ВУЗ: Не указан
Категория: Не указан
Дисциплина: Не указана
Добавлен: 14.10.2024
Просмотров: 84
Скачиваний: 0
Эксперименты по герметизации полости проводились по методу, предусматривающему затягивание входного отверстия в полости путем косого напыления молибде на подобно тому, как это описано выше для затягивания этого отверстия слоем окиси алюминия. Герметизация полости проводилась в вакууме при давлении 10-8 мм рт. ст., а в качестве источника напыления ис пользовались порошки окиси алюминия и молибдена, спеченные в одну таблетку.
По мнению авторов [37—39], микроминиатюрные эле менты с автоэлектронной эмиссией могут составить но вый класс активных элементов, которые, будучи изго товлены полностью из тугоплавких материалов с ис пользованием технологии изготовления тонких пленок, обладают уникальным сочетанием необходимых свойств: малым размером, большей механической прочностью, низкой чувствительностью к изменениям температуры и различным излучениям, высокой степенью стабильности и надежности. Специальные схемы применения могут при этом обеспечить низкую потребляемую мощность и высокие операционные скорости [37].
Проведенными работами также показана возмож ность создания на базе разработанной технологии цело го ряда других пленочных активных микроэлементов: генератора света с пленочным люминофором, приемника „тучистой энергии и новых пленочных многослойных эле ментов памяти.
Отметим, однако, что технологический комплекс про изводства описанных вакуумных микроэлементов и ИС на их основе достаточно сложен для освоения в массо вом производстве. Есть основания считать, что вакуум ные микроэлементы на основе катодов из пленок SnCK или металлических диспергированных пленок будут ппоше в изготовлении. Главной задачей в этом случае бучет являться получение приемлемых эксплуатационных параметров микроэлементов с учетом особенностей эмис сии пленок, описанных в § 1.2 и 1.3.
1.7.Заключение
Кнастоящему времени созданы некоторые типы ненакаливаемых катодов на основе тонких пленок. Это прежде всего относится к катодам на основе дисперги рованных металлических пленок и пленок двуокиси оло
45
ва. Разработаны также пленочные ненакаливаемые като ды на основе автоэлектронной эмиссии из металлов, однако здесь предстоит преодолеть еще ряд конструктив ных и технологических трудностей.
Уже сейчас можно ставить вопрос о создании не которых классов электронных приборов, например на основе катодов из пленок БпОг. Это такие электронные приборы, для функционирования которых несущественна величина шума, а также разброс эмиттированных элек тронов по энергиям. Сюда можно отнести некоторые ти пы масс-спектрометрических приборов (например, оме гатронов), электронно-лучевых приборов, приборов для цифровой регистрации результатов измерений. Указан ные приборы будут иметь целый ряд преимуществ по сравнению с такими же приборами на термокатодах — практически мгновенную готовность к действию, отсутст вие нежелательных газоотделений с катода, отсутствие паразитной засветки от термокатода и т. Д. В системах вакуумной микроэлектроники они прежде всего найдут применение в цифровых схемах.
Что касается линейных схем, то здесь необходимо улучшение рабочих параметров пленочных катодов. Нельзя считать, что к настоящему времени исчерпаны все потенциальные возможности тонких пленок с точки
зрения создания новых типов |
ненакаливаемых катодов. |
Г л а в а |
2 |
Ненакаливаемые катоды на основе эмиссии горячих электронов из полупроводников
2.1. Введение
Большой интерес при создании ненакаливаемых като дов представляют явления разогрева электронного газа в полупроводниках сильным внутренним электрическим полем, поскольку при этом растет число электронов с энергиями, достаточными для преодоления потенциаль ного барьера полупроводник — вакуум.
В настоящей главе изложены в доступной форме тео ретические основы и результаты экспериментальных ис следований катодов этого типа.
46
2.2. Физическое представление о горячих электронах в полупроводниках; некоторые примеры функций распределения и формул для плотности эмиссионного тока горячих электронов
Что такое горячие электроны? Одно из направлений исследова ния физики твердого тела и пленок, бурно развивающееся в послед ние годы, связано с изучением их поведения в сильных электри ческих полях, приводящих к разогреву носителей тока. Уже с са мого начала развития этого направления с ним были связаны перспективы создания эффективных ненакаливаемых катодов.
