книги из ГПНТБ / Соммер А. Фото-эмиссионные материалы

Киндига и Спайсера [Л. 214] квантовый выход сульфида кадмия превышает 0,1 при энергии фотонов около 11 эв, хотя отношение Eg к Еа для CdS меньше, чем 1 :2. Не­ смотря на это, как правило, материалы с высоким кван­ товым выходом в рассматриваемой УФ области спектра имеют величину Eg, превышающую 3 эв. Это означает, что все эти материалы — диэлектрики, а не полупровод­ ники, и что они прозрачны в видимой области спектра, поскольку граница поглощения лежит у них в области

волновым порогом фотоэффекта вблизи или ниже 2 ООО А, не окисляются в атмосфере кислорода [Л. 206], т. е. хи­ мически стабильны в сухом воздухе. Этим они резко отличаются от всех фотокатодов с более длинноволно­ вым порогом, таких, как антимониды и теллуриды ще­ лочных металлов, которые стабильны только в высоком вакууме. В настоящее время неизвестно ни одного мате­ риала, который не подчинялся бы эмпирическому пра­ вилу, заключающемуся в том, что материалы с величи­

окисляются на воздухе (Соммер [Л. 206]). Следует от­ метить, что это правило химической стабильности мате­ риалов не распространяется на физическую стабиль­ ность. Например, многие из материалов, которые рас­ сматриваются ниже, легко растворяются в воде и по­ этому подвержены воздействию водяных паров, содер­ жащихся в воздухе.

Приготовление фотокатодов из этих материалов зна­ чительно проще, чем приготовление фотокатодов, обла­ дающих чувствительностью в более длинноволновой об­ ласти спектра. Многие из рассматриваемых соединений можно испарять в вакууме, при этом они не разлагаются в отличие от антимонидов и теллуридов щелочных метал­

при изготовлении пленочных фотокатодов является тол­ щина нанесенных слоев.

Для полупрозрачных фотокатодов, так же как в слу­ чае других фотоэмиссионных материалов, толщина плен­ ки является очень критичной величиной. Кроме того, вследствие очень высокого удельного сопротивления ма­ ні

[Л. 216] получили квантовый выход, слегка превышаю­

Из-за проблем, возникающих при абсолютных измере­ ниях падающей энергии (см. § 9-3), трудно решить, свя­ зано ли это различие с ошибками, допущенными при ка­ либровке аппаратуры, или исследованные материалы действительно отличались по своим свойствам.

Значительно лучше согласуются результаты разных авторов в отношении порога фотоэмиссии из щелочно-га-

Поскольку обнаружить фотопроводимость в щелочногалоидных соединениях невозможно [Л. 217], оценка ши­ рины запрещенной зоны Eg должна быть основана на из­ мерениях оптического' поглощения. Кривые поглощения для этих соединений имеют значительно более сложный вид, чем аналогичные характеристики фотоэмиссионных материалов, рассмотренных в предыдущих главах, по­ скольку присутствие экситонных пиков затрудняет опре­ деление края оптического поглощения. Из измерений поглощения, выполненных Эби и др. [Л. 218], а также

Тафтом и Филиппом {Л. 216], и из измерений порога фо­ тоэмиссии (Тафт и Филипп) были получены следующие величины для ширины запрещенной зоны и электронного сродства иодидов щелочных металлов (табл. 5).

Следует отметить возможную корреляцию между чрезвычайно низким электронным сродством CsJ и очень высоким квантовым выходом этого материала. Однако 144

измерения квантового выхода и величины Еа недостаточ­ но точны для того, чтобы сделать определенные выводы.

Иодид меди. Меттлео [Л. 219, 220] первым сообщил, что испаренные пленки CuJ являются эффективными фо-

о

токатодами в области спектра ниже 2 ООО А. Тернер [Л. 221] получил этот материал прямой реакцией элемен­

[Л. 222], используя тот же метод приготовления, полу­

лее поздней публикации Тютиков и Шуба [Л. 223] указы­ вают, что квантовый выход составляет только 0,01. От­ носительные измерения, выполненные Соммером {Л. 206] на испаренных пленках CuJ, показывают, что квантовый выход CuJ по крайней мере в 4 раза ниже, чем кванто­ вый выход CsJ.

о

Ilqpor фотоэмиссии CuJ лежит вблизи 2 000 А (6 эв). Ширина запрещенной зоны, определенная по результа­ там измерений оптического поглощения, составляет при­ мерно 3 эв. Следовательно, электронное сродство также близко к 3 эв. Относительно высокое отношение Еа К Eg может объяснить, почему квантовый выход CuJ ниже, чем в случае щелочно-галоидных соединений, которые имеют значительно меньшее отношение Еа К Eg.

Весьма полезным свойством пленок CuJ является их относительно высокая электропроводность. Она связана, по-видимому, с примесными уровнями, которые возни­ кают вследствие отклонения от стехиометрического со­ става. Проводимость пленок достаточно высока для того,

широкой запрещенной зоной. Относительно химической стабильности CuJ фотокатода на воздухе известно нем­ ного, но имеются указания, что подобно щелочно-галоид- ным соединениям они подвержены влиянию паров воды.

Галоидные соединения серебра. Фотоэмиссия из гало­ идных соединений серебра исследована недостаточно подробно. Первые измерения на AgBr и AgCl были вы­ полнены Флейшманом [Л. 224], но они были ограничены областью спектра с энергией фотонов меньше чем 6,7 эе. 10-10 145

Тафт и др. [Л. 225] измерили фотоэмиссню из AgBr в об­ ласти прозрачности LiF окна. Они нашли (рис. 59), что длинноволновый порог фотоэмиссии близок к 6 эв, а мак­ симум квантового выхода в области энергии фотонов вы­ ше 8 эв достигает 0,05. Квантовый выход монокристал­ лов несколько выше, чем плавленых материалов. Испа­

рение галоидных соединений серебра невозможно вслед­ ствие их разложения.

