
- •2. Приемники оптического излучения (5,0 п. Л.)
- •2.1. Принципы действия приемников излучения
- •2.2. Основные параметры и характеристики приемников излучения
- •2.3. Тепловые приемники излучения
- •2.3.2 Теплопередача в приемниках излучения
- •2.3.3. Устройство основных видов тепловых приемников излучения
- •2.3.4. Термоэлектрические приемники излучения
- •2.3.5.1. Матрицы микроболометров?
- •2.3.6. Пироэлектрические приемники излучения
- •2.3.7. Дилатометрические приемники излучения
- •2.3.7.1. Оценка основных величин, характеризующих работу оап
- •2.4. Фотоэлектрические приемники излучения
- •2.4.1. Фотоэмиссионные приемники излучения
- •2.4.1.1.Основные законы фотоэффекта и закономерности фото-
- •2.4.1.3. Фотоэлементы с внешним фотоэффектом (фэ),
- •2.5. Полупроводниковые приемники излучения
- •2.5.1. Фоточувствительные материалы и их оптические свойства
- •2.5.2. Конструктивная схема чувствительного элемента (чэ) приемника
- •2.5.3. Устройство фоторезисторов и фотодиодов
- •2.5.4. Фоторезисторы
- •2.5.4.1. Спектральная характеристика чувствительности фоторезистора
- •2.5.4.2. Собственные шумы и пороговый поток излучения фоторезистора
- •2.5.4.3. Быстродействующие фоторезисторы
- •2.5.5. Фотогальванические приемники излучения
- •2.5.5.1. Фотодиод с гомогенным p-n – переходом
- •2.5.5.2. Фотодиод Шоттки
- •2.5.5.3. Гетерофотодиод с p-n – переходом
- •2.5.6. Лавинные фотодиоды
- •2.5.6.2. Собственные шумы и пороговый поток
- •2.5.6.3. Фотоэлектрические преобразователи
2.4.1.1.Основные законы фотоэффекта и закономерности фото-
и вторичной электронной эмиссии из металлов и полупроводников
Первый закон
фотоэффекта
(Столетова) утверждает, что насыщенный
фототок
прямо пропорционален падающему на
фотоэмиттер потоку излучения
при неизменном спектральном составе
последнего (монохроматического или
интегрального), т.е.
,
(2.42)
где
- токовая монохроматическая чувствительность,
измеряемая в А/Вт.
Записав
и
,
где
- число фотоэлектронов, пересекающих в
1 с сечение в цепи фототока, и
- число фотонов с энергией
(где
-
скорость света в вакууме), падающих в 1
с на фотоэмиттер, получим монохроматическую
чувствительность в виде
,
(2.43)
в котором
- внешний квантовый выход фотоэффекта
(фотоэмиттера), рассчитанный по числу
падающих фотонов.
Из (2.43) следует,
что при
и длине волны
мкм токовая монохроматическая
чувствительность любого
фотоэлектрического приемника
излучения как счетчика фотонов (в
отсутствие усиления фототока) обязательно
должна равняться
А/Вт. (2.43')
Обратим особое внимание на то, что выражение (2.43) определяет функцию теоретической спектральной характеристики любого фотоэлектрического приемника в шкале длин волн для равноэнергетического спектра.
Первый закон фотоэффекта о пропорциональности насыщенного фототока потоку излучения является прямым следствием дискретной природы как электрического тока, так и потока излучения.
Второй закон
фотоэффекта
(носящий имя Эйнштейна) утверждает, что
максимальная кинетическая энергия
фотоэлектронов прямо пропорциональна
частоте (энергии) падающих фотонов
и не зависит от их потока (т.е. потока
излучения). Закон Эйнштейна по существу
является законом сохранения энергии
при фотоэффекте и обычно записывается
в виде
,
(2.44)
где
- фотоэлектронная работа выхода из
материала эмиттера, равная разности
энергий уровня вакуума и наивысшего
заполненного электронами уровня в
материале (в металлах наивысшим
заполненным уровнем является уровень
Ферми EF,
а в полупроводниках – уровень потолка
валентной зоны Ev);
- энергетический порог внешнего
фотоэффекта, определяемый из условий
или
.
