Курнаев Введение в пучковую електронику 2008

зоны различается для разных материалов, например, для кремния Q0 =1,1 эВ, для

германия Q0 = 0,68 эВ. Наибольшая ширина для

алмаза: Q0 = 5,6 эВ, поэтому

для него внутренний фотоэффект практически не проявляется. Наиболее чувствительны к облучению примесные полупроводники (рис. 2.38). Если в кристалл кремния (или германия) добавить немного трехвалент-

ного бора или пятивалентного фосфора, то получится примесный полупроводник. В первом случае атом бора, находясь в кристаллической решетке четырехвалентного кремния, имеет недостаток в одном электроне и создает дырку, на переход к нему электрона соседа, т.е. перемещение дырки, требуется всего-то 0,08 эВ. Такой

примесный атом называется акцептором, его разрешенный уровень находится чуть выше верхней заполненной зоны для энергетической схемы.

Рис. 2.38. Энергетические зоны для примесных полупроводников

231

Пятивалентный атом фосфора, помещенный в кристалл кремния, имеет пятый валентный электрон, который не находит связи, и на его отрыв в зону проводимости требуется всего 0,06 эВ (хотя ионизационный потенциал свободного атома фосфора ~ 11 эВ). Такой атом, дающий электрон в зону проводимости, называется донором, энергетический уровень пятого электрона находится на 0,06 эВ ниже дна зоны проводимости. Столь малая энергия, необходимая для отрыва электрона от примесного атома, Q = 0,06 эВ,

объясняется тем, что атом-донор находится не в вакууме, а в среде с диэлектрической постоянной ε ( ε =11,7 для Si). Поэтому сила, связывающая электрон с атомом, будет в ε раз меньше, орбита в

ε2 раз больше, работа отрыва в ε2 раз меньше. Пропорциональность Q ~ ε−2 подтверждается на опыте.

Внешний фотоэффект

Для беспримесных полупроводников фотоэмиссия будет происходить при выполнении условия: hν ≥ eϕa +Q0 . Поэтому граничная

Q0 ). ВАХ примесного полупроводника n-типа при определении

распределения энергии фотоэлектронов методом задерживающего потенциала может иметь ступенчатый характер (рис. 2.39):

Рис. 2.39. ВАХ примесного полупроводника n-типа

232

2.3.4. Эффективные фотокатоды

Чистые металлы, как правило, не применяются в качестве фотокатодов, так как красная граница из-за большой работы выхода лежит в ультрафиолетовой области. У металлов есть преимущество только в том, что нет «фотостарения», т.е. фоточувствительность не уменьшается со временем использования. Поэтому это свойство является решающим, например, для фотокатодов электронных умножителей. Щелочные металлы обладают чувствительностью к электромагнитному излучению в видимом диапазоне длин волн, но их квантовый выход крайне мал (~ 10–3 электрон/фотон). Поэтому щелочные металлы, в частности цезий, используют в многослойных фотокатодах с применением полупроводников.

Полупроводники благодаря малой работе выхода имеют красную границу именно в инфракрасной области, поэтому охватывают весь видимый спектр света. Да и квантовый выход у них больше, чем у металлов, потому что при движении к поверхности фотоэлектрон полупроводника теряет мало энергии по сравнению ме-

таллами, так как мала концентрация электронов проводимости, на взаимодействие с которыми главным образом теряется энергия. Причем наибольший квантовый выход следует ожидать для полупроводников, у которых фотоэлектроны выходят из заполненной зоны, так как их там гораздо больше, чем на примесных уровнях. Для снижения работы выхода применяют одноатомный слой щелочного металла. Общая структура фотокатода изображена на рис. 2.40.

