WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Журнал технической физики, 2002, том 72, вып. 5 01;05;07;11 Эффекты ограничения заряда эмиссии фотокатодов при неоднородном освещении 1 © Б.И. Резников, А.В. Субашиев2 1 Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе РАН, 194021 Санкт-Петербург, Россия e-mail: Boris.Reznikov@pop.ioffe.rssi.ru 2 Санкт-Петербургский государственный технический университет, 195251 Санкт-Петербург, Россия e-mail: arsen@spes.stu.neva.ru (Поступило в Редакцию 27 июня 2001 г.) Теоретически исследована фотоэмиссия из полупроводника с отрицательным электронным сродством для неравномерного распределения интенсивности света на освещаемой поверхности при стационарном и импульсном возбуждении. Показано, что максимальное значение тока эмиссии экспоненциально возрастает с увеличением отношения отрицательного электронного сродства к характерной энергии туннелирования 0 E0, и найдена интенсивность возбуждения Iopt, соответствующая максимальному току. Неравномерность возбуждения приводит к ослаблению зависимости тока эмиссии от интенсивности вблизи его максимального значения. Время восстановления квантовой эффективности, измеряемое при двухимпульсном возбуждении, слабо зависит от интенсивности и неравномерности распределения интенсивности в пятне и близко ко времени релаксации малых фотонапряжений.

Введение экспериментальным данным таких параметров фотоэмиттеров, как проницаемость поверхностного барьера и величина ОЭС.

Интенсивные электронные пучки, получаемые с помоВ настоящей работе рассмотрена задача об эмиссии щью GaAs фотокатодов с отрицательным электронным при неравномерном распределении интенсивности пасродством (ОЭС), используются как в электронных дающего света в условиях интенсивного возбуждения.

ускорителях высоких энергий [1], так и в полупроводниИзучена зависимость тока эмиссии от интенсивности ковой электронной литографии [2]. При сильном оптилокального возбуждения как в стационарном так и в имческом возбуждении проявляются эффекты поверхностпульсном режиме и выявлены условия получения макного ограничения заряда эмиссии, связанные с накопсимального тока при возбуждении гауссовым пучком, лением электронов в приповерхностной потенциальной типичным для одномодовых лазеров [13].

яме области объемного заряда (ООЗ) и возникновением фотонапряжения, уменьшающего ОЭС и препятствующего эмиссии [3–5]. Основные закономерности эффекта 1. Модель фотоэмиссии насыщения заряда были проанализированы ранее путем численного моделирования [4,6–8] и аналитически [8] 1. Рассмотрим фотоэмиссию из рабочего слоя толщипри различных предположениях о восстанавливающем ной d полупроводникового материала с поверхностным токе дырок к поверхности, но для однородного распре- слоем ООЗ толщины w, активированным до отрицаделения интенсивности возбуждающего света в пучке.

тельного электронного сродства. Будем считать, что интенсивность светового излучения в полупроводнике I При размере светового пятна, меньшем и близком распределена неравномерно по поверхности и изменяетк площади активированной части фотокатода, становится с расстоянием от центра светового пятна I = I().

ся существенным поперечное распределение интенсивЛокальная плотность потока эмиссии фотоэлектронов ности света в пятне. В известных нам экспериментах qemi и полный поток эмиссии qtot равны по эмиссии заряда из фотокатодов оно варьировалось от „неправильной“ и несимметричной функции относиmax тельно оси пучка [9] до П-образного распределения с qemi = qwBn, qtot = 2 qemi()d, (1) 30%-ным изменением интенсивности по сечению [10].

Неравномерное распределение интенсивности света по пятну имеет место и при использовании локального где qw — плотность потока электронов к поверхности возбуждения для предотвращения деактивации катода на границе рабочей области и приповерхностного слоя обратным потоком ионов [11], и при диагностике рас- ООЗ, Bn — вероятность выхода в вакуум из приповерхпределения квантового выхода по поверхности [12]. ностной ямы ООЗ.