Из последней формулы легко получить пороговую частоту внешнего фотоэффекта
(2.45)
и соответствующую пороговую длину волны
,
(2.45′)
где
выражается в мкм,
- в эВ или в В.
Фотоэлектронная эмиссия – это совокупность квантовых процессов взаимодействия фотонов с микрочастицами вещества, протекание которых обусловлено соблюдением законов сохранения энергии и импульса.
При возбуждении
эмиссии из металла оптические фотоны
проникают в металл на глубину скин-слоя
порядка 10-8
м = 100 Å и взаимодействуют со свободными
электронами, имеющими максимальную
энергию EF
= 3…7 эВ, фермиевскую скорость хаотического
движения
м/с и фермиевский импульс
кг м/с. Если в качестве фотокатода
используется чистый металл (например,
Мо) с работой выхода
= 4,2 эВ, то в соответствии с (2.45) для
возбуждения фотоэмиссии потребуются
фотоны с частотами
Гц или длиной волны
мкм, импульс которых равен
кг·м/с. Сравнив суммарный импульс
возбужденного фермиевского электрона
(
)
c
начальным
,
получим отношение
,
тогда как расчет с использованием
суммарной энергии возбужденного
фотоэлектрона до его выхода в вакуум,
показывает, что выполнению закона
сохранения импульса должно соответствовать
приблизительно 30 % увеличение начального
импульса фермиевского электрона. Таким
образом, оказывается, что в оптической
области спектра выполнение закона
сохранения импульса фотоэлектрона за
счет импульса фотона невозможно. В
действительности, фотоэффект происходит
благодаря участию в процессе так
называемого «третьего тела», роль
которого может играть кристаллическая
решетка или состояния на поверхности
кристалла [2.17].
Рассматривая фотоэмиссию, ее обычно представляют как трехэтапный процесс в объеме эмиттера, включающий:
поглощение фотонов, приводящее к возбуждению фотоэлектронов;
движение возбужденных электронов к поверхности эмиттера;
преодоление фотоэлектронами энергетического барьера на поверхности.
Сравним эти процессы в металлах и полупроводниках.
На первом этапе оценим оптические свойства этих материалов.
Энергетический коэффициент отражения излучения при нормальном падении на границу раздела с воздухом, определим формулой
,
(2.46)
в которой
- монохроматический показатель
преломления;
- главный показатель поглощения.
Из (2.46) для серебра
(Аg)
на длине волны в вакууме
мкм при
и
[2.10], получим
;
для германия
(Ge)
на длине волны
мкм:
,
[2.11], будем иметь
.
Натуральный монохроматический показатель поглощения определим по формуле
, (2.47)
в которой
-
скорость света (в см/с),
- энергия падающих фотонов (в эВ), и
получим:
для Ag на мкм
см-1,
для Ge на мкм-
см-1.
Записав коэффициент
поглощения при однократном проходе
нормально падающего на образец излучения
в виде
,
получим для оптических толщин слоев
серебра и германия значения
,
равные приблизительно 0,02 и 0,56
соответственно.
Как видно,
полупроводник в области собственного
поглощения как поглотитель
оптического излучения
по эффективности превосходит металл в
десятки раз (главным образом из-за
сильного отражения излучения от металла).
Фотоэлектрическая эффективность
металлов низка также по cледующей
причине: одна
часть возбужденных фотоэлектронов с
начальной энергией, превышающей (EF+
(при условии
,
получает при возбуждении полную энергию,
достаточную для эмиссии так называемых
«горячих» фотоэлектронов (т.е.
фотовозбужденных на уровень выше
вакуумного, а другая
часть электронов с меньшей начальной
энергией, находящейся в интервале от
(EF−
)
до (EF+
,
поглощая энергию фотона
,
необходимой энергии, равной энергии в
вакууме, не получает и в эмиссии не
участвует. Таким образом, даже при
выполнении условия
,
в металлах из-за особенности их
энергетической структуры только часть
возбужденных электронов получает полную
энергию, превышающую уровень вакуума.
На втором
этапе
возбужденные горячие фотоэлектроны
двигаются с глубины поглощения света
в материале, равной
,
к поверхности фотокатода, рассеивая
избыточную энергию возбуждения: в
приведенном ранее примере для серебра
и германия глубина
составляет
~120 и ~1900 Å соответственно.