Величина тока эмиссии, т. е. количества электронов, вылетаю щих из эмиттера в единицу времени, определяется распределением электронов по энергиям внутри эмиттера и условиями их выхода в вакуум, т. е. прозрачностью барьера. Чем больше имеется быстрых электронов внутри эмиттера и чем ниже и тоньше потенциальный барьер на границе эмиттер — вакуум, тем больше ток эмиссии.
Рассмотрим сначала, какими факторами определяется распре деление электронов по энергиям внутри эмиттера. В твердом теле распределение электронов по энергиям при отсутствии микроскопи
ческих потоков |
(в частности, электрического |
тока) зависит |
только |
от температуры |
и определяется функцией |
распределения |
Ферми |
или Максвелла соответственно для вырожденного и невырожденно го электронного газа.
Ситуация может измениться, если в твердом теле протекает электрический ток. При протекании тока (речь будет идти об элек тронном типе проводимости) электронный газ, кроме рассеяния, обусловленного взаимодействием электронов с колебаниями решетки, примесями и друг с другом, подвергается также действию электри ческого поля. Между двумя актами рассеяния электрическое поле изменяет кинетическую энергию движущегося электрона, увеличивая или уменьшая ее в зависимости от угла между направлениями скорости электрона и электрического поля. Очевидно, что при нали чии тока вдоль поля движется больше электронов, чем в противо положном направлении и, следовательно, количество электронов, увеличивающих свою энергию за время между двумя соударениями, больше, чем число электронов, теряющих^ее, т. е. при наличии тока электронный газ в среднем поглощает некоторую энергию.
Благодаря рассеянию электронов на колебаниях решетки (фононах) получаемая электронами от поля мощность отводится в конечном счете к решетке и затем рассеивается в окружающую среду. Если величина электрического поля такова, что на длине свободного пробега электрон в среднем набирает энергию больше энергии излучаемого им в конце свободного пробега фонона, то энергия электронного газа начнет возрастать. С возрастанием энер
гии электрона обычно возрастают и его |
энергетические |
потери как |
||
за счет усиления |
взаимодействия электрона с |
более |
энергичными |
|
фононами, так и |
благодаря включению |
новых |
механизмов потерь |
|
(например, ударной ионизации). В результате может установиться динамическое равновесие между электронным газом и фононами, при котором вся получаемая электронами от поля мощность пере дается решетке, но при котором электронный газ уже не находится в термодинамическом (температурном) равновесии с решеткой. Средняя энергия электронов может при этом намного превосходить равновесную тепловую энергию, равную для одного электрона г1гкТ.
- 4 7
Электронный газ, который нс находится в термодинамическом равновесии с решеткой, обычно называют газом горячих электронов. Строго говоря, горячим следовало бы называть электронный газ только в том случае, когда его температура равна некоторой эффек тивной температуре (выше температуры решетки), т. е. когда функ ция распределения электронов по энергиям соответствует распре делению Максвелла (или распределению Ферми при вырождении)
стемпературой, отличной от температуры решетки.
Вусловиях разогрева вид функции распределения зависит от величины приложенного поля, концентрации электронов, действую щих механизмов рассеяния -и формы энергетической зоны. В част
ности, функция распределения может весьма существенно отли чаться от функции распределения Максвелла. Тем не менее термин «горячие электроны» применяется в том случае, когда нет термоди намического равновесия между электронной и фононной подсисте мами, независимо от вида функции распределения.
