Помощничек
Главная | Обратная связь


Археология
Архитектура
Астрономия
Аудит
Биология
Ботаника
Бухгалтерский учёт
Войное дело
Генетика
География
Геология
Дизайн
Искусство
История
Кино
Кулинария
Культура
Литература
Математика
Медицина
Металлургия
Мифология
Музыка
Психология
Религия
Спорт
Строительство
Техника
Транспорт
Туризм
Усадьба
Физика
Фотография
Химия
Экология
Электричество
Электроника
Энергетика

Эмиссия электронов из неоднородных систем

Эффект Малтера

 

Поведение автоэмиссионного тока с полупроводниковых катодов на III участке вольтамперной характеристики объясняется наличием сильного падения потенциала в приповерхностном слое и эффектами, связанными с этим: разогрев электронного газа, ударная ионизация, зон-зонное туннелирование. Наличие таких явлений было обнаружено при исследовании электрических свойств полупроводников и диэлектриков. Естественно возникает предположение - нельзя ли искусственно создать падение потенциала, приводящее к такому повышению скорости движения электронов, которое бы позволило хотя бы части из них преодолеть потенциальный барьер и выйти в вакуум даже при отсутствии сильного электрического поля у поверхности.

Поля необходимой величины могут быть созданы в случае систем, обладающих резко неоднородными свойствами. Одной из таких является система металл-диэлектрик-металл (МДМ). На металлическую подложку наносится тонкий, по возможности однородный по свойствам и толщине слой диэлектрика (рис.3.5.1). На поверхности последнего формируют очень тонкую (порядка нескольких десятков ангстрем) пленку металла, основное назначение которой - служить обкладкой конденсатора. При малой толщине диэлектрика достаточно уже нескольких вольт, чтобы создать в диэлектрике напряженность поля порядка 105...106 В/см.

Энергетическая схема для такого случая имеет вид, приведенный на рис.3.5.2. Из нее следует, что при достаточной величине F становится возможной инжекция электронов в слой диэлектрика. Прежде всего, это может произойти за счет термической эмиссии электронов (I) из металлической подложки в диэлектрик. Высота барьера на межфазной границе металл-диэлектрик равна энергетическому расстоянию от дна зоны проводимости диэлектрика до уровня Ферми металла, что, обычно, значительно меньше, чем работа выхода металла. Кроме того, при наличии электрического поля в диэлектрике сказывается влияние на барьер и эффекта Шоттки. Все это может обеспечить достаточный поток электронов даже при низкой температуре. Другая возможность появления электронов в зоне проводимости диэлектрика - автоэмиссия электронов из металла (II).

В зоне проводимости диэлектрика свободные носители при наличии поля, набирают кинетическую энергию при движении к поверхности, происходит разогрев электронного газа, лавинообразное увеличение их количества вследствие ударной ионизации. На границе с металлической пленкой потенциальный барьер отсутствует. Если верхний слой металла тонок, меньше длины свободного пробега электронов, то электроны не успевают прийти в термическое равновесие с решеткой. Значительное их число имеет энергию, достаточную для преодоления барьера на границе с вакуумом.

Эксперименты показали, что процесс появления эмиссионного тока весьма сложен. При низких температурах величины сквозного и эмиссионного токов определяются напряженностью электрического поля в пленке, они сравнительно слабо зависят от температуры. Их зависимости от напряжения могут быть описаны уравнением Фаулера-Нордгейма для автоэмиссии. Однако, корректные расчеты показали, что средние значения , где d - толщина слоя диэлектрика, не достаточны для теоретического объяснения величины наблюдаемых токов. Для успеха теории необходимо, чтобы F была на порядок выше. Это можно было бы легко объяснить шероховатостью подложки. Выступы и микроострия, наличия которых невозможно избежать, способны значительно повысить локальную напряженность поля. Однако, это не позволяет объяснить наблюдаемые плотности эмиссионных токов, которые достигают нескольких десятых А/см2.