В металлах
движущиеся
фотоэлектроны интенсивно рассеивают
энергию в основном на электрон-фононных
и электрон-электронных столкновениях
и характеризуются малой глубиной выхода
(20…50 Å) по сравнению с указанной глубиной
поглощения света
.
Поэтому для металлов характерен
чрезвычайно низкий квантовый выход
фотоэмиссии порядка
.
Существенно иное
положение при определенных условиях
наблюдается в
полупроводниках. Изучение
эмиссионных процессов (как фото-, так и
дру гих видов эмиссии) из полупроводников
позволило уже давно сформировать
представление
об эффективном
материале
(или эмиттере), который, как правило,
представляет собой p-полупроводник
с высокой плотностью поверхностных
донорных
состояний и низким электронным сродством
(желательно даже
< Eg),
который к тому же характеризуется слабым
рассеянием энергии двигающихся к
поверхности возбужденных фотоэлектронов.
В эффективных
полупроводниках
рассеяние фотоэлектронов (или вторичных
электронов) в основном обусловлено
электрон-фононными столкновениями, на
каждом из которых горячие электроны в
среднем теряют энергию не более энергии
фонона (~0,05 эВ). Такое положение объясняется
тем, что для возбуждения в зону проводимости
электронов, находящихся в p-
полупроводнике в валентной зоне или на
ионизованных акцепторах, необходим
запас кинетической энергии не меньше
Eg,
а, как показывает анализ, кинетическая
энергия горячих электронов, возбужденных
на уровни выше вакуумного и теряющих
энергию в процессе термализации, не
превосходит энергии электронного
сродства
:
т.е. Eкин≤
.
Понятно, что в случае выполнения
неравенства
<
Eg,
такие соударения оказываются маловероятными
и потерь энергии возбужденных электронов
вызывать не должны. Отметим еще и то,
что даже в сильнолегированных
полупроводниках концентрация свободных
носителей на несколько порядков меньше,
чем в металлах (
см-3
вместо
см-3)
и потому, в отличие от металлов, в
полупроводниках потерями энергии из-за
электрон-электронных столкновений
можно пренебречь.
Третий этап
фотоэмиссии – выход фотоэлектронов в
вакуум с затратой работы выхода
.
Значения фотоэлектронной работы выхода
широко используемых в эмиссионной
электронике чистых металлов (
- термоэлектронная работа выхода) и
собственных полупроводников (
Eg+),
представлены в табл. 2.4 и 2.5 соответственно
[2.12, 2.13]:
Таблица 2.4
Металл |
Cs |
Ta |
Al |
Au |
Ag |
Mo |
Cu |
W |
Pt |
|
~1,81 |
4,12 |
4,25 |
4,3 |
4,3 |
4,3 |
4,4 |
4,54 |
5,3 |
Таблица 2.5
Полупроводник |
Ge |
Si |
GaAs |
InP |
InAs |
InSb |
Cs2O [2.14] |
|
4,13 |
4,05 |
4,07 |
4,4 |
4,45 |
4,59 |
~0,45 |
Eg, эВ |
0,67 |
1,12 |
1,43 |
1,36 |
0,36 |
0,18 |
~2,0 |
|
4,8 |
5,17 |
5,5 |
5,76 |
4,81 |
4,76 |
~2,45 |
Сравнивая работы
выхода металлов и полупроводников,
можно сделать следующие выводы: во-первых,
фотоэлектронная работа выхода
полупроводников
из-за их большого электронного сродства
даже превосходит
металлов, во- вторых, большая
работа выхода полупроводников обусловлена
в основном электронным сродством
,
которое превышает Eg
в несколько раз, и именно поэтому
может
быть заметно уменьшена при его снижении
и, наконец, в третьих, ни один из указанных
материалов (кроме Сs)
не обеспечивает фоточувствительности
в видимой области спектра.
Однако многолетняя практика использования фотоэмиссионных приборов показывает обратное: фотоприемники с полупроводниковыми фотокатодами, успешно применяются в УФ, видимой и даже близкой ИК областях спектра. Противоречие объясняется просто: для фотокатодов используются так называемые сенсибилизированные (по-русски очувствленные) как металлы так и полупроводники.