Разогрев электронов током легко наблюдать в таких полупро водниках, как германий, кремний, антимонид индия и др. Наруше ние термодинамического равновесия между электронной и фонон ной системами приводит к появлению качественно новых эффектов, не имеющих места в слабых электрических полях. Поэтому иссле дование горячих электронов в настоящее время ведется широким
фронтом. |
почему горячие |
электроны |
наблюдаются |
Рассмотрим вопрос, |
|||
в одних материалах и |
не наблюдаются |
в других. |
Чтобы понять |
суть дела, не вдаваясь в детали, важные для количественной оцен ки, рассмотрим простейший случай. Допустим, что электронный газ при наличии тока имеет определенную температуру. Последняя должна определяться из уравнения баланса мощностей, которое означает, что в стационарном режиме получаемая электронами от поля мощность (джоулева мощность) равна мощности, передавае мой электронами решетке. Мощность, получаемая электронами от поля, приходящаяся на единицу объема, равна WE=j E, где j — плотность тока; Е — напряженность электрического поля. Мощность, отдаваемая решетке, зависит от конкретных механизмов потерь энергии электронами. Однако при сравнительно слабом разогреве, без конкретизации механизмов потерь, мощность, отдаваемую элек
тронами решетки, можно представить в виде |
WL ='х.Ьпхафк(Те—Г), |
|||
где 6 — доля |
передаваемой |
энергии |
при одном соударении; п — |
|
концентрация |
электронов; |
v3(j,— эффективная |
частота соударений; |
|
Те и Т — температура электронов и |
решетки |
соответственно; к — |
||
численный множитель порядка единицы. |
|
|||
Приравнивая We и We, получаем |
|
|
||
|
■хЙувфА (7’, - Г ) = И 7 * / я . |
(2.1) |
||
Из (2.1) видно, что при данной вводимой мощности, приходя щейся на один электрон, разогрев больше в тех материалах, у ко торых меньше частота соударений. Последняя пропорциональна константе связи электронов с фононами. Уменьшение константы связи приводит к увеличению подвижности. Поэтому неудивительно, что для полупроводников, в которых легко наблюдать разогрев электронного газа (Ge, Si, InSb, Те), обычно характерны высокие значения подвижностей носителей тока. Из (2.1), кроме того, видно, что с ростом концентрации электронов п для разогрева на один градус всего электронного газа нужно увеличить (пропорцио-
48
нально п) полную вводимую в материал мощность WЕ. По этой причине в материалах с высокой концентрацией электронов, а также с большой константой связи нагреть электронный газ становится трудно или вообще невозможно, ибо увеличение вводимой мощ ности может вызвать «расплавление» решетки раньше, чем будет
достигнута необходимая |
для разогрева |
электронов |
мощность. |
Из сказанного ясно, |
почему горячих |
электронов |
не наблюдают |
в металлах. Исключение составляют тонкие ДМП, которые по своим кинетическим свойствам ближе к полупроводникам, чем к металлам
(см. гл. 1).
В заключение отметим, что для устранения эффекта разогрева решетки в опытах с горячими электронами обычно используют импульсные поля с таким расчетом, чтобы за промежуток времени между двумя импульсами выделенная в решетке джоулева мощ ность успела рассеяться в окружающую среду.
Методы теоретического исследования горячих электронов. Появление в твердых телах в сильных электрических полях горя чих электронов существенно отражается как на закономерностях протекающих в них кинетических явлений (т. е. явлений, связанных с перемещением в твердом теле зарядов под действием приложен ных полей или градиента температур), так и на явлении электрон ной эмиссии из них.
Кинетические и эмиссионные свойства твердых тел, обуслов ленные горячими электронами, в принципе можно считать извест ными, если известна функция распределения электронов по импуль сам и координатам, поскольку в этом случае вычисление всех интересующих потоков сводится к взятию определенных интегралов от известной функции.
Как отмечалось выше, в равновесном состоянии функция рас пределения электронов имеет единый для всех материалов вид (максвелловское распределение или функция распределения Ферми) независимо от различия для разных материалов в механизмах
рассеяния электронов. Свойства данного материала |
заложены |
лишь |
||
в конкретном законе дисперсии |
£ = &(р), т. е. |
в |
зависимости |
|
энергии электрона <§ от его импульса р. |
в |
общем |
виде |
|
Для неравновесного состояния |
нельзя написать |
|||
функцию распределения. Ее нужно определять в каждом конкрет ном случае из решения соответствующего уравнения, называемого кинетическим уравнением Больцмана. Кинетическое уравнение мож но записать в виде
|
|
|
(df/dt)^+_rd}/dr + pdj/dp =^(df/dt)eг . |
|
(2. 2) |
|||
Левая |
часть |
уравнения |
(2.2) |
представляет |
полную |
производную |
||
по времени |
t |
от функции распределения и |
описывает |
изменение |
||||
/'(г, р, |
t) в данной точке фазового пространства {г, р), |
обусловленное |
||||||
движением |
электронов |
вдоль |
классической |
траектории. |
Величины |
|||
г и р должны быть взяты из уравнений движения, согласно ко торым
г = |
v ~ |
д£/др\ р = е { Е + ( \ / с ) [ Ш \ } , |
(2.3) |
где г — координата |
электрона; v — его скорость; с — скорость |
света; |
|
Е и Н — напряженности |
электрического и магнитного полей |
соот |
|
ветственно; е — заряд электрона.
Правая часть уравнения (2.2) описывает изменение функции распределения, обусловленное столкновениями (с фононами, приме-
4—473 49