рость его нарастания с hν в первую очередь зависит от величины сродства к электрону А. Чем меньше сродство, тем быстрее растет Y(hν) и тем больше его предельная величина.

Поэтому одна из задач, стоящих перед разработчиками фотокатодов – создание катодов с возможно меньшим сродством к электрону. Желательно – С ОТРИЦАТЕЛЬНЫМ СРОДСТВОМ, т.е. таких, у которых энергия электронов на дне с-зоны больше, чем их энергия в вакууме. В этом случае (см. рис. 1.7.20) все электроны, возбужденные в с-зону, получат возможность выйти в вакуум, и вероятность этого будет меньше единицы только из-за неизбежных потерь в сопутствующих процессах, которые здесь не обязательно рассматривать.

На рис. 1.7.20 условно изображен ход потенциала1 близ поверхности в этом случае. Видно, что любой электрон с-зоны имеет возможность выйти, если толщина нанесенного слоя достаточно мала и электроны могут туннелировать сквозь оставшийся узкий барьер. Если нанести монослой Cs+ или BaO, то вероятность туннелирования будет высока.

По спектрам чувствительности ФЭУ, представленным на рис. 1.7.9, стр. 84, можно судить о том, насколько разработчиком удалось оптимизировать строение поверхности фотокатода. В некоторых случаях, особенно для массивных, а не полупрозрачных катодов, спектральная характеристика почти П-образна.

1.7.4.3Вторичноэлектронная эмиссия (ВЭЭ)

По сути, вторичноэлектронная от фотоэлектронной эмиссии отличается только способом возбуждения электронов твердого тела, но во многих аспектах это отличие принципиально. В ФЭУ ускоряющее на-

1 Здесь на оси у отложена Е = -eU – энергия электронов. Потенциал имеет другие знак и размерность, но наглядность картинки от этого едва ли страдает.

102

пряжение между парой соседних динодов не превышает 200 В, так что мы не будем рассматривать особенности взаимодействия с поверхностью более "горячих" электронов.

Электрон, в отличие от фотона, имеет заряд и потому гораздо более эффективно взаимодействует с веществом. Глубина его проникновения в твердое тело не превышает двух монослоев (менее 1 нм), тогда как коэффициент поглощения света – величина порядка 105 см-1, т.е. глубина проникновения света – 100 нм. Все процессы, разыгрывающиеся при электронном ударе, происходят в непосредственной близости от поверхности, что резко увеличивает вероятность выхода возбуждаемых им вторичных электронов в вакуум.

Второй существенный момент – энергия возбуждения. Обычно она составляет 50÷150 эВ, что много больше энергий фотонов (1÷10 эВ)

КОЭФФИЦИЕНТОМ ВТОРИЧНОЙ ЭМИССИИ и

обычно обозначается σ. Величина σ зависит от энергии первичных электронов. Характер этой зависимости представлен на рис. 1.7.21.

При малой энергии падающих электронов σ меньше единицы, но в максимуме мо-

жет достигать величин 6÷7 и более. Если эмиттер имеет малое или отрицательное электронное сродство (Ea < 0, т.е. дно зоны проводимости выше нулевого уровня и выйти может любой электрон с-зоны), можно получить и 20÷30 (например, на первом диноде в ФЭУ-130). Спад при дальнейшем увеличении энергии объясняется тем, что становятся возможными возбуждения более глубоких, не валентных электронов, так что появляется мощный конкурирующий канал диссипации энергии, не дающий "горячих" электронов, способных выйти в вакуум.

В динодной системе ФЭУ вторичное умножение числа электронов происходит на каждом диноде, так что общий коэффициент умножения К ≈ σn. При разработке ФЭУ число динодов и рабочее напряжение выбираются так, чтобы получить желаемый К, в большинстве случаев это

103

105÷108. При σ = 3,5 и n = 13 получим К = 1,2 107. Изменение напряжения питания ФЭУ приводит к изменению энергии первичных электронов на динодах и соответствующему изменению коэффициента умножения всей системы. Можно считать, что в ФЭУ зависимость K от напряжения примерно линейна.

1.7.4.4Автоэлектронная эмиссия

Вотличие от предыдущих, этот вид эмиссии не требует возбуждения электронов, поэтому ее еще называют "холодная" эмиссия.

На рис. 1.7.22 представлен ход потенциала (вернее - потенциальной энергии электрона, U = -eV) близ поверхности, к которой приложено вытягивающее электрическое поле. Кристаллу соответствуют координаты x < 0.

(-eV)

ФРис. 1.7.22 Ход потенциальной энергии электрона

v-зона

В точке x = d в вакууме потенциальная энергия электронов равна энергии верхних валентных электронов кристалла. В том случае, если ширина потенциального барьера, который нужно преодолеть для перехода из кристалла в точку А менее примерно 1 нм, этот переход оказывается возможным.

Он называется КВАНТОВОМЕХАНИЧЕСКОЕ ТУННЕЛИРОВАНИЕ, а

суть его заключается в том, что нет абсолютного запрета на проникновение квантовой частицы в область, в которой его кинетическая энергия отрицательна. Вероятность такого проникновения пропорциональна exp(-k2x), где k2 - мнимая часть волнового вектора, . Электрон, встречая потенциальный барьер, виртуально проникает в него как камень в вязкую упругую “стенку” и отражается, если "стенка" на глубине проникновения не кончилась.

Подобный процесс может наблюдаться и внутри полупроводника при больших полях – туннелирование из валентной зоны в зону проводимости. Обычно это приводит к пробою – так называемый Зинеров пробой.

Напряженность поля, необходимая для такой эмиссии, может быть оценена из того, что на расстоянии примерно в 1 нм энергия элек-

104