Файл: Ненакаливаемые катоды..pdf

ность характеристики /= /( Ц Сл) связана с наличием проводящих «мостиков», причем токопрохождение через них не связано с эмиссией в вакуум. Центры желтого свечения связаны именно с токопрохождением через мо­ стики, их тепловым разогревом и сгоранием. При этом происходит изменение конфигурации зазора, выравнива-

Рис. 1.17. Характерные ви­ ды зависимости сквозного тока и тока эмиссии от на­ пряжения на слое для раз­ личных образцов катодов.

32

ется электрическая нагрузка по его длине, стабилизи­ руется эмиссия. Стабилизация эмиссии связана с про­ странственной однородностью электролюминесценции.

Некоторые ■экспериментные результаты позволяют высказать предположения о физическом механизме эмиссии из пленок Sn02. На основании очень слабой зависимости эмиссионного тока от полярности приложен­ ного к пленке напряжения должно быть отвергнуто предположение об автоэлектронной эмиссии из краев зазора, поскольку одинаковая конфигурация краев за-

dl/di/ц, отн.ед.

сл

зора и одинаковые величины электрических полей у обо­ их краев зазора крайне маловероятны. Независимость эмиссионного тока от длительности импульсов приложен­

установленной с помощью электронно-микроскопических исследований. На этом основании, а также на основании

эмиссионного токов в работе [26] высказывается пред­ положение об автоэлектронной эмиссии из островков. Сквозной и эмиссионный токи имеют одинаковую при­ роду. На основании однородности электролюминесцен­ ции предполагается примерно однородное пространст­ венное распределение эмиссии по островкам.

С другой стороны, если считать установленным нали­ чие островковой структуры на эмиттирующем участке, не исключено дополнительное влияние механизма эмис­ сии, принятое для металлических диспергированных пле­ нок, описанное в работе [21] (см. также § 1.2).

Энергетический спектр эмиттируемых электронов оце­ нивался по кривым задержки, снятым при наличии маг­ нитного поля, перпендикулярного к пленке [26]. Кривые распределения по нормальным составляющим, получен­ ные путем дифференцирования кривых задержки, пред­ ставлены на рис. 1.18. При приложении к слою БпОг постоянного напряжения наблюдаются два максимума. Естественно предположить, что общий эмиссионный ток зависит от вторично эмиссионной составляющей. .Как уже отмечалось выше, двуокись олова имеет высокий коэффициент вторичной эмиссии. Второй максимум обу­ словлен вторичным током с бомбардируемого края зазо­

50 В наблюдается излом кривой. Можно полагать, что ток при малых напряжениях (до излома) объясняется отбором части тока, проходящего через слой. После из­ лома, ввиду возрастания коэффициента вторичной эмис­ сии, в основном на эмиссию влияют вторичные элек­ троны.

Отметим, что энергетический спектр эмиттированных электронов, представленный на рис. 1.18, не отражает истинного распределения электронов по энергиям. Есть основания считать, что он окажется значительно уже, чем величина падения напряжения на эмиттирующем зазоре.

Активировка эмиттеров окисью бария при толщинах, близких к мономолекулярным, приводит к снижению ра­ боты выхода эмиттера и резкому возрастанию сквозного тока и тока эмиссии. Напыление нескольких десятков мономолекулярных слоев ВаО приводит к уменьшению сквозного тока и относительно еще более сильному па-

34

гую сторону кремния напылялся слой алюминия, образующий с кремнием омический контакт. Такой же слой алюминия напылялся на пленку изолятора SiO. Слои алюминия служили внешними элек­ тродами системы. Полученное многослойное образование расклады­ валось на отдельные сегменты с помощью скрайберной резки. Сег­ менты помещались в прибор, и после откачки на торец сегмента наносилась пленка окиси бария. При приложении к внешним элек­

г>%

алюминия; 3 — слой изолятора Si02; 4 — слой ВаО.

ным данным плотность тока эмиссии и эффективность у достигали соответственно 1 А/см2 и 50%. Катоды были испытаны на долго­ вечность в течение 6 000 ч. Результаты испытаний положительны.

По мнению авторов, механизм эмиссии такого катода объясня­ ется наличием в ВаО горячих электронов вследствие приложенного к системе электрического поля. Важен, по-видимому, также меха­ низм инжекции электронов из кремния в слой ВаО. По результатам исследований, наивысшие значения, которые удалось получить для

большие токоотборы за счет увеличения электрического поля при­ водили к электрическим пробоям в слое ВаО. Самые большие из реализованных значений у достигали 70% при среднем электриче­ ском поле 10е В/см и токоотборе эмиссии в десятки миллиампер на квадратный сантиметр.

Зависимость тока эмиссии от напряжения, приложенного к элек­

36

= 5 0 ... 30 В, характеристика l3 = f{U) склонна к насыщению. Исследовалась зависимость у от количества напыленного на торец ВаО. Эта зависимость имеет вид, указанный на рис. 1.21. Опреде­ ление количества напыленной окиси бария показало, что оптималь­ ной является величина, равная десяткам монослоев. По толщине слоя ВаО оптимальная величина эффективности не совпадает с максимально реализуемой величиной тока эмиссии, которая до­ стигается при больших толщинах слоя ВаО.