Есть еще одна причина увеличения F по сравнению с ее усредненным значением. Диэлектрические пленки обычно несовершенны. В них имеется большое количество дефектов (вакансии, нарушения стехиометрии, междоузельные атомы, примеси и т.п.), которые могут являться поставщиками электронов вследствие ударной или туннельной ионизации. При этом образуется объемный положительный заряд. Он в большей степени концентрируется около инжектирующего электроны электрода, поскольку наибольшей вероятностью ионизации обладают частицы, имеющие умеренную скорость. Электроны с высокой энергией имеют меньшее эффективное сечение. С увеличением скорости электрона уменьшается время взаимодействия с дефектом, что снижает вероятность его ионизации. Объемный заряд усиливает напряженность поля около отрицательно заряженного электрода (рис.3.5.3). Казалось бы все проблемы, по крайней мере принципиально, решены. Но появляется новая трудность. Величина пробивного напряжения у диэлектриков обычно порядка 106 В/см, т.е. такая же, которая необходима для объяснения экспериментально наблюдаемых токов. Однако, известен экспериментальный факт, что при малых размерах удельная механическая прочность материалов возрастает. Например, для разрыва тонких проволок нужно значительно большее усилие на единицу площади, чем для разрыва прутка большого диаметра. Видимо, это связано с отсутствием в первом случае крупномасштабных дефектов, которые характерны для массивных твердых тел. То же самое может относиться и к электрической прочности.

Таким образом, можно полагать, что при низких температурах в МДМ-системах основной причиной появления электронов в диэлектрическом слое является автоэмиссия из металлической подложки.

В высокотемпературной области, напротив, наблюдается сильная температурная зависимость, в то время как величина поля сказывается слабо. Это указывает на важность термоэмиссионного механизма, который становится превалирующим при повышенных температурах. Некоторое увеличение тока с ростом F можно объяснить влиянием эффекта Шоттки на высоту барьера на границе подложка – слой диэлектрика. Наличие сил зеркального изображения приводит к понижению барьера между основанием и диэлектрической пленкой.

Как и ожидалось, сильное влияние на величину эмиссионного тока оказывает толщина верхнего электрода. Наблюдается сильная, экспоненциальная, зависимость: , где d – толщина пленки, a - величина, зависящая от свойств металлической пленки.

Картина эмиссии электронов из МДМ-системы, представленная выше, достаточно проста, чего не скажешь о практическом осуществлении, требующем высокой культуры изготовления пленок. Особенно ответственным является требование однородности диэлектрических пленок. Они должны иметь одинаковую толщину, полностью исключается наличие пор.

К настоящему времени изучено большое число разнообразных систем. К материалу базового электрода не предъявляется особых требований. Достаточно, чтобы на поверхности имелась хорошо упорядоченная структура, и подложка имела высокую электропроводность.

Диэлектрические пленки нередко формируются окислением поверхностного слоя базового электрода. В этих случаях используют алюминий, бериллий, тантал, ниобий. Экспериментально наиболее подробно исследовались системы, в которых использовались пленки Al2O3, SiO2, SiO, MgO, BeO, BN и др., имеющие широкую запрещенную зону и способные выдерживать без пробоя высокие электрические поля. В качестве тонкого наружного электрода применялисьпленки Au, Pt, Al, Be, Ag и др. На рис.3.5.4 приведены результаты, полученные для системы Al/Al2O3/Au [13]. Уже при небольших напряжениях, порядка нескольких вольт, удается получать токи достаточной для практического использования величины.

Важной величиной для МДМ-катодов является эффективность g0, которую можно определить как отношение эмиссионного тока (iэм)к потребляемому току, протекающему через диэлектрический слой (iд/э). g0 может меняться в широких пределах: от 10-2 до 10-7. Она во многом зависит от качества пленки, ее толщины, работы выхода верхнего металлического слоя. В частности, в случае системы Be-BeO-Au была получена величина g0=10-3 (jэм=0.2 A/ см2 при jд/э=200 А/см2).

В частности, в случае системы, состоящей из слоя кремния толщиной 5 мкм на алюминиевой подложке, на котором был получен тонкий слой (400 нм) оксида, покрытый Pt, была получена величина g0=0,28 (jэм=1.4 мA/ см2 при jд/э=3,6 мА/см2). [F3.1].

Экономичность катодов характеризуют отношением плотности эмиссионного тока j в мА к необходимой для этого мощности W в Вт.

(3.5.1)

В последнее время активно исследуются и уже находят практическое применение еще более простые системы, состоящие из тонкого диэлектрического слоя, нанесенного на металлическую подложку, в качестве которой используется острие (рис.3.5.5) . Внешнее электрическое поле проникает в слой диэлектрика, и электроны, туннелирующие из металла сквозь барьер на межфазовой границе, ускоряются этим полем. В случае небольшого барьера на границе с вакуумом они способны выйти из системы. При соответствующем выборе диэлектрика (малое сродство, расположение уровня Ферми около дна зоны проводимости и т.п.[15]) интенсивная эмиссия может быть получена уже при относительно малых напряжениях. В качестве примера на рис.3.5.6 приведены вольтамперные характеристики, полученные для системы алмаз/кремний при разных толщинах диэлектрического слоя [14]. В случае тонких слоев значительный эмиссионный ток имеет место уже при напряжениях порядка нескольких сот вольт.

