WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

находится из уравнения 3. Определим значения интенсивности в центре пятна площадью S, соответствующей максимуму собранного 1 qw[I(), y][1 - Bn(y)] y = ln 1 +, (16) заряда. Этот максимум достигается при интенсивности 0 qsна оси пятна Im, несколько большей значения Iopt и которое при Bn < 1 эффективно решается методом меньшей Icr, поскольку область пятна, где I() Icr, итераций. Полный эмиссионный поток qtot находится соответствует Bn 0 и является нерабочей. Для гаусинтегрированием по площади пятна возбуждения. совского распределения I() (17) с использованием (16) Численные расчеты проводились для GaAs фотоэмит- при Bn 1 и qw = I() получаем тера при значениях параметров, приведенных в раздеqtot = Sqs0Bn0 (H, ), ле 2. Cчиталось, что интенсивность I() спадает при удалении от центра пятна по закону Гаусса, соответ[P - exp(-)] (H, ) = H - [(H ) - (He-)], ствующего распределению амплитуды основной моды 0r различных конфигураций одномодовых лазеров [13] (18) здесь H = Im/qs0, (x) = (x + 1) ln(x + 1) - x, I() =Im exp(-R2), R = /max. (17) а величины P и H определены соотношениями 2. При удалении от центра пятна возбуждения изIm Icr P = 1, H = H, за уменьшения интенсивности освещения фотонапряжеIm > Icr P = Icr/Im, H = Icr/qs0. (19) ние y уменьшается, а квантовая эффективность растет.

Распределение эмиссионного потока в зависимости от При малых H 1 полный поток практически не расстояния от центра пятна qemi() приведено на рис. 1.

зависит от и возрастает пропорционально средней по пятну интенсивности I 1 - e qtot = SIY, I = Im, H 1 + eY = Y0 1 -. (20) 0r При больших интенсивностях H 1 функция (H, ) описывает немонотонную зависимость. При распределениях интенсивности света, близких к равномерным ( 1), максимальная и средняя интенсивности, соответствующие максимуму полного потока эмиссии, и его значение задаются формулами 2 Im = Iopte/2- /12, Iopt = Iopt 1 -, Рис. 1. Распределение потока эмиссии qemi(R) вдоль освещаемой поверхности (Imax/Imin = 100) для различных максимальных интенсивностей Imax, 1020 cm-2 · s-1: 1 — 0.1, 2 — 1, qmax/S = qopt 1 -. (21) tot 3 —1.7, 4 —2, 5 —2.5, 6 —3.

Журнал технической физики, 2002, том 72, вып. Эффекты ограничения заряда эмиссии фотокатодов при неоднородном освещении зависимость q(I) повторяет характерные качественные особенности экспериментальной зависимости j(I) [10]:

ток эмиссии довольно быстро падает при I < Iopt и практически постоянен при I Iopt. Плавная зависимость qtot(I) в окрестности Iopt связана с интегральным характером этой величины. Область вблизи оси пучка, где энергетический интервал, доступный для эмиссии, мал, имеет малую площадь и основной вклад вносит часть поверхности, где интенсивность освещения близка к оптимальной. Ввиду экспоненциально сильного изменения восстанавливающего тока при больших интенсивностях возбуждения точное задание закона прозрачности барьера при малых значениях Bn не является существенным в окрестности Iopt.

Рис. 2. Зависимость полного потока эмиссии qtot/qopt от средней интенсивности освещения I = I/Iopt для различной степени неравномерности распределения интенсивности осве4. Переходные процессы щения по пятну Imax/Imin: 1 — 1, 2 — 2, 3— 5, 4 — 20, и восстановление заряда 5 — 100, 6 — 1000.

1. Для исследования релаксационных процессов и времени восстановления квантовой эффективности испольИз (21) следует, что с ростом неравномерности освезуются измерения зависимости от времени тока эмиссии щения значение Im смещается в сторону больших интен при быстром включении освещения и режим двухсивностей и более чувствительно, чем поток эмиссии, импульсного возбуждения. В этом случае измеряется к неравномерности распределения интенсивности. Макзависимость от времени задержки отношения заряда симальный поток, как и средняя интенсивность, мало эмиссии, создаваемого пробным импульсом к заряду отклоняются от своего наибольшего значения вплоть до эмиссии, созданному импульсом накачки.

Im/I(max) 2. Из (18), (19) следует, что для гауссова Приведем результаты численных расчетов переходных пучка эмиссия прекращается когда I(max) = Icr, что процессов для случая мгновенного включения (выклюдостигается при Im = Isup, где чения) освещения постоянной по времени интенсивности I() в одноимпульсном и двухимпульсном режимах.