Таблица 1.1

В е л и ч и н а о тн о ш е н и я x / ^ t Д л я р а з л и ч н ы х п о л у п р о в о д н и к о в ы х м а т е р и а л о в

* Пороговая энергия ионизации определена по ширине запрещенной зоны при условии, что (уо ~ 3/2 ширины запрещенной зоны.

Ток эмиссии таких систем относительно стабилен при длитель­ ных испытаниях (больше десятков часов) при токоогборах, не превышающих 10 мА/см2. Однако и при таких токоотборах его колебания относительно среднего уровня весьма велики и часто составляют десятки процентов и более. К числу недостатков катода этого типа относится также «непланарность» его конструкции, плохо совместимая с пассивными элементами схем в системах вакуумной микроэлектроники. Несмотря на это, идея применения в качестве активного вещества для ненакаливаемого катода ВаО, несомненно, представляет интерес. Известно, что при выборе полу­ проводника в качестве материала для эмиттера горячих электронов

чина равна или больше единицы, эмиссия горячих электронов будет ничтожно мала, энергия разогретых полем электронов будет затра­

водников, использованных в исследованиях эмиссии горячих элек­ тронов. Для ВаО, активированной Ва, это отношение выглядит весьма благоприятно.

1.5. Электронная эмиссия из пленок сернистого кадмия

В работе [32] удалось наблюдать электронную эмиссию из моно­

заключалась в кратковременном приложении к кристаллу напряже­ ния величиной 1 ... 2 кВ, при размерах кристалла в несколько

37

миллиметров). В дальнейшем [33] было показано, что процесс фор­ мовки приводит к образованию в кристалле узкой, шириной в не­ сколько микрон, области с пониженной проводимостью. Из этой области при приложении к кристаллу соответствующего напряжении и наблюдалась электронная эмиссия.

Моделирование такого активного участка в пленочном исполне­ нии описано в работе [34]. Объектами исследования были пленки сернистого кадмия, полученные в высоковакуумном приборе

которые были заранее напылены платиновые или алюминиевые электроды. Минимальное расстояние, которое удавалось получить между электродами, определялось диаметром кварцевой нити, которая служила маской, и равнялось 2,5 мкм, т. е. не превышало ширины эмиттирующей области в монокристаллических образцах (рис. 1.22). Исходным материалом для напыления пленок служили фоточувствительные кристаллы CdS. Полученные пленки также были фоточувствительными. Электронная эмиссия из таких узких зазоров в пленках сернистого кадмия наблюдалась сразу же после приложения достаточного для появления эмиссии напряжения. На рис. 1.23 приведены вольт-амперные характеристики токов про­ водимости и эмиссии таких пленок. Как видно из рис. 1.23, про­ водимость пленок не зависит от поля до определенных его значе­ ний. Дальнейший рост проводимости объясняется, по-видимому, термической генерацией электронов, обусловленной джоулевым теплом. Действительно, измерения, выполненные при приложении к пленке импульсного напряжения, что практически устранило на­ грев образца, показали, что проводимость сохраняется постоянной в значительно большем интервале значений поля (рис. 1.24). Элек­

суются с ранее полученными для кристаллов. Отметим также, что эффекта выпрямления, как и процесса формовки, в этих пленках не наблюдалось.

В кристаллах CdS при комнатной температуре основным видом взаимодействия электронов с решеткой при не очень сильных полях является взаимодействие с продольными оптическими колебаниями.

38

Можно поэтому воспользоваться для дальнейших оценок формулой распределения электронов по энергиям, полученной Стреттоном [35]. Соответствующие вычисления дали возможность получить зависимость энергии электрона и проводимости от напряженности электрического поля в пленке. Так, в области полей 6 • 104 ... 105 В/см средняя энергия электронов резко увеличивается и достигает значе­

приложении к пленке напряжения как в одном, так и в другомнаправлении. Малая эффективность эмиссии, по-видимому, обус­ ловлена как большими потерями энергии электронами внутри са­ мого полупроводника, так и неблагоприятными условиями на гра­ нице выхода электронов в вакуум. Сравнение эмиссионных парамет­ ров пленок CdS с параметрами пленок ВаО представлено в табл. 1.1.

1.6. Вакуумные активные элементы, основанные на использовании тонких пленок

Несмотря на большие достижения полупроводнико­ вой электроники, в ряде стран продолжаются исследо­ вания по созданию вакуумных активных элементов и на их основе вакуумных интегральных схем. В качестве основных предпосылок для проведения таких исследова­ ний выступает в первую очередь недостаточная для ря­ да применений термо- и радиационная стойкость полу­ проводниковых приборов. Обзор результатов этих иссле­ дований начнем с систем с пленочными активными микроэлементами на термокатодах.

В 1969 г. появилось сообщение [36] о разработке в Стенфордском исследовательском институте (США) нового типа интегральных схем — вакуумных интеграль­ ных схем (ВИС). Активными элементами в них являют­

39