 

 

Рис.3.5.5. На острие располагается капля диэлектрического вещества. В результате проникновения поля у вершины создается электрическое поле напряженностью, достаточной для автоэмиссии из металла в диэлектрик. Вследствие малого сродства к электрону у диэлектрика и сильного электрического поля у поверхности электроны способны выйти в вакуум. Рис.3.5.6. Вольтамперные характеристики, полученные в случае системы алмаз/кремниевое острие при различных толщинах алмазного слоя [14].  

 

Еще одной системой, в которой для получения эмиссии электронов используется электрическое поле высокой напряженности, является диспергированная пленка. На диэлектрическую подложку наносится тонкая металлическая пленка, имеющая островковое строение (рис.3.5.7). При приложении разности потенциалов наряду с током, протекающим вдоль пленки, возникает и эмиссия электронов. На рис.3.5.8 приведено изображение диспергированной пленки золота, полученное в электронном микроскопе, а также зависимости тока, протекающего вдоль пленки I, и эмиссионного тока Iэ от напряжения вдоль пленки [16]. Наличие зазоров между островками приводит к неомическому характеру проводимости пленки. Механизм проводимости сложен, но очевидно, что основную роль играют эмиссионные процессы, вследствие которых происходит переход электронов от одного островка к другому. В качестве главных рассматривается термоэлектронная эмиссия, усиленная понижением барьера вследствие малости промежутков между островками, автоэлектронная эмиссия, а также переход через подложку. Высокая величина напряженности возникает вследствие того, что все падение напряжения сосредоточено на промежутках между металлическими островками. При переходе от островка к островку электроны приобретают большую кинетическую энергию, однако их импульс направлен вдоль пленки. Но, в дальнейшем, при движении по островку имеет место рассеяние, в результате которого при небольших изменениях энергии электронов может происходить сильное изменение направления движения.Те из них, которые движутся к наружной стороне островка, способны преодолеть барьер на границе с вакуумом. Применение таких эмиттеров ограничивается отсутствием технологии, позволяющей создавать воспроизводимые по форме, размеру и расположению пленочные системы.

Условия, необходимые для разогрева электронного газа, могут быть созданы и на pn-переходе. На рис.3.5.9 приведена энергетическая схема для этого случая. Если на переход подать напряжение в запирающем направлении, то энергия дна зоны проводимости в р-области может быть больше энергии уровня вакуума (рис.3.5.9.б). Поэтому электроны, движущиеся от p- к n-типу и не потерявшие больших порций энергии при прохождении через верхний слой, имеют возможность выйти в вакуум.

Крайне важной является толщина верхнего слоя и ширина области pn-перехода. Они должны быть как можно тоньше, чтобы обеспечить достаточную эффективность.

На рис.3.5.10 приведена зависимость эмиссионного тока от напряжения на рп-переходе, сформированном на основе кремния [17]. Уже нескольких вольт достаточно для получения токов порядка десятков и сотен микроампер. Насколько большое значение имеют процессы рассеяния в поверхностном слое, можно судить по приведенным на рис.3.5.11 зависимостям эмиссионного тока от температуры для рп-

  Рис.3.5.9. При приложении напряжения к р-п переходу в запорном направлении становится возможной эмиссия электронов. Рис.3.5.10. Зависимость эмисси-онного тока от напряжения на рп- переходе Si [17].

перехода, сформированного в поверхностном слое SiC различными методами [18]. Увеличение температуры приводит к значительному снижению эмиссионного тока вследствие увеличения электрон-фононного рассеяния. Рассеяние электронов на акустических фононах приводит к экспоненциальной зависимости от температуры: (3.5.2)

 

 

где a - коэффициент, зависящий от свойств полупроводника. При увеличении напряжения возрастает ток через диод I, и еще сильнее увеличивается ток эмиссии IЭ. Как видно из рисунка, пятикратное увеличение I вызывает увеличение эмиссионного тока на 2-3 порядка.

Эмиссия электронов возможна и в случае, когда рп-переход расположен перпендикулярно поверхности (рис.3.5.12). Как и в случае диспергированных пленок, барьер на поверхности преодолеют те высокоэнергетичные электроны, которые после рассеяния получают импульс, направленный по нормали к поверхности.

Препятствием для широкого практического применения рп-переходов в качестве эмиттеров являются жесткие требования к сохранению свойств на поверхности. Наличие поверхностных состояний и адсорбция частиц способны кардинально изменить электронную структуру. Это, в свою очередь, незамедлительно отражается на эффективности эмиттера. Кроме того, большое значение имеет качество рп-перехода. Он должен быть достаточно резким. В противном случае термолизация электронов произойдет раньше, чем они приобретут необходимую кинетическую энергию.

