СПОСОБ СОЗДАНИЯ СВЕРХБЫСТРОДЕЙСТВУЮЩЕГО ВАКУУМНОГО ТУННЕЛЬНОГО ФОТОДИОДА С НАНОСТРУКТУРИРОВАННЫМ ЭМИТТЕРОМ

Изобретение относится к вакуумной микроэлектронике и может быть использовано при детектировании пикосекундных лазерных импульсов в оптических линиях связи в инфракрасном диапазоне, в сверхскоростных сцинтиляционных счетчиках ядерных частиц в ультрафиолетовой области, в визуализации сверхскоростных процессов с пико- и фемтосекундным временным разрешением в видимой или ИК-области оптического спектра.

Известен способ сверхбыстродействующего детектирования импульсного оптического излучения в видимом и ИК-диапазонах с помощью полупроводниковых лавинно-пролетных фотодиодов, включающий облучение их микроразмерной поверхности оптическим пучком при условии, что энергия фотона hν больше ширины запрещенной зоны Е_g в p-n-переходе, образованном планарными полупроводниками с электронным и дырочным типом проводимости и измерении фототока, пропорционального интенсивности детектируемого оптического излучения при включении фотодиода в обратном направлении при подаче напряжения в предпробойном режиме (Бонч-Бруевич В.Л., Калашников С.Г. Физика полупроводников. М.: Наука, 1990, 668 с.).

Основным недостатком полупроводниковых лавинно-пролетных фотодиодов является работа в предпробойном режиме, так как изменение окружающей температуры даже на единицы градусов может приводить не только к изменению чувствительности фотоприемника в разы, но и к режиму пробоя и, соответственно, повреждению фотодиода. Кроме того, максимальное быстродействие таких фотоприемников, например из германия с полосой детектирования до 1800 нм, ограничено временем фотоотклика 1 нс (каталоги ведущей в мире японской оптоэлектронной фирмы “Hamamatsy” или в РФ НПО «Полюс»).

Известен способ создания сверхбыстродействующего фотодиода для детектирования импульсного оптического излучения в видимом и ИК-диапазонах с помощью полупроводниковых PIN-диодов, включающий облучение их микроразмерной поверхности оптическим пучком при условии, что энергия фотона hν больше ширины запрещенной зоны Е_g в обедненной области, созданной внутри p-n-перехода полупроводника с электронным и дырочным типом проводимости и измерении фототока, пропорционального интенсивности детектируемого оптического излучения при включении фотодиода в обратном направлении при подаче напряжения (Гауэр Дж. Оптические системы связи. М.: Радио и связь, 1989, с.554). В отличие от обычных фотодиодов в обедненной области возникает сильное электрическое поле, в котором электроны и дырки, возникающие при фотоэффекте, быстро дрейфуют в электрическом поле обедненного слоя, при этом скорость дрейфа носителей заряда не больше скорости диффузии, реализуемой в обычном фотодиоде.

Известен способ создания сверхбыстродействующего фотодиода для детектирования импульсного оптического излучения в видимом и ИК-диапазонах с помощью полупроводниковых PIN-диодов (Быстродействующие p−i−n-фотодиоды для спектрального диапазона 0.9−2.4 μm. И.А. Андреев, О.Ю. Серебренникова, Г.С. Соколовский и др. // Письма в ЖТФ, 2010, том 36, вып. 9., с. 43-49).

Основным недостатком полупроводниковых PIN-диодов является значительный уровень шума, при этом предельное быстродействие не превышает 0.3 нс (каталог ведущих фирм по фотодетекторам “Hamamatsy” или НПО «Полюс»).

Известен способ создания сверхскоростного фотодетектора на основе электронно-оптического преобразователя (Щелев М.Я. Пико-фемто-атто секундная фотоэлектроника (взгляд через полувековую «лупу времени») // УФН, 2012, Т.182, №6, С. 649-656) с временным разрешением 10^-12-10^-13 сек. На фотокатоде при условии, что оптическое изображение преобразуется в фотоэлектронное (внешний фотоэффект) с последующим фокусированием, усилением и отклонением по выходному экрану ЭОП фотоэлектронных изображений, ограниченных в пространстве узкой щелью (стрик-камера).

Однако такие ЭОП требуют высоковольтных источников питания с субпикосекундными управляющими электрическими импульсами, дороги и сложны в эксплуатации.