Учет неоднородности интенсивности важен также при В условиях эксперимента масштаб неоднородности использовании эффекта насыщения для определения по радиального распределения интенсивности возбужде96 Б.И. Резников, А.В. Субашиев ния существенно больше толщины рабочей области opt [5]. Для GaAs ( 0 = 39 meV, opt 0.1ps) вплоть (d 1 µm) и поток в направлении внешней нормали z до фотонапряжения V 0.2V (близкого к ОЭС и к поверхности рабочего слоя преобладает qnz qn. соответствующего прекращению фотоэмиссии) размер Поэтому координата входит в одномерное уравнение l 0.1 µm, и для пучков с радиусом, превышающим переноса как параметр через распределение I(). Поток 1–2 микрона, растекание электронов по ООЗ несущеэлектронов qw к границе ООЗ и квазинейтральной ственно.

области z = w(w d) может быть найден из решения 4. Изменение плотности поверхностного заряда Ns уравнения диффузии в рабочей области с граничными определяется разностью локальных потоков к поверхноусловиями, описывающими поверхностную рекомбина- сти электронов и дырок цию со скоростью s1 на гетерогранице при z = d, dNs и быстрый захват электронов в ООЗ при z = w со = qps - qns. (5) dt скоростью v. В результате Поток рекомбинирующих электронов равен потоку dn qw = Dn (w) =I(), = (d - w). (2) из рабочей области за вычетом эмиссионного потоdz ка электронов, преодолевших поверхностный барьер, qns = qw(1-Bn) I. Ввиду быстрого захвата электронов Параметр зависит от величин, = (d - w)/Ldif на притягивающие поверхностные центры концентрация и S1 = s1(d - w)/Dn, где Ldif и Dn — длина диффузии и коэффициент диффузии электронов в рабочем слое. неравновесных носителей в ООЗ мала.

Восстанавливающий равновесие поток дырок опреВ предельном случае малой объемной рекомбинации деляется их захватом на нейтральные поверхностные 0 и при <центры. Плотность потока рекомбинирующих дырок =(1 - /2 + S1/2)(1 + S1 + s1/v)-1. (3) равна qps = pw v p Nns, где pw — концентрация p дырок на границе ООЗ и квазинейтральной области, При произвольных и выражение для диффузионноNns — поверхностная плотность нейтральных центров, го потока к поверхности приведено в [8]. Отметим, что p — сечение захвата, v — скорость дырок. Скобp поток qw через величину и скорость захвата v в ООЗ ками обозначено усреднение по распределению дырок зависит от ширины ООЗ и возникающего фотонапряжеи распределению уровней поверхностных состояний.

ния V (V = Vb - Vb0, eVb0 — глубина ямы области Плотность нейтральных центров Nns зависит от струкобъемного заряда в темноте, eV — ее изменение при туры поверхностного слоя. Экспериментальные данные освещении), однако, при малом отношении s1/v эта об активации поверхности GaAs свидетельствуют об зависимость малосущественна.

отсутствии закрепления уровня Ферми на активиро2. При малой прозрачности поверхностного барьера ваных поверхностях, т. е. о наличии широкой полосы на границе с вакуумом и квазиупругом характере речастично заполненных поверхностных состояний. При лаксации электронов по энергии в потенциальной яме этом темновая плотность центров захвата дырок близка ООЗ величина Bn пропорциональна величине ОЭС, т. е.

к концентрации поверхностных состояний и слабо меняширине интервала энергий между краем зоны провоется при освещении [6,7].

димости и уровнем вакуума = Ec - Evl и линейно Сечение захвата дырок на поверхностные состояния уменьшается с ростом фотонапряжения V. При этом [5] пропорционально вероятности туннелирования через отталкивающий потенциал ООЗ и потому экспоненциальy V Bn = Bn0 1 -, r =, y =. (4) но мало. Температурные и концентрационные зависимо r eVb0 Vbсти нелинейных эффектов в фотоэмиссии свидетельствуЗдесь Bn0 и — вероятность эмиссии и величина ОЭС 0 ют о преобладающем вкладе в потоке дырок к поверхв отсутствии освещения.

