книги из ГПНТБ / Ненакаливаемые катоды

заметной эмиссии начнется процесс, резко ограничиваю­ щий энергию электрона. При простейших предположе­ ниях можно легко получить следующие выражения для <Si~ <§g/U— (те/тр)], где &g— ширина запрещенной зоны; те и тр — эффективная масса электрона и дырки соответственно. Строгий анализ процессов ионизации и электрического пробоя был проведен в [19—23]. Практи­ чески для оценок используется простой критерий воз­ можности ЭМИССИИ Х ^ ёг~ 3(§^/2 .

Очевидно, что при использовании Si эмиссию можно наблюдать лишь при снижении "/ до величины, меньшей 1,6 эВ, что имеет место при обработке поверхности па­ рами Cs (для чистой поверхности Si %= 3,2 зВ). Более интересен с точки зрения указанного критерия карбид кремния SiC, для которого х ^ 4,0 эВ, а (§г~4,3 эВ для чистой поверхности.

Экспериментальные исследования эмиссии электронов из р-п переходов. Вольт-амперные характеристики. Впер­ вые эмиссия электронов из смещенных в запирающем направлении р-п переходов наблюдалась Тауцом [25] еще в 1958 г. К настоящему времени опубликовано срав­ нительно небольшое число экспериментальных работ, выявивших лишь в общих чертах основные закономер­ ности эмиссии из этих систем. Весьма ограничен и на­

и Спайсер [24]. Наибольшее число работ [14, 13, 17, 18, 25—29] было проведено на р-п переходах на Si, причем только в [28, 29] описывалась торцевая эмиссия, а в остальных работах — эмиссия с периферии р-п пере­ хода. В [15, 17, 18, 27] для снижения сродства на по­ верхность наносился Cs, в работе [13]—ВаО, в [25, 26, 28, 29] поверхность образцов не обрабатывалась.

Бартон [15] наблюдал эмиссию при комнатной темпе­ ратуре. Эмиссионный ток появлялся до начала лавинно­ го пробоя и был нестабилен во времени. Сенитский [26] провел аналогичные исследования на нецезированных р-п переходах. Симон и Спайсер [27] повторили с неко­ торыми изменениями эксперимент Бартона. Им удалось получить / э> / мА. Авторы полагали, что кажущееся насыщение кривой /э от напряжения на их образцах мо­ жет быть объяснено перераспределением напряжения

61

между переходом и объемной частью образца. Для нецезированного перехода на Si данные об эмиссии имеются лишь в [26]. Следует отметить, что эмиссионный ток по­ являлся при напряжениях на переходе, далеких от на­ пряжения пробоя, и не связан с появлением микро­ плазм в области перехода.

В работах [28] и [29] описано, что электроны, набрав­

шие энергию в области сильного поля, перед выходом

о

в вакуу-м проходили сквозь тонкий (1000 А) слой п-полу- проводника. К сожалению,

поверхности образца, а также определялись спектр эмиттированных электронов и электронная температура. Ре­ зультаты исследования зависимости сквозного тока и модель эмиссионной системы, предложенная авторами для объяснения всей совокупности наблюдаемых факто­ ров, описаны выше. Максимальный ток эмиссии, полу­ ченный в работе [17], был равен около 10 мА (при сред­ ней плотности тока около 20 А/см2 и эффективности у = = 1э//= 2 • 10_3) . Типичная вольт-амперная характеристи­ ка эмиссии, полученная в этой работе, представлена на рис. 2.4.

При малых полях в переходе эмиссионный ток воз­ растает, а затем практически не зависит от величины приложенного поля приблизительно до 108 В/см. Заме­ тим, что такая зависимость характерна для всех работ, в которых для получения заметной эмиссии использова­ лось снижение сродства. В работе [17] описывалась эмис­ сия, которая приблизительно однородна по всему пери­ метру перехода, что свидетельствует о том, что имеет место режим перегрева электронного газа, не перешед­ ший в режим развитой ударной ионизации с образова-

62

нием микроплазм и других неоднородностей. В [18], в ко­ торой исследовались практически идентичные образцы, отмечается, что начало заметной эмиссии соответствует напряжению пробоя низковольтного перехода (см. рис. 2.3), а насыщение эмиссии наступает в области ли­ нейного изменения сквозного тока в зависимости от U. Отсюда авторы делают вывод, что перегрев электрон­ ного газа происходит в области пространственного заря­ да низковольтного перехода. Средние значения плотно­

если учесть некоторую неопределенность при оценке ши­ рины эмиттирующей поверхности.