Металлы, в которые свет проникает на очень малую глубину (см. ранее)) сенсибилизируются по поверхности: на поверхность тонкой металлической пленки (или пластинки) наносится моноатомный слой электроположительного металла с меньшей по отношению к подложке работой выхода. При этом атомы сенсибилизатора (их иногда называют адатомами) поляризуются так, что у поверхности металла-подложки создается электрическое поле с вектором напряженности, направленным внутрь металла и вызывающим снижение его работы выхода.
В полупроводниковых фотокатодах, характеризующихся по сравнению с металлами большей глубиной проникновения света, для повышения эмиссионной эффективности используют как специальное легирование их объема, так и сенсибилизацию их поверхности. Рассмотрим влияние объемного легирования. На рис. 2. ХХ, а и б представлены примеры энергетических диаграмм для неэффективного и эффективного полупроводников.
В первом
случае в n-
полупроводнике c
высокой плотностью акцепторных
состояний
на поверхности в результате перехода
электронов из вышележащих объемных
состояний в вакантные поверхностные
состояния поверхность заряжается
отрицательно
по отношению к тонкому слою полупровдника
вблизи поверхности и в нем возникает
электрическое поле, вектор напряженности
которого
направлен из объема к поверхности. Рис.
2. ХХ, а,
показывает,
что в области действия
все энергетические уровни (кроме EF)
изгибаются
вверх на
Eпов,
вследствие этого электронное сродство
возрастает по отношению к дну зоны
проводимости в объеме до
,
и в равной мере увеличивается
неэффективного
для эмиссии полупроводника.
Во втором
случае, обратившись к рис. 2. ХХ, б
и рассуждая аналогично предыдущему,
получим, что в сильнолегированном
p-полупроводнике
с высокой плотностью поверхностных
донорных
состояний переходы электронов с них в
вакантные нижележащие состояния в
объеме приведут к заряду поверхности
положительно
по отношению к объему и в пограничном
слое возникнет поле с вектором
напряженности
,
направленным внутрь полупроводника;
вследствие изгиба всех энергетических
уровней (кроме EF)
вниз, энергия электронного сродства по
отношению к дну зоны проводимости в
объеме уменьшится до
и в той же мере снизится фотоэлектронная
работа выхола
эффективного
полупроводника.
Наиболее значительным достижением в формировании высокоэффективной фото- и вторичноэмиссионной структуры является так называемый катод с нулевым (или отрицательным) электронным сродством (ОЭС).
Рассмотрим
формирование такой структуры в виде
резкого гетероперехода: сильнолегированный
(Na≈1018
cм-3)
p+-GaAs
– n-Cs2O;
энергетические параметры GaAs
и Cs2O
приведены в табл. 2.5. На рис. 2. хх показаны
энергетические диаграммы полупроводников
до начала образования гетероперехода
(рис. 2.хх, а),
и по достижении переходом равновесного
состояния (рис. 2.хх, б);
диаграммы построены в предположении
независимости энергетических параметров
полупроводников от напряженности поля
и приблизительном соблюдении масштаба
по оси энергии. Оценим основные параметры
перехода, определив сначала высоту
потенциального барьера
на границе раздела.
Если термоэлектронные
работы выхода электронов
и
из контактирующих материалов неодинаковы,
например
,
то с момента возникновения контакта
полупроводников начнется преимущественный
диффузионный переход электронов из
Cs2O
в GaAs,
а дырок - в обратном направлении.
Поскольку в
состоянии равновесия результирующий
поток носителей через границу перехода
должен
отсутствовать
и во всей системе должен установиться
единый уровень
Ферми EF
= const,
то, естественно, что для прекращения
этих переходов и потребуется в равновесии
барьер высотой
(см. рис. 2.хх). Именно поэтому, как показано
на рис. 2. хх, б,
в равновесии все энергетические уровни,
включая
уровень вакуума,
(кроме EF)
справа от границы перехода должны
понизиться на
.
Так как бесконечо
большой напряженности поля быть не
может, то область контакта в равновесии
должна иметь по оси x
толщину
,
которой и будет соответствовать средняя
напряженность контактного поля
,
изображенная стрелкой на рис. 2. хх, б.
Заметим здесь, что толщина ОПЗ
обязательно должна располагаться по
обе стороны от границы перехода, причем
ее части
и
будут делиться между p-
и n-областями
в соответствии с выражением
,
где
- концентрации ионизованных донорных
и акцепторных примесей соответственно.
