­ на запрещенной зоны полупроводника. Такие фотока­ тоды могут быть полезны, например, в качестве прием­ ников лазерного излучения, где важен квантовый выход при фиксированной энергии фотонов.

В [33] описаны свойства GaAsxSbi_x слоев, выращен­ ных на GaAs подложке методом жидкостной эпитаксии. Совершенные эпитаксиальные пленки удалось получить только с малым содержанием сурьмы, а при увеличе­ нии содержания GaSb в расплаве качество эпитаксиаль­ ных слоев ухудшалось, что связано с увеличением раз­ ницы между постоянными решеток соединений GaAsSb и GaAs. Пленки, свободные от поликристаллического слоя на границе с подложкой, были выращены при условии, что постоянные решеток пленки и подложки различались менее чем на 0,75%.

Спектральные характеристики квантового выхо­ да, полученные в [33] на эпитаксиальных слоях

GaAs0,95Sbo,5 ((§£=1,35 эВ) толщиной 2 мкм на под­ ложке из GaAs, приведены на рис. 5.13. Диф­

154 *

Шие результаты были получены па тонких (толщиной око1 ло 1 мкм) пленках GalnAs на подложках из GaAs [36]. На рис. 5.14 приведены спектральные характеристики квантового выхода для пленки GalnAs с g g= 1,14 эВ при тыловом и фронтальном освещениях. Как видно из ри­ сунка, вблизи порога обе характеристики совпадают, что, как было отмечено выше, свидетельствует о низкой скорости рекомбинации на границе. Квантовый выход фотоэмиссии при К= 1 мкм достигает 4-10~3.

5.3. Инжекционные ненакаливаемые катоды на основе систем с отрицательным электронным сродством

Возможность снижения электронного сродства у по­ верхности полупроводников до отрицательных значении позволяет создать на этой основе эмиттерную систему, в которой электронная эмиссия может определяться приложенным к системе напряжением.

Рис. 5.15, Энергетическая диаграмма катода с отрицательным элек­ тронным сродством:

а — без смещения; б — с прямым смещением U.

155

Принцип работы такого катода {38] состоит в сле­ дующем. Система представляет собой р-п переход с тон­ кой p-областью, поверхность которой имеет отрицатель­ ное электронное сродство (рис. 5.15). При подаче пря­ мого смещения в зону проводимости p-области инжек­ тируются электроны, которые, дифундируя в сторону поверхности, частично могут выйти в вакуум.

В рассматриваемом случае эффективность катода определяют следующие факторы:

1. Коэффициент инжекции электронного тока. Оче­ видно, что дырочный ток из p-области в «-область эмис­ сионного тока создавать не может. Следовательно, толь­ ко электронная часть тока через переход будет опреде­ лять электронную эмиссию системы. Коэффициент ин­ жекции I определяется из соотношения

в котором Ьп и Lp — диффузионная длина электронов и дырок соответственно: пр и рп — значения концентрации неосновных носителей в обеих областях системы; Dn и Dp — коэффициенты диффузии электронов и дырок.

Таким образом, величина б оказывается зависящей от отношения коэффициентов диффузии:

дырок. Величина б зависит также от отношения концен­ траций неосновных носителей, зависящих, в свою оче­

электронов примерно в 20 раз больше подвижности ды­ рок [40].

Отношение значений диффузионнной длины для ды­ рок и электронов может быть получено из выражения

156

где т — время жизни носителей (можно считать, что онб одинаково для электронов и дырок). Тогда

Для арсенида галлия это отношение равно примерно 0,22. Таким образом, при равенстве концентраций элек­ тронов и дырок для этого материала величина 6—4,4* а коэффициент инжекции с,= 0,81. Близкие величины можно получить и для других материалов.

Следовательно, величина электронного тока может быть получена из выражения

где / — полный ток через р-п переход, который в даль­ нейшем будем называть сквозным током.