Исследование эмиссионных свойств р-п переходов на cc = SiC приводилось в работах [16, 29—32]. За исключе­ нием [16, 32], эмиссия наблюдалась для образцов с чи­ стой поверхностью, причем плотность эмиссионного тока достигала 1 . . . . 10 А/см2 при у~10~4. В основном (за исключением работы [-19]) измерения проводились для естественных, хаотически расположенных на поверхности кристалла р-п переходов, образующихся при выращива­ нии кристаллов a=SiC методом сублимации. Характер­ ным для этого материала является то, что эмиссия ис­ ходит из локальных центров в области перехода и со­ провождается люминесценцией этих центров. Хаотич­ ность расположения переходов существенно затрудняет интерпретацию наблюдаемых зависимостей. Однако общий характер зависимости 1Э от напряжения на об­ разце такой же, как для переходов на Si. Напыление на поверхность образца ВаО, как установлено в работе [16], увеличивает ток эмиссии приблизительно на поря­ док.

Более удобны для анализа данные, полученные в ра­ боте [32] на однородных р-п переходах на SiC, изготов­ ленных методом эпитаксиального наращивания п-слоя SiC (из насыщенного углеродом расплава Si, а также из паровой фазы) на исходный SiC p-типа. Эмиссия на­

ка поверхности цезием увеличила эмиссионный ток при-

63

мерно на 2 порядка. При этом эффективность эмиссии достигала 1 % при абсолютной величине эмиссионного тока около 10 мкА и напряжении на переходе U~ 20 В. Так же как и в естественных переходах, эмиссия исхо­ дила из локальных люминесцирующих центров, в кото­ рых, как полагают авторы, имеет место образование микропламз.

плава (кривые / и /') и из па­ ровой фазы (кривые 2 и 2').

Зависимость эмиссионного тока от температуры. Тем­ пературная зависимость эмиссионного тока исследова­ лась в [16, 17, 26]. Теория эмиссии перегретого электрон­ ного газа в однородных полупроводниках (см. § 2.2) предсказывает заметное уменьшение эмиссионного тока с ростом температуры для полупроводников с полностью

с ростом температуры будет заметно возрастать величи­ на сквозного тока, так что в результате эмиссионный ток будет определяться суммарным эффектом от этих двух механизмов.

64

Действительно, в [26] на р-п переходах в Si без обра­ ботки поверхности эмиссионный ток в предпробойной об­ ласти уменьшался с увеличением температуры от комнат­ ной до 150 °С. В области пробоя наблюдалась обратная зависимость, что качественно согласуется с результатами проведенного теоретического анализа с учетом ударной ионизации.

В работе [17] описывались измерения эмиссии, которые проводились в области температур от комнатной до

—180°С. Эмиссионный ток сначала увеличивался с по­ нижением температуры, достигал максимума вблизи —20 °С и затем быстро падал, причем уменьшение /э про­ исходило значительно быстрее, чем уменьшение сквозно­ го тока через переход. Возможно, что такой характер зависимости связан со сложной реальной структурой данного перехода, обсуждавшейся ранее.

Наблюдавшийся рост эмиссионного тока р-п перехода на SiC i[16] с температурой в интервале 300 ... 800 К в области малых напряжений связан, очевидно, с быст­ рым ростом сквозного тока, так как у = /.-,// практически не менялся. Однако в области больших напряжений на кристалле у падает с ростом температуры. Такая же за­ висимость эмиссионного тока от температуры в режиме пробоя р-п перехода наблюдалась и в ]32] (рис. 2.6).

Распределение эмиссии по поверхности. Исследование распределения эмиссии горячих электронов по поверх­ ности образца было проведено корректно лишь в работах [29] при работе с р-п переходами на Si и в [32] при ра­ боте с р-п переходами на SiC. При использовании кри­ сталлов SiC с хаотически расположенными переходами [16, 29, 31] экспериментальные данные вряд ли поддаются однозначной интерпретации. Для р-п переходов на Si [29] и SiC [32], не обработанных Cs, на люминесцентном экране наблюдался ряд точек, соответствующих люминеснирующим точкам в самом переходе. По мнению авторов [32], люминесцирующие центры определяются локальными микроплазмами, где протекает основная часть тока.

Равномерное распределение эмиссии, наблюдавшееся

в[17], свидетельствует об отсутствии микроплазм и свя­ зано, по-видимому, со сложной структурой используемых

вработе эмиттеров.

Энергетический спектр эмиттированных электронов.

Очень полезная информация о физических процессах,

происходящих в данной эмиссионной системе, может быть получена при исследовании спектра эмиттированных горячих электронов, поскольку спектр определяется видом функции распределения горячих электронов в кристалле. Характер изменения спектра в зависимости от того или иного параметра (поля в переходе, темпера­ туры решетки и т. д.) позволит выделить влияние различ­ ных механизмов рассеяния на процесс разогрева элек­ тронного газа.

Исследование энергетического спектра эмиттированных электронов было проведено на р-п переходах на Si [13, 18, 23] и на a-SiC [16, 31, 32]. В работах [16, 23, 31]

разрешающая способность анализирующей системы была низкой. Для р-п переходов на ra-SiC ширина спектра ока­ залась лишь ненамного меньше приложенного напряже­ ния смещения и линейно связана с ним, что является следствием неэквипотенциальности эмиттирующей по­ верхности. Говорить что-либо относительно вида функ­ ции распределения по этим данным нельзя.