Поэтому справа от границы перехода
уровень вакуума изображен кривой 1,
пересекающей границу перехода в точке
А, а вне ОПЗ - лежащей ниже начального
уровня вакуума на
.
Соблюдая условие
неизменности ширин запрещенных зон и
энергий электронного сродства материалов,
отложим от точки А вниз энергии
,
и Eg1,
Eg2,
и изобразим на равновесной
диаграмме
(в отсутствие облучения и внешего
напряжения) положения дна зон проводимости
и потолка валентных зон материалов как
в пределах ОПЗ, так и вне ее. С помощью
диаграммы проанализируем процессы
распространения
излучения и движения носителей
в структуре.
Прежде всего
обратим внимание на то, что возбуждающее
эмиттер излучение с энергией фотонов
в интервале Eg1
≤
≤
Eg2
поступает через широкозонное
окно (Cs2O)
с малыми
поглощательными потерями
и испытывает сильное поглощение только
после границы перехода в узкозонной
части ОПЗ толщиной
(рис. 2. хх, б).
При выполнении условия
≈
(см. (2.61)) фотоносители будут генерироваться
только в области сильного поля, затем
быстро (за время, меньшее среднего
времени их жизни в GaAs)
будут удаляться из области поглощения
и потому должны характеризоваться
малыми
рекомбинационными
потерями. Из того, что дно зоны проводимости
Ec1
в объеме
p-GaAs
даже в состоянии равновесия (т.е. без
приложения обратного напряжения)
расположено выше уровня вакуума (кривая
1), следует важный
вывод, что
практически все фотоэлектроны,
возбужденные в зону проводимости,
включая и электроны, которые термализованы
с ее высоких уровней вплоть до ее дна,
могут принимать участие в эмиссии.
Заметим, что на их пути в вакуум имется
препятствие
в виде треугольных потенциальной ямы
и барьера, расположенных в непосредственной
близости от границы перехода. Эти
образования являются типичными
недостатками
гетеропереходных структур, которые
обусловлены различием ширины запрещенных
зон и энергий электронного сродства
материалов. Такие детали энергетической
структуры неизбежно вызывают трудности
в реализации особенно высокочувствительных
(из-за потерь носителей) и сверхбыстродействующих
(вследствие
временной задержки носителей) структур
и, как правило, преодолеваются уменьшением
их высоты (глубины) и ширины вплоть до
туннельной прозрачности, например,
посредством сильньго легирования
материалов.
Таким образом, рассмотренная гетеропереходная структура, характеризуется эффективным отрицательным электронным сродством (ОЭС)
Ec1p)
<0, (2.47')
в котором условно
обозначены
- уровень вакуума в n-
области
структуры, Ec1p
– дно зоны проводимости на p-стороне
структуры.
В заключение заметим, что структуры с ОЭС в фотоэмиссионных приборах полезны как для реализации высокой чувствительности, так и для упрвления спектральными границами области фоточувствительности (например, при реализации фотоэмиссионных приборов для ИК области (см. табл. 2.5); структуры с ОЭС в применении для вторичноэмиссионных приборов в основном полезны для увеличения вторичноэмиссионного тока.
Вторичная электронная эмиссия (ВЭЭ) – это процесс выбивания вторичных электронов из твердого тела под действием кинетической энергии первичных электронов.
Вторичная электронная эмиссия при рассмотрении (подобно фотоэлектронной эмиссии) может быть разделена на следующие последовательные процессы:
движение первичных электронов с рассеянием начальной энергии в пределах глубины их проникновения в материал эмиттера;
возбуждение вторичных электронов;
движение возбужденных электронов с рассеянием избыточной энергии к поверхности эмиттера;
преодоление возбужденными электронами энергетического барьера на поверхности.
Закономерности ВЭЭ определяются совокупностью всех четырех процессов:
энергия первичных электронов по мере углубления уменьшается и при этом вероятнсть возбуждения, т.е. передача заметной энергии равновесным электронам эмиттера растет с увеличением расстояния от поверхности, достигая максимума на глубине проникновения;
первичные электроны, потерявшие энергию при возбуждении, остаются в верхней части энергетического распределения электронов тела;
возбужденные электроны, двигаясь к поверхности, также рассеивают их избыточную энергию и могут преодолеть барьер на поверхности с высокой вероятностью, если имеют энергию не меньшую работы выхода материала эмиттера.