Наиболее распространенным в настоящее время является кислородно-цезиевый

233

2.4.Вторичная электронная эмиссия

иметоды ее исследования

2.4.1. Коэффициенты вторичной электрон-электронной эмиссии

Эмиссия электронов с поверхности твердого тела, бомбардируемой потоком электронов, называется вторичной электронэлектронной эмиссией. Вторичная электрон-электронная эмиссия была обнаружена Остином и Штарке в 1902 г. Наиболее распространенная схема экспериментального исследования энергетического распределения вторичных электронов методом задерживающего поля с использованием сферического коллектора Лукирского и Прелижаева показана на рис. 2.43. Задерживающее поле прикладывается между мишенью и коллектором. Если потенциал коллектора будет больше, чем на мишени, то на коллектор придет полный ток вторичной электронной эмиссии Iee. Вторичная электронная эмиссия характеризуется количеством вторичных электронов на одну первичную частицу: σe = Nee/Np. Интегрально это количество равно отношению токов вторичных и первичных электронов Iee/Ip. Распространенным методом определения скоростей вторичных электронов является использование магнитного энергоанализатора

через щель пройдут электроны, скорость которых равна V = R eHmc .

Рис. 2.43. Схема опыта по исследованию вторичной электрон-электронной эмиссии в опытах Лукирского и Прелижаева

235

Рис. 2.44. Схема опыта по исследованию вторичной электрон-электронной эмиссии с использованием магнитного энергоанализатора

Рис. 2.45. Распределение вторичных электронов по энергиям

Полученное экспериментальное энергетическое распределение (рис. 2.45) независимо от материала и энергии первичных электронов содержит два высоких максимума. Первый в области малых энергий (< 50 эВ) соответствует истинным вторичным электронам, которые выходят из твердого тела за счет поглощения энергии первичных электронов. Далеко не все электроны, получившие дополнительную энергию, добираются до поверхности, растрачивая энергию по пути на взаимодействие с ионами решетки и другими электронами. Преодолевшие потенциальный барьер истинные вторичные электроны на выходе имеют энергии, не зависящие от

236

энергии первичных электронов. Работа выхода материала также не оказывает существенного влияния на эмиссию вторичных электронов, так как, во-первых, энергия первичных электронов, как правило, гораздо больше работы выхода, во-вторых, эмиссия происходит не из поверхностных слоев, а из глубины металла, поэтому более важным является потеря энергии при движении электрона к поверхности. Второй, гораздо более узкий максимум находится в области высоких энергий и соответствует упругоотраженным первичным электронам, практически полностью сохранившим свою скорость после отражения. Положение этого максимума соответствует энергии первичных электронов. Область энергий между этими двумя максимумами соответствует неупругоотраженным вторичным электронам. Таким образом, энергетический спектр вторичных электронов состоит из широкого пика в области низких энергий, который принадлежит истинно-вторичным электронам, выходя-

o

щим с глубины 5 − 100 A от поверхности, и очень узкого пика отраженных от поверхности электронов в области высоких энергий с максимумом при энергии, равной энергии первичных электронов.

Для характеристики истинной электрон-электронной эмиссии вводят коэффициент вторичной электронной эмиссии γee = Ns/Np , где Ns – число истинных вторичных электронов; Np – число первичных электронов, падающих на поверхность в единицу времени. Для характеристики эмиссии отраженных от поверхности первичных электронов используется коэффициент отражения ηe = (Ne + + Nu)/Np, где Ne и Nu – упруго- и неупруго-отраженные электроны. Полный коэффициент вторичной электронной эмиссии:

ричных электронов экспериментально можно определить, подавая на коллектор задерживающий потенциал, равный U3 = −U1 , где

U1 – граница в энергетическом распределении для упругоотражен-

ных (см. рис. 2.45): ηee = I1(U3 = −U1) . Коэффициент неупругоот-

I p

раженных электронов можно определить из соотношения:

237

n+1

ξn+1 = Cα(En p+1) . Максимальное значение γm = γeemax при Ep0 = Em

рис. 2.48. Наличие максимума на энергетической зависимости ко-