Файл: Ненакаливаемые катоды..pdf

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

3.2. Физическая модель катода

Катод представляет собой базовый электрод, на котором рас­ положена тонкая диэлектрическая пленка. Па эту пленку наносится тонкая пленка металла, свободная поверхность которой обращена в вакуум. В качестве базового электрода можно использовать пленку или массивный металл, а также хорошо проводящий полупроводник. Толщина диэлектрической пленки обычно составляет несколько де­ сятков ангстрем, толщина тонкой пленки металла обычно того же порядка.

При приложении достаточно большого положительного потенциа­ ла к верхнему тонкому металлическому электроду относительно базо­ вого электрода между ними протекает ток электронов, который при малой толщине диэлектрического слоя и относительно низкой темпе­ ратуре обусловлен туннельным прохождением электронов через ди­ электрический слой. Вели электроны не теряют энергию при туннели­ ровании и при движении в зоне проводимости диэлектрика, то их избыточная энергия в верхней пленке металла равна e(J, где U — напряжение смещения. Вели eU больше работы выхода верхней пленки металла <рм, то часть электронов вследствие малой толщины верхней пленки металла сможет пройти ее без потери энергии и вый­ ти в вакуум. Эти электроны обуславливают эмиссионный ток като­ да. Электроны, потерявшие часть энергии при переходе через диэлек­ трик и в верхней пленке металла, не смогут выйти в вакуум. Они определяют сквозной ток катода, который эквивалентен току накала обычного термоэмиссионного катода.

Отношение плотности эмиссионного тока ;'э к плотности сквоз­ ного тока /, как и ранее, назовем эффективностью эмиссии y=jslj, а отношение плотности эмиссионного тока к мощности, необходимой для получения данной плотности эмиссионного тока с 1 см2 поверх­ ности — экономичностью катода:

Я = /э/Р [мА/Вт] или [1/В].

На рис. 3.1 приведена энергетическая диаграмма туннельного катода при температуре О К. При рассмотрении физической модели катода обычно считают, что металл представляет собой газ свобод­ ных электронов, заполняющих зону проводимости до уровня Ферми. Для диэлектрика пользуются моделью плоских зон и его характери­ зуют только величиной диэлектрической постоянной.

Обычно величина работы выхода верхней металлической пленки больше высоты энергетического барьера на контакте этой пленки с диэлектриком. Поэтому для выхода электронов в вакуум недоста­ точно той энергии, которую они приобретают на контактном барьере на границе раздела диэлектрика и верхней металлической пленки. Необходим еще дополнительный разогрев электронов в сильном электрическом поле в зоне проводимости диэлектрика. Только в том случае, когда работу выхода тонкой металлической пленки удается снизить за счет адсорбции Cs, ВаО или других веществ до величины, меньшей высоты энергетического барьера па контакте этой пленки с диэлектриком, можно наблюдать эмиссию электронов в вакуум без дополнительного разогрева электронов в зоне проводимости диэлек­ трика. Энергию, необходимую для преодоления работы выхода в ва­ куум, электроны приобретают в этом случае на контактном барьере.

Влюбом случае для наблюдения эмиссии необходимо приложить

кдиэлектрической пленке разность потенциалов U><рм/е. При срм~

70

«5 эВ и толщине диэлектрической пленки порядка 100 А электриче­ ское поле в диэлектрике при его однородном распределении будет более 5 -10е В/см, если внутреннее поле в диэлектрике при нулевом смещении отсутствовало. Такие значения напряженности поля, близ­ кие к пробойным, могут вызвать нестабильность работы катода. Уменьшить рабочее поле в диэлектрике можно уменьшением высоты потенциального барьера на контакте базового электрода с диэлек­ триком, уменьшением работы выхода и увеличением высоты потенциального барьера на кон­ такте диэлектрика с верхней металлической пленкой. В об­ щем случае внутреннее поле в диэлектрическом слое, при ко­ тором появляется эмиссионный ток, можно представить в виде

Е—фм—<P2+(pi/eSH.

Следует отметить, что по­ мимо туннельного механизма инжекции электронов в зону проводимости диэлектрика мо­ гут наблюдаться также термотуниельнзя и инжекция, связан­ ная с эффектом Шотгки.

При термотуннельной ин­ жекции электроны переходят в диэлектрик вследствие кванто­ во-механического туннелирова­ ния через запрещенную зону диэлектрика, но максимум инжекционного тока наблюдается не с уровня Ферми базового

электрода, а с некоторого уровня энергии, расположенного выше уровня Ферми. Положение этого уровня энергии определяется тем­

занимает энергетические состояния выше уровня Ферми, для кото­ рых прозрачность барьера существенно выше, чем для уровня Фер­ ми. При этом туннельный ток с этих уровней, определяемый величи­ ной потока электронов и прозрачностью барьера, может оказаться больше, «ем с уровня Ферми.

При механизме инжекции, обусловленном эффектом Шоттки, электроны переходят в зону проводимости диэлектрика за счет тер­ моэлектронной эмиссии над потенциальным барьером. Инжекционный ток в диэлектрике увеличивается при увеличении напряжения иа ди­ электрическом слое. Это происходит в результате снижения высоты потенциального барьера за счет эффекта Шоттки.

Следует отметить, что механизм инжекции, связанный с эффек­ том Шоттки, и термотуннельный, а также туннельный и термотун­ нельный механизмы инжекции могут иметь место одновременно, а преобладающая роль какого-либо из них зависит от высоты и фор­ мы потенциального барьера на границе металла с диэлектриком, тол­ щины диэлектрического слоя и температуры решетки.

При туннельной и термотуннельной инжекциях спектр распре­ деления электронов по энергиям непосредственно после туннелирова­

71