Применение ВЭЭ в электронике базируется на знании двух ее важных характеристиках: количественной – определяющей число вторичных электронов, которое можно получить из вторичного эмиттера (ВЭ) под действием известного числа первичных при определенных условиях, и качественной – характеризующей энергетическое распределение эмитированных вторичных электронов при известных условиях возбуждения ВЭЭ.
Количественно
процесс ВЭЭ характеризуется суммарным
коэффициентом вторичной эмиссии
,
который определяется отношением общего
числа эмиттированных вторичных электронов
к числу бомбардирующих первичных
электронов (или отношением создаваемых
ими токов)
,
(2.48)
где
- полный ток вторичных электронов в
режиме насыщения в цепи эмиттер -
коллектор. Коэффициент
должен определяться при известных
энергии первичных электронов, их угла
падения на поверхность мишени, состоянии
поверхности эмиттера и ее температуры.
Типичная зависимость
от энергии первичных электронов
имеет вид кривой с максимумом, который
для разных материалов может приходиться
на область энергий 500…900 эВ. Экстремальный
характер кривой
(рис
2.ХХ) обусловлен
влиянием двух противоборствующих
факторов: в области малых энергий
первичных электронов (до максимума)
рост вероятности выхода вторичных
электронов из-за передачи им большей
энергии возбуждения на большей глубине
преобладает над ее спадом из-за увеличения
глубины возбуждения все большей доли
вторичных электронов; после максимума
положение противоположное: в области
больших энергий спад вероятности выхода
электронов из-за увеличения глубины
залегания актов возбуждения превосходит
увеличение вероятности выхода вследствие
увеличения передаваемой энергии
возбуждения. Максимальный
у чистых
металлов
может превышать 1, несколько увеличиваясь
с увеличением плотности материала и
отклонения первичного пучка от нормали
к поверхности; для таких эффективных
полупроводниковых
пленочных фото- и вторичных эмиттеров
как
,
при энергии первичных электронов 100 эВ
достигается
≈
4…5; а эмиттеры из окисленных
двойных и тройных металлических сплавов
вида Al-Mg,
Cu-Al-Mg,
Cu-Al-Be
при энергии 100 эВ характеризуются
несколько меньшим
≈
2,5, который однако реализуется в
материалах, отличающихся большей
устойчивостью к энергетическим нагрузкам
и возможному отравлению агрессивными
компонентами среды в баллоне прибора.
Суммарный поток
вторичных электронов, который в общем
случае содержит электроны с энергиями
от
до
,
характеризуется сложным энергетическим
распределением, включающем три группы
электронов, отличающиеся начальными
энергиями:
медленные истинно вторичные электроны, максимальная энергия которых не превышает ~ (0,25…0,3) ;
быстрые неупруго отраженные первичные электроны, энергии которых находятся в интервале от ~0,3 до ~ ;
упруго отраженные первичные электроны с энергией ~ .
При
вторично-эмиссионный ток практически
должен состоять только
из упруго отраженных первичных электронов.
Поэтому энергию
≈
иногда называют энергетическим
порогом вторичной эмиссии.
По мере увеличения
доля истинно вторичных и неупруго
отраженных электронов в общем потоке
возрастает, а доля упруго
отраженных первичных электронов
уменьшается. Как правило, при энергии
первичных электронов, значительно
превышающей работу выхода эмиттера,
поток истинно вторичных электронов
составляет ~90 % общего числа, поток
неупруго отраженных ~7 % и упруго отраженных
~3 %. Эти сведения особенно важны в задачах,
требующих разделения потока на компоненты
или выделения основной доли вторичного
потока.
Учитывая, что поток истинно вторичных электронов заметно превосходит две другие составляющие общего потока, в настоящем пособии принято, что коэффициент истинно вторичных электронов σв≈σ - суммарному коэффициенту вторичной эмиссии. При более подробном рассмотрении ВЭЭ могут использоваться слагаемые суммарного коэффициента вторичной эмиссии, которые позволяют оценивать изменения каждой из трех вышеуказанных компонент общего потока.