В работе [28] эмиттирующая поверхность была почти эквипотенциальной (торцевой эмиттер) и вследствие это­ го ширина спектра была намного меньше приложенного напряжения. Распределение по энергиям эмиттированных электронов оказалось близким к максвелловскому с элек­ тронной температурой около 5800 К. В работе [13] при исследовании зависимости эмиссионного -тока с р-п пере­ ходов на Si от величины электронного сродства %после­ довательным напылением ВаО было показано, что изме­ нение эмиссионного тока не следует формуле Ричард­ сона, из чего авторы делают вывод о немаксвелловском характере распределения электронов. Предполагается, что основное количество электронов имеет высокие значе­ ния средней энергии, близкие %. При этом большая часть электронов при некоторой величине электрического поля имеет энергию больше у и может выйти в вакуум. Поэто­ му дальнейший рост Те при росте внутреннего электри­ ческого поля не сказывается существенным образом на величине эмиссионного тока.

Другой точки зрения придерживаются авторы работы [18], которым на цезированных р-п переходах с помощью анализатора с трехэлектродной системой удалось изме­ рить зависимость электронной температуры от напряже­ ния смещения на образце (рис. 2.7). Характерным для эмиссии исследованных образцов является участок насы-

6 G

Щения при больших прилоЖеШшх напряжениях смеще­ ния (область сильных полей). Предполагается, что огра­ ничение роста электронной температуры связано с вклю­ чением нового механизма рассеяния энергии горячих электронов. Авторы полагают, что именно ограничением

сией '[32]. Разброс по энергиям электронов составлял не­ сколько вольт при напряжении смещения на переходе около 20 В.

2.4. Ненакаливаемые катоды на основе транзисторных структур

Естественным развитием катодов на основе обратносмещенных переходов является использование транзис­ торных структур п-р-п. Энергетическая схема такого ка­ тода представлена на рис. 2.8. Коллекторный переход является эмиттирующим, и к нему без всяких изменений

является возможность внутреннего управления величиной эмиссионного тока за счет регулируемой инжекции элек­ тронов в область коллекторного перехода при изменении напряжения на эмиттере. В связи с этим можно в широ­ ких пределах изменять величину эмиссионного тока, а для получения какой-либо заданной величины тока можно ограничиться меньшими, сравнительно с одиноч­ ными переходами, величинами электрических полей и тем самым повысить надежность катода.

Рис. 2.8. Энергетическая диаграмма катода на основе транзистор­ ной структуры.

Разумеется, на основе транзисторных структур можно реализовать как торцевой, так и «периферийный» тип катода.

2.5. Заключение

Результаты экспериментальных исследований, изло­ женных в § 2.3, а также в § 1.5, подтверждают теорети­ ческие представления, развитые в § 2.2, и свидетельст­ вуют о принципиальной возможности использования эмиссии горячих электронов для создания ненакаливаемых катодов.

Решающим условием для практической реализации катодов этого типа является разработка совершенных широкозонных кристаллов с достаточно высокой подвиж­ ностью носителей тока, способов их легирования для получения качественных р-п переходов, а также способов создания на их основе тонких эпитаксиальных пленок, обеспечивающих неглубокое залегание р-п переходов. Эта задача, несомненно, сложна, однако при современ­ ном развитии теории и технологии выращивания крис­ таллов и пленок она представляется вполне разрешимой. Перспективными материалами являются карбид кремния, фосфид бора и некоторые другие. Очень перспективна замена р-п переходов гетеропереходами, в которых разо­ грев электронного газа происходит в материале с более широкой запрещенной зоной.

6 8 .

Наконец, отметим возможную перспективность неко­ торых материалов с ионными связями, обладающих ши­ рокой запрещенной зоной и малым электронным сродст­ вом (0,5 .. . 0,8 эВ). Обычно подвижность носителей тока и длина свободного пробега в них невелики. Однако с ростом электрического поля подвижность в них возра­ стает. По-видимому, целесообразно использовать инжек­ цию электронов в такие материалы из специально подоб­ ранных инжектируемых контактов.

Г л а в а 3

Ненакаливаемые катоды на основе структур металл (полупроводник) — диэлектрик — металл

3.1.Введение

Смомента опубликования первых эксперименталь­ ных работ [1, 2] по эмиссии электронов из структур ме­

талл— диэлектрик — металл (МДМ) прошло уже более 10 лет. Несмотря на отсутствие их широкого практичес­ кого использования, во многих лабораториях все еще интенсивно исследуется этот вид ненакаливаемого ка­ тода.

Большой интерес к этому виду катода объясняется следующими его достоинствами: легкостью управления энергией горячих электронов, высокой плотностью тока, безынерционностью, относительно малым шумом и, что самое главное, принципиальной возможностью получения высоких эксплуатационных параметров.

Помимо использования в качестве ненакаливаемого катода, МДМ-структуры интересны с точки зрения использования их в транзисторах с металлической базой, в излучающих приборах, где необходима инжекция боль­ шого числа электронов, и в ряде других приборов. В на­ стоящей главе рассмотрим свойства структур металл —

69