2. Рекомбинация в /7-области. При движении к по­ верхности часть электронов будет рекомбинировать, причем убывание количества электронов подчиняется экспоненциальному закону [38]:

A^=iV0exp[—d/Ln], (5.17)

В этом выражении No— число электронов, инжектиро­ ванных в р-область; Na — число электронов, прошед­ ших эту область без рекомбинации; d — толщина р-об­ ласти. Следовательно, коэффициент прохождения элек­ тронов через р-область

зависит от отношения толщины p-слоя системы к диф­ фузионной длине.

Толщина р-слоя определяется технологическими воз­ можностями. Обычно она не может быть меньше не­ скольких микрон. Диффузионная длина зависит от свойств полупроводникового материала и в большой степени от типа легирующей примеси. В некоторых слу­ чаях удается правильным выбором легирующей примеси резко увеличить диффузионную длину [43]. Практически коэффициент р по приближенным оценкам может иметь величину порядка 0,1 ... 0,5.

3. Рассеяние в области объемного заряда. Электро­

157

й т. п. Величина рассеяния сильно зависит от толщины слоя объемного заряда, которая для практически ис­ пользуемых концентраций основных носителей невели­ к а — порядка десятков ангстрем. Однако и длина погло­ щения в этих материалах также мала. Поэтому коэф­ фициент прохождения электронов через слой объемного заряда по приблизительным оценкам может быть равен

£' = 0,1 ... 0,2 [6].

4.Квантово-механическое отражение на границе по­ лупроводник— вакуум. Как известно, даже для электро­ нов, энергия которых выше уровня вакуума, прозрач­ ность потенциального барьера может быть меньше еди­ ницы [41]. Для электронов с энергией, близкой к уровню вакуума, прозрачность имеет величину, близкую к 0,5. Если же энергия электрона на 1 эВ превышает потен­ циальный барьер на границе с вакуумом, то D ' ^ l . Сле­ довательно, для увеличения эффективности желательно использование полупроводников с широкой запрещенной зоной, что обеспечивает больший энергетический зазор между дном зоны проводимости и уровнем вакуума.

Таким образом, учитывая влияние перечисленных факторов, можно оценить полную эффективность эмит­ тера с отрицательным электронным сродством:

Используя приведенные оценочные величины, можно по­ казать, что значение эффективности такого эмиттера должно лежать в пределах 10~3 ... 10-1. При этом не учитываются возможные количественные потери элек­ тронов при прохождении активирующего слоя окиси це­ зия, которые, как показано в работе [5], невелики и, сле­ довательно, ими можно пренебречь.

Представляет интерес оценка экономичности эмит­ теров, определяемой отношением тока эмиссии к потреб­

Следовательно, для П=1В величина И может ле­ жать в пределах 10~3 ... 10~5 A/Вт, что примерно совпа­ дает со значениями этого параметра для эффективных термокатодов.

158

Стабильность таких эмиттеров в большой степени должна зависеть от сохранения во времени отрицатель­ ного электронного сродства его поверхности. Для этого необходимо поддержание в приборе очень высокого ва­ куума, порядка 10~и 10- мм рт. ст., что очень осложняет практическое использование таких эмитте­ ров. Однако для полупроводников с широкой запрещен­ ной зоной некоторое изменение положения уровня Фер­

в высоком вакууме и обработанном потоком цезия до получения примерно моноатомного слоя. Так как эмис­ сия наблюдалась с тонкого участка торца, а сквозной ток определялся площадью всего р-п перехода, то оцен­ ка эффективности для этого случая не представляется интересной. Максимальное значение тока эмиссии ока­ залось равным 1СИ7, а расчетная плотность тока

0,04 А/см2.

Значительно более высокую плотность тока удалось получить на эмиттере, созданном на основе р-п перехода в кремнии [44]. В этой работе на кремниевой подложке n-типа был выращен эпитаксиальный слой сильно леги­ рованного кремния р-типа толщиной 3 мкм. Поверхность p-слоя обрабатывалась цезием и кислородом, как это описано в работе [22]. Перед выращиванием эпитакси­ ального p-слоя на часть поверхности подложки был на-

15<)