Im 1 - eIsup = Icre = Icr, Isup = Isup. (22) Длительность импульсов освещения — ti, время задержI(max) ки для второго импульса — tp. Параметры фотокатодов Для сильно неравномерных распределений (e- 1) указаны в разделе 2. Фотонапряжение y(R, t) находилось при больших интенсивностях H 1 средняя и макси- численным интегрированием уравнения (8) с соответмальная интенсивность падающего излучения, при кото- ствующими начальными условиями: при первом включерых полный поток эмиссии максимален, определяются нии освещения y0(R, 0) = 0, при (мгновенном) вклюкак чении освещения распределение фотонапряжения — y(R, ti ), при повторном включении света — y(R, ti + tp).

exp[0r(1 - e-)] Hm = exp[0r(1 - e-)], Iopt qs0.

Полный эмиссионный поток определялся интегрирова нием по площади образца. Величина собранного заряда (23) Максимум тока qmax (как и величина Iopt) уменьшаетtot ti ся обратно пропорционально и равен Q = qtot(t)dt. (25) exp[0r(1 - exp(-))] qmax/S = qs0Bntot 0r 2. На рис. 3–5 представлены результаты расчетов завиe (1 - 0re-)qopt. (24) симости от времени фотонапряжения и потока эмиссии для интенсивности Im 2 · 1020 cm-2s-1 при сильЗависимость полного потока эмиссии qtot (в еди- но неравномерном распределении интенсивности света Im/I(max) = 100. Длительность освещения ti = 0.1s ницах qopt) от средней интенсивности для различных значений представлена на рис. 2. С ростом мак- близка к наибольшему времени установления фотонапряжения на периферии светового пятна. Из рис. 3 видно симум тока смещается в сторону меньших средних следующее.

интенсивностей, максимальный ток уменьшается и при больших значениях 1 ярко проявляется „насыще- Время релаксации фотонапряжения при включении ние“ тока вблизи максимума из-за существенного уве- + значительно возрастает при удалении от центра личения предельной интенсивности Isup. Теоретическая к периферии пятна +(0) +(max).

7 Журнал технической физики, 2002, том 72, вып. 100 Б.И. Резников, А.В. Субашиев ный поток эмиссии qtot релаксирует с промежуточным временем релаксации, близким к trel s0e1- r области поверхности с максимальным потоком эмиссии.

Влияние времени задержки tp на зависимости полного потока эмиссии от времени представлено на рис. 5, где показаны зависимости qtot(t) при первом и повторном включениях. С уменьшением tp начальное значение полного потока эмиссии уменьшается, что связано с большим значением фотонапряжения при повторном включении.

3. Наиболее важная зависимость, характеризующая восстановление заряда как функцию времени задержки = Q2/Q1(p) при различных значениях интенсивности Рис. 3. Зависимость фотонапряжения y от времени (в еди- Im и Im/I(max), представлена на рис. 6. Длительность ницах s = Ns0/qs0) при включении (1–4) и выключении освещения ti = 0.02s примерно равна времени релакса(5–7) освещения. Время импульса (задержки) 0.1s. Штриховая ции полного потока эмиссии при включении освещения линия — зависимости y(t) при повторном включении света.

(рис. 4, 5). Из рисунка видно, что в случаях, когда эффекВремя по оси абсцисс отсчитано от начала процессов включения, выключения и повторного включения освещения; /max:

1, 5 —0; 2 —0.3; 3, 6 —0.6; 4, 7 —1.

Рис. 5. Зависимость от времени полного потока эмиссии qtot(t) =qtot(t)/qopt при различных временах задержки. Штриховая кривая — релаксация qtot(t) при первом включении, Рис. 4. Зависимость потока эмиссии q = qemi(t, )/qopt от сплошные кривые — релаксация при повторном включении;

времени в центре пятна (1) и на периферии (2) — /max:

p (в единицах s): 1 —0.1, 2 — 0.02, 3 — 0.01.

1 —0, 2 — 0.8. Точки — зависимость от времени полного потока эмиссии qtot = qtot(t)/qopt.

При выключении освещения время релаксации существенно больше времени + для больших интенсивностей и совпадает с ним при малых интенсивностях.

Существенно большая скорость релаксации фотонап ряжения в центре пятна при выключении освещения приводит к выравниванию его значений по радиусу уже при малых временах (0 1). В результате при выключении освещения основное время занимает релаксация в линейном режиме, что предопределяет равенство времени восстановления заряда величине s(см. (10)).