В 1936 Малтером было обнаружено явление, которое получило название эффекта Малтера и которое по механизму близко к рассмотренным выше процессам. Он исследовал вторично-электронную эмиссию из окисленного алюминия и обнаружил явно аномальное поведение эмиссионного тока. Позднее аналогичные результаты были получены и для других диэлектрических слоев, таких как кварц, слюда, В2О3, KCl, MgO и др. Дальнейшие исследования показали, что для получения эмиссии электронов с системы металл-диэлектрик совершенно не обязательно облучение первичными электронами. Роль этих электронов заключается лишь в создании и поддержании положительного заряда на поверхности диэлектрической пленки, возникающего вследствие ионизации. Это может быть достигнуто и другими способами: например, освещая светом или облучая поверхность положительными ионами, или даже накладывая на поверхность диэлектрического слоя металлическую сетку и подавая на нее положительный потенциал.

Отличие этого вида эмиссии заключается, прежде всего, ваномально большой величине вторичного тока, который в ряде случаев в 1000 раз превосходит первичный. Это на порядки больше, чем наблюдается в обычном случае. Другая особенность заключается в том, что величина эмиссии оказалась крайне чувствительной к толщине окисного слоя. Эмиссия электронов достигает максимального значения при толщинах в интервале 0.2...10 мкм. Пожалуй, наиболее яркой особенностью является инерционность. Ток электронов растет со временем и достигает своего стационарного значения только через 0,1...150с (рис.3.5.13) после начала бомбардировки первичными частицами [19]. Причем, величина стационарного тока существенно зависит от напряжения на аноде. После выключения первичного пучка эмиссия также не исчезает мгновенно. Более того, время затухания может достигать часов и суток. На рис.3.5.14 приведено изменение тока после выключения первичного пучка электронов [20]. Даже спустя два часа наблюдается эмиссия электронов, причем величина тока составляет несколько десятых мкА.

Экспериментально было показано, что основными являются процессы, происхо-дящие в диэлектрической пленке. Свойства металла не имеют большого значения. Все это позволило придти к выводу, что главным является наличие в пленке сильного электрического поля, способ же его создания не играет роли.

Существует несколько вариантов объяснения этого явления, из которых наиболее предпочтителен предложенный Джекобсоном. Им было использовано то обстоятельство, что эмиссия электронов резко неоднородна по поверхности. Это позволило предположить, что важную роль играют пустоты и поры, которые обычно имеются в диэлектрической пленке (рис.3.5.15а). В сплошной пленке диэлектрика, имеющего широкую запрещенную зону, длина свободного пробега электронов не настолько велика, чтобы были эффективны процессы возбуждения электронов из валентной зоны. Иное дело, если имеются пустоты. При движении в них электроны не испытывают рассеяния и могут набрать энергию, которой хватит на образование даже пачки вторичных электронов. В свою очередь ионизация приводит к возникновению положительных зарядов, нейтрализация которых быстрыми электронами затруднена. Это и приводит к возникновению сильного электрического поля, обеспечивающего автоэлектронную эмиссию из металлической подложки. После окончания стимулирующего воздействия рекомбинация электронов с положительно заряженными центрами происходит медленно, что связано с малой вероятностью этого процесса при высокой скорости электронов. Это обеспечивает значительные эмиссионные токи в течение длительного

 

а б
Рис.3.5.15. Варианты объяснения эффекта Малтера. Без сквозных пор (а) [Р3] и со сквозными порами (b) [15].

 

времени после окончания стимулирующего воздействия. Но, пожалуй, более предпочтителен вариант, предполагающий наличие сквозных пор (рис.3.5.15.б), поскольку в этом случае возможен проход электронов минуя движение по диэлектрическим кристалликам.

Взрывная эмиссия

В статическом режиме с острия можно получить достаточно большие токи. При использовании катодов, изготовленных из тугоплавких металлов, например таких, как вольфрам, молибден, ниобий, можно получать стационарные токи величиной до нескольких десятков мкА, что соответствует плотности тока порядка 104 А/см2 (в некоторых случаях при особой форме острий может быть получено до 107 А/см2).

При этом свойства автоэмиссионного катода остаются неизменными. Однако, если перейти некоторое характерное для данного материала значение напряженности электрического поля, начинаются изменения, причем нередко необратимые. Изучение таких процессов представляет большой интерес как с теоретической, так и с практической точки зрения. Последнее связано не только с использованием автокатодов в таких предельных режимах для получения мощных импульсных пучков электронов, но и в связи с проблемой пробоя. Можно полагать, что именно автоэмиссия с микровыступов является спусковым механизмом для его развития в макроскопических системах.