ности термополевого вклада (т. е. термоактивированного 3. Возникающее при освещении локальное уменьшетуннелирования). В этом случае рекомбинационный поние изгиба зон в ООЗ V () определяется кинетикой ток можно записать в виде захвата на поверхностные центры фотоэлектронов из рабочей области и дырок, туннелирующих через энер- qps = qs0[exp(0y) - 1], qs0 = 1/4vT pw0Nns e-, (6) гетический барьер области объемного заряда, а также 0 = eVb0/E0, E0 = E00cth(E00/kT), растеканием неравновесных носителей в плоскости ямы 1/ООЗ. Характерный размер области растекания заряда l, e2Na связанный с радиальным дрейфом электронов по поверх- E00 =. (7) 2 ms p ности в ООЗ, можно оценить как l vs, где vs — скорость радиального дрейфа электронов в поперечном Здесь vT — тепловая скорость дырок, 0 — эффективное поле, созданном фотонапряжением vs (eD/kT)V /l, сечение захвата туннелирующих дырок. Второе слага (eVb0/ 0)opt — время релаксации энергии емое в квадратных скобках в (6) учитывает процессы электрона до уровня порога подвижности в яме ООЗ, обратного выброса дырок в объем в приближении высоopt — время испускания оптического фонона с энергией кой плотности поверхностных состояний.

Журнал технической физики, 2002, том 72, вып. Эффекты ограничения заряда эмиссии фотокатодов при неоднородном освещении Основное отличие выражения для потока рекомби- методом двухимпульсного возбуждения дает с использонирующих дырок qps от туннельного потока дырок ванием формул (8) и (10) оценку величины qs0.

в поверхностный слой (определяющего восстанавли- 2. Согласно (4), при фотонапряжении y = r провающий ток в модели, соответствующей диоду Шот- зрачность барьера Bn = 0 и происходит прекращение тки [5,6,7]) дается множителем 0Nns. Величина 0 эмиссии. Соответствующую критическую интенсивность зависит от механизма захвата. При тепловой скорости Icr можно определить из условия достижения стационардырок 107 cm/s, поверхностной концентрации центров ного состояния qns = qps при y = r Nns = 1012-1013 cm-2 и типичных значениях сечения qsзахвата на нейтральный центр 0 = 10-15 cm2 [14], Icr e r. (11) величина Nns 0 1. В этом случае рекомбинационный поток qps существенно меньше туннельного потока дыИз (11) следует, что критическая интенсивность рок к поверхности. Ниже величина qs0 рассматривается экспоненциально возрастает с увеличением значения как параметр модели.

0r = /E0. Интенсивность Iopt, при которой стационарная плотность тока эмиссии максимальна, находится (с учетом (9) при ) из условия экстремума 2. Кинетика фотонапряжения.

выражения Результаты для равномерного освещения 1 qw qemi = Bn0qw 1 - ln 1 +. (12) 0r qs1. В приближении обедненного слоя Ns = Ns0 1 - y, и уравнение (5) может быть записано относительно Максимум эмиссионного потока достигается, когда фотонапряжения y qw/qs0 = e r-1 - 1. При qw qs0 интенсивность Iopt, фотонапряжение и величина максимальной плотности s dy = qw/qs0(1 - Bn) +1 - e y, тока эмиссии qopt равны 2 1 - y dt qs-Iopt = e r-1, y = yopt = r - 0, s = Ns0/qs0 (8) и проинтегрировано в квадратурах. При малой вероятBnности выхода Bn 1 зависимость y(t) имеет вид qopt = qs0e r-1. (13) 0r 1 a Используя (13) и выражение для квантового y = ln 0 1 +[a exp(-0y0) - 1] exp[-20a (1 - y)1/2] выхода эмиссии Y при малых интенсивностях Y0 =(qemi/I)I0 = Bn0, имеем t qw =, a = + 1. (9) s qs0 Iopt Y= e-1, qopt = Iopt. (14) Icr 0r Здесь y(t = 0) =y0 = 0 для включения и y = y0 = 0, a = 1 для случая выключения освещения. При малых Из (13) следует, что максимум эмиссионного тока интенсивностях qw/qs0 1 стационарное значение qopt пропорционален восстанавливающему току дырок, фотонапряжения Vst возрастает пропорционально инвероятности Bn0 и возрастает с увеличением отношения тенсивности yst = 1/0(qw/qs0). При больших интен /E0 по закону, близкому к экспоненциальному.