Время релаксации локального потока эмиссии при Рис. 6. Зависимость = Q2/Q1(p) от времени задержки при включении (рис. 4) равно времени релаксации эффективразличных интенсивностях и различной степени неравномерной прозрачности барьера (т. е. фотонапряжения). Оно ности освещения; Im, 1020 cm-2 · s-1: 1 —0.1, 2 —0.3, 3 —2, значительно возрастает при удалении к периферии пятна 4 — 2.8. Сплошные кривые — при равномерном освещении с уменьшением отношения qw/qs0() (см. (10)). Пол- Im/I(max) =1, штриховые — при Im/I(max) =100.

Журнал технической физики, 2002, том 72, вып. Эффекты ограничения заряда эмиссии фотокатодов при неоднородном освещении ты ограничения заряда сильно выражены (Iopt Im Icr, [9] Jaroshevich A.S., Kirillov M.A., Orlow D.A. et. al. // Proc.

7th Intern. Workshop on Polarized Gas Targets and Polarized Im/I(max) 1), отношение = Q2/Q1(p) зависит от Beams. Urbana (USA), 1997. P. 132–134.

интенсивности освещения и неравномерности распреде[10] Kirillov M.A., Orlov D.A., Terekhov A.S. // Proc. Low Energy ления света по пятну при малых временах задержки Polarized Electron Workshop. St. Petersburg, 1998. P. 30–33.

0 1 (сравни сплошную и штриховую кривые [11] Sinclair C. // Polarized Sources and Targets / Ed. A. Gute или сплошные кривые 1–4). Это порождает зависимость et al. Erlangen–Nurnberg, 1999. P. 222–232.

времени восстановления и потока qs0, оцениваемого [12] Mulhollan G.A. et. al. // Polarized Sources and Targets / Ed.

по восстановлению заряда на уровне 90%, от паA. Gute et al. Erlangen-Nurnberg, 1999. P. 322–334.

раметров светового пучка. В случаях, когда основной [13] Ищенко Е.Ф. Открытые оптические резонаторы. М.: Сов.

вклад в заряд вносит область пятна, где интенсивность радио, 1980. 207 с.

меньше оптимальной, чувствительность функции (p) к [14] Милнс А. Примеси с глубокими уровнями в полупроводпараметрам светового пучка понижается (сравни штри- никах. М.: Мир, 1977. 562 с.

ховые кривые 3 и 4). Полное восстановление заряда ( = Q2/Q1(tr ) 0.99) достигается при tr s0. При этом время tr, соответствующее восстановлению сбора заряда, слабо зависит от интенсивности и неравномерности распределения интенсивности в пятне. Этот факт связан с тем, что при значениях, близких к 1, скорость восстановления определяется наибольшим временем релаксации, соответствующим периферии светового пятна.

Заключение Результаты проведенных расчетов показывают высокую (экспоненциальную) чувствительность максимального тока эмиссии к величине отрицательного сродства.

В случае неравномерного возбуждения максимальный ток эмиссии заметно снижается, а его зависимость от интенсивности в окрестности максимума становится более пологой. Быстрая релаксация фотонапряжения в области высокой интенсивности приводит к низкой чувствительности времени восстановления к интенсивности возбуждения и неравномерности распределения интенсивности в пятне. В результате учет неравномерности освещения оказывается необходимым как при определении параметров фотокатода по данным эксперимента, так и при выборе оптимального режима фотоэмиссии.

Работа выполнена при поддержке INTAS (грант № 9900125), а также фонда РФФИ (грант № 00-02-16775).

Список литературы [1] Alley R., Aoyagi H., Clendenin J. et. al. // Nucl. Instr. and Methods A. 1995. Vol. 365 (1). P. 1–27.

[2] Schneider J.E., Baum A.W., Winograd G.I. et. al. // J. Vac.

Sci. Techn. B. 1996. Vol. 14 (6). P. 3782–3786.

[3] Woods M. et. al.// J. Appl. Phys. 1993. Vol. 73 (12). P. 8531– 8535.

[4] Herrera–Gmez A., Vergara G., Spicer W.E. // J. Appl. Phys.

1996. Vol. 79 (9). P. 7318–7323.

[5] Mulhollan G.A., Subashiev A.V., Clendenin J.E. et al. // Phys.

Lett. A. 2001. Vol. 282 (2). P. 309–318.

[6] Hecht M.H. // Phys. Rev. B. 1990. Vol. 41 (11). P. 7918–7921.

[7] Bauer A., Prietsch M., Molodtsov S. et. al.// Phys. Rev. B.

1991. Vol. 44 (8). P. 4002–4005.

[8] Резников Б.И., Субашиев А.В. // ФТП. 1998. Т. 32. Вып. 9.

С. 1125–1134, ФТП, 1998. Т. 32. Вып. 12. С. 1467–1475.

Журнал технической физики, 2002, том 72, вып.

Pages:     | 1 ||



© 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.