но выше, чем квантовый выход материалов с малым отношением Eg к Еа (Cs3 Bi, Ge). Как уже отмечалось, вероятность выхода фотоэлектронов повышается при уве­ личении отношения Eg к f a -

Результаты, полученные Тафтом и др. с AgBr, были подтверждены Петерсоном [Л. 226], который также ис­ следовал AgCl. Спектральная характеристика фотоэмис­ сии из AgCl по данным Петерсона приведена на рис. 59. Порог фотоэмиссии близок к порогу AgBr, а квантовый выход порядка 0,01 также достигается вблизи 8 эв. Од­ нако в отличие от AgBr квантовый выход фотоэмиссии из AgCl продолжает увеличиваться в области спектра между 8 и 12 эв. На основе оптических измерений было получено, что ширина запрещенной зоны этого материа­ ла близка к 3 эв; следовательно, его электронное срод­ ство немного выше 3 эв.

рнстпками материалов в интервале энергий фотонов от 12 до 21 эв в зависимости от ширины их запрещенной зоны. Щелочно-галоидные соединения с наибольшей величиной Eg, а именно материалы, содержащие литий или фтор, имеют согласно Мецгеру [Л. 209] квантовый выход, до­ стигающий по крайней мере 0,2 при 13 эв. При увели­ чении энергии фотонов квантовый выход продолжает расти вплоть до доступной границы измерений (21 эв).

Фторид лития (LiF) принадлежит к этой группе ма­ териалов и выражает крайний случай в том смысле, что из всех известных материалов он обладает максималь­ ной шириной запрещенной зоны и наиболее смещенным в сторону коротких волн длинноволновым порогом. Ха­ рактеристики оптического поглощения показывают, что ширина запрещенной зоны LiF составляет примерно 12 эв. Порог фотоэмиссии по оценке Тейлора и Хартмана [Л. 217] равен 13 эв. При экспозиции на воздухе вели­ чина фотоэмиссии в припороговой•области спектра уве­ личивается [Л. 206, 228], вероятно, благодаря реакции с парами воды, которые, как уже отмечалось, уменьшают прозрачность LiF.

Свойства щелочно-галоидных соединений с меньшей шириной запрещенной зоны отличаются от свойств ма­ териалов с большой величиной Е8. Во-первых, квантовый выход фотоэмиссии после достижения максимума умень­ шается при увеличении энергии фотонов до некоторой минимальной величины [Л. 209, 217], после чего снова увеличивается. Во-вторых, при дальнейшем увеличении энергии фотонов квантовый выход может достигнуть ве­ личины, превышающей единицу [Л. 209].

Оба эффекта можно объяснить, предположив, что при энергии фотонов, вдвое превышающей ширину за­ прещенной зоны, первичные фотоэлектроны могут воз­ буждать электронно-дырочные пары. При энергии фото­ нов, лишь слегка превышающей 2Eg, в результате этого процесса один быстрый электрон заменяется двумя элек­ тронами, обладающими очень низкой энергией и соот­ ветственно малой вероятностью выхода. При дальней­ шем увеличении энергии фотонов энергия этих двух элек­ тронов также увеличивается, и в конце концов может быть достигнуто положение, когда оба электрона смогут выйти в вакуум. Квантовый выход фотоэмиссии при этом может превышать единицу, поскольку при поглощении одного фотона могут выйти в вакуум два электрона.

Эта интерпретация была подтверждена измерениями скоростей фотоэлектронов, эмиттированных из щелочногалоидных материалов [Л. 217, 229]. Было показано, что при энергии фотонов, близкой к 2Eg, скорость фотоэлек­ тронов резко падает, как и следовало ожидать, если учи­ тывать потери энергии на возбуждение вторичных элек­ тронов из валентной зоны. Следует отметить, что, веро­ ятно, не имеется никакой принципиальной разницы между материалами, которые имеют минимум на спек­ тральной характеристике в области между 12 и 21 эв, и материалами, не имеющими этого минимума. По-види­ мому,.материалы с широкой запрещенной зоной имеют такой же минимум на спектральной характеристике в об­ ласти фотонов с большими энергиями, но, поскольку в этой области не проводилось никаких измерений, такой эффект не был обнаружен.

Кроме щелочио-галоидных соединений, некоторые из­ мерения фотоэмиссии в области длин волн меньше

о

1 050 А были проведены также на фторидах щелочнозе­ мельных металлов. Например, в (Л. 230] сообщалось, что CaF2 и BaF2 имеют длинноволновую границу фотоэмис­ сии вблизи 10 эв и квантовый выход при 13 эв порядка 0,01. Измерения не были распространены на область энергий фотонов, превышающих 14,5 эв, где можно было бы ожидать более высокого квантового выхода.

Гл а в а д е с я т а я

ФО Т О Э М И С С И Я ИЗ ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ПОЛУПРОВОДНИКОВ И СОЕДИНЕНИЙ ТИПА А 3 В 5

10-1. ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ПОЛУПРОВОДНИКИ

Кремний. Фотоэмиссия из Si подробно исследовалась вам Ларом и Широм [Л. 256], а также Алленом и Гобели [Л. 257—261]. Особое внимание в этих работах уделялось изучению влияния степени леги­ рования и состояния поверхности на фотоэмиссионные -характери­ стики. Результаты исследования влияния легирования на спектраль­ ные характеристики фотоэмиссии из кристаллов Si с атомно-чистой поверхностью приведены на рис. 60 (Гобели и Аллен [Л. 260]). Иссле­ дования проводились на монокристаллах Si, сколотых в сверхвысо­