сивностях qw/qs0 1 фотонапряжение растет лога3. Приведенные формулы связывают основные харакрифмически. Отметим, что диапазон малых и больших теристики фотокатода (, eVb0, Bn0, qs0, E0) и экспериинтенсивностей разграничивается условием qw qs0, ментально измеряемые величины, в частности, Y0, Iopt, которому соответствует интенсивность Ib qs0/.

Yopt = qopt/Iopt, Vst(Iopt), Из (9) следует, что время релаксации фотонапряжения равно Y0 YBn0 =, =, E0 Yopt strel = kt(I), s0 = s /0, 1 < kt(I) 3.

(1 + qw/qs0) eVst(Iopt) (10) qs0 = Iopte-( r-1), E0 =. (15) 0r - При малых интенсивностях qw qs0, kt 1 время релаксации не зависит от интенсивности освещения и рав- Оценим характеристики GaAs фотокатодов, исслено trel = s0. При больших интенсивностях qw qs0, дованных экспериментально в работах [9,10] (в этом kt 3 время установления фотонапряжения убывает случае d = 2 µm, Na = 6 · 1018 cm-3, = 104 cm-1).

обратно пропорционально интенсивности trel q-1. При Используя экспериментальные значения квантовых w выключении освещения электроны быстро покидают эффективностей, токов эмиссии и фотонапряжения рабочую область за время ext = max(d2/Dn, d/v), и при соответствующих им интенсивностях возбуждения измерение времени релаксации фотонапряжения в ООЗ Y0 = 0.219, jopt = 1A/cm2, (qopt = 6.25 · 1018 cm-2s-1), 7 Журнал технической физики, 2002, том 72, вып. 98 Б.И. Резников, А.В. Субашиев Iopt = 30 W/cm2 (Iopt = 1.3 · 1020 cm-2s-1), Yopt = 0.049, При всех интенсивностях, Im < Iopt, когда эффективная Vst = 152 mV, получим: Bn0 = 0.384, 0r = 4.47, прозрачность области объемного заряда относительно E0 = 44 meV, = 0.2eV. Величина E0 близка к зна- слабо зависит от интенсивности и не слишком мала чению E0 = 47 meV, следующему из (7). Предэкспонен- ( = Ec - Evl ), величина qemi спадает при циальный множитель qs0 равен qs0 = 2.3 · 1018 cm-2s-1. удалении от центра пятна вместе с интенсивностью Оба параметра близки к значениям, определенным из (кривые 1,2). При приближении к критической инаналогичных экспериментов для тонких слоев GaAs [5], тенсивности, когда эффективная прозрачность барьера что свидетельствует об адекватности модели. около оси пучка близка к нулю, распределение qemi() немонотонно и имеет максимум, смещенный от центра пятна. В интервале Iopt < Im < Icr при приближении 3. Неравномерное распределение к критической интенсивности разности qmax - qemi(0) и emi интенсивности освещения qmax - qemi(1) увеличиваются, а положение максимума emi удаляется от центра пятна. Само значение максимума не 1. Рассмотрим распределение фотонапряжения, кванзависит от интенсивности и определяется максимальной товой эффективности и потока эмиссии при неоднородпрозрачностью барьера и параметрами, определяющими ном освещении фотокатода I() =Im (), предполагая, восстановительный ток дырок. Точность оценки максичто размер светового пятна max d. В установившемся мального значения тока qopt по формуле (13) зависит от режиме распределение фотонапряжения y() = V /Vb0 величины Bn0 и составляет несколько процентов.

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.