Исследования при высоких плотностях отбираемого тока удобно проводить в импульсном режиме: подается прямоугольный импульс напряжения и регистрируется соответствующая осциллограмма эмиссионного тока i(t). На рис.3.6.1 приведена последовательность осциллограмм тока, полученная по мере увеличения напряжения [7]. Выбросы в начале и конце импульса обусловлены переходными процессами в измерительной цепи.

При низких напряжениях форма i(t) повторяет зависимость напряжения от времени (а). Причем время нарастания тока менее 10-11с и, видимо, ограничивается только техническими возможностями использовавшейся аппаратуры. Это означает, что процесс автоэмиссии является практически безинерционным. При увеличении амплитуды напряжения начиная с некоторой ее величины наблюдается увеличение автоэмиссионного тока, степень которого зависит от амплитуды V и длительности импульса (кривые б-г). Увеличение тока в сравнительно небольших пределах может быть объяснено разогревом острия за счет протекающего тока. Наконец, при очень высоких полях происходит взрыв острия. При этом на осциллограмме тока (рис.3.6.1, кривая д) можно выделить несколько характерных участков, изображенных схематически на рис.3.6.2. На I этапе происходит сравнительно медленное изменение тока. Оно, начиная с некоторого момента - tзад - сменяется резким всплеском тока (II). В конце импульса величина тока на два-три порядка превышает значение тока на I участке. На следующем этапе (III) вновь наблюдается небыстрый рост i, сменяемый новым скачком тока (IV). Время перехода ко второй стадии связано с плотностью протекающего тока. Экспериментально показано, что в большом интервале токов справедливо следующее соотношение:

j2tзад=4×109 А2×с/см4 (3.6.1)

На второй стадии происходит взрыв острия, что приводит к пробою и возникновению дугового разряда. При этом около острия возникает светящийся факел, катодный факел (рис.3.6.3), который в дальнейшем перемещается к аноду.

Механизм возникновения эмиссионного тока и особенности его изменения (наличие времени задержки, появление светового излучения и др.) позволяют выделить этот вид эмиссии в особый, отличный от АЭЭ – взрывная эмиссия электронов.

Каков механизм взрывной эмиссии? Можно думать, что при высоких плотностях автоэмиссионного тока происходит разогрев отдельных участков острия до такой степени, что испаряется материал катода (рис.3.6.4). В результате возникает облако пара, атомы которого ионизуются за счет, во-первых, ионизации в сильном электрическом поле, а также, во-вторых, вследствие рассеяния на них энергичных автоэлектронов. Образуется плазма, состоящая из электронов и положительных ионов. Причем она не является нейтральной. Электроны имеют значительно более высокую скорость, чем ионы, вследствие своей малой массы. Они опережают ионы. Кроме того, имеется сильное внешнее электрическое поле, отсасывающее электроны из плазмы. Тем самым у поверхности создается не скомпенсированный положительный заряд, который, в свою очередь, усиливает автоэмиссионное поле у поверхности катода во всей области, где существует плотная плазма и, следовательно, еще более увеличивает эмиссионный ток. Поскольку область, занимаемая этой плазмой, больше размеров первоначального участка, то это приводит к разогреву соседних участков, плавлению и формированию на них новых микроострий за счет пондеромоторных сил, действующих со стороны внешнего поля и плазмы, и их последующему взрыву (рис.3.6.5). В итоге плазма охватывает значительную часть поверхности. В дальнейшем плазма распространяется на весь промежуток между катодом и анодом.

Экспериментальные результаты показывают, что основная часть электронов, участвующих во взрывной эмиссии, эмитируется с катода, а не возникает в результате ионизации испаренных частиц. Это было показано измерением переносимого с катода на анод вещества. Оценки показали, что на один перенесенный атом приходится 100 и более электронов. Небольшая величина переносимой массы позволяет использовать острия неоднократно. При этом удается получать колоссальные токи, не достижимые другими методами. В импульсе длительностью ~100 нс можно получить ток порядка 100 кА.

На поверхности катода при этом происходят необратимые изменения. В качестве примера на рис.3.6.6 приведены электронно-микроскопические изображения поверхности острия из стали, полученные до и после импульса напряжения амплитудой 400 кВ [22]. Отчетливо видно, что на первоначально более или менее ровной поверхности появляются выступы и впадины больших размеров. Это свидетельствует об оплавлении поверхности и образовании выступов под действием пондеромоторных сил.




©2015 studenchik.ru Все права принадлежат авторам размещенных материалов.