Известен способ создания сверхскоростного фотодетектора на основе нанографитовой пленки при оптическом выпрямлении (детектировании) импульсного лазерного излучения (Зонов Р.Г. Исследование взаимодействия лазерного излучения с нанографитовыми пленками для создания фотоприемника на оптическом выпрямлении. Автореферат диссертации, Ижевск, 2006 г.). При прохождении мощного лазерного импульса через нелинейно-оптический кристалл возникает электрическая поляризация, изменяющаяся во времени пропорционально огибающей мощности лазерного импульса на металлических электродах на торцах кристалла.

Однако данный нелинейно-оптический способ может быть реализован только для лазерных импульсов с мегаваттной мощностью, так как эффективность нелинейного преобразования в средах с квадратичной нелинейностью, используемых для детектирования излучения, пропорциональна квадрату интенсивности и не может быть реализована для детектирования слабых оптических потоков с микро- и милливаттной оптической мощностью.

Известен способ создания сверхскоростного вакуумного фотодетектора на основе металлического наноструктурированного острийного эмиттера при детектировании фемтосекундых лазерных импульсов гигаваттной мощности с длиной волны 800 нм (S. Tsujino, P. Beaud, E. Kirk, T. Vogel, H. Sehr, J. Gobrecht, and A. Wrulich. Ultrafast electron emission from metallic nanotip arrays induced by near infrared femtosecond laser pulses. APPLIED PHYSICS LETTERS. 2008, 92, 193501). Возникновение фотоотклика связывается с нелинейным трехфотонным процессом в случае, если выполняется условие, что

3·hν=3·hс/λ=3·1240/λ>А, (1)

где hν - энергия фотона в эВ; А - работа выхода электронов из металла в эВ; λ - длина волны детектируемого излучения в нм, то существует вероятность фотоэффекта при гигаваттных уровнях оптической мощности.

Однако данный нелинейно-оптический способ фотодетектирования может быть реализован только для лазерных импульсов с гигаваттной мощностью, так как сечение трехфотонного нелинейного процесса для детектирования излучения, пропорционально 10^-54·Е⁴ (Е - напряженность электрического поля в В/см), т.е. квадрату интенсивности оптического излучения, и, конечно, не может быть реализован для детектирования слабых оптических потоков с микро- и милливаттной оптической мощностью.

Наиболее близким к предлагаемому является способ создания сверхскоростного вакуумного фотодиода, включающий облучение фотоэмиттера оптическим излучением УФ- или видимого диапазона, при этом облучаемая поверхность эмиттера представляет металл или его сплавы с определенной работой выхода электронов А (эВ), измерение значения фототока, пропорционального интенсивности детектируемого оптического излучения при подаче ускоряющего напряжения на анод (Фотоэмиссионные приемники излучения. Левин Г.Э., Степанов Б.М., Шефов А.С., Справочник по лазерам. Под ред. А.М. Прохорова. М.: Советское радио, 1978, Т.2, с. 158-174; http://www.hamamatsu.com/us/en/product/category/3100/3001/index.html. Photomultiplier Tubes. Construction and Operating Characteristics. Connections to External Circuits).

В соответствии с законом фотоэффекта (классическое соотношение Эйнштейна) туннелирование электронов из поверхности облучаемого фотоэмиттера в вакуум происходит при условии, если энергия фотона hν больше работы выхода А (эВ) электронов из эмиттера, определяемого разностью вакуумного уровня E₀ и уровня Ферми E_F в энергетическом распределении электронов, при этом - А=E₀-E_F (Бонч-Бруевич В.Л., Калашников С.Г. Физика полупроводников, М.: Наука, 1990, 668 с.). Фотоэмиттер (фотокатод) обычно состоит из полупроводниковых материалов (в частности, соединений щелочных металлов с сурьмой и/или другими неметаллами), имеющих низкую работу выхода.

Основным недостатком таких сверхбыстродействующих вакуумных фотодиодов, так называемых ФЭК, является существование красной границы фотоэффекта вследствие того, что работа выхода А электронов из металлов может изменяться от 6 до 1.8 электрон-вольт (Зи С. Физика полупроводниковых приборов, М.: Мир, 1984, 456 с.) и поэтому максимальная длина волны, для которой наблюдается фотоэффект, определяется соотношением λ(нм)≤1240/А(эВ), т.е. уже в ближней инфракрасной области классический фотоэффект не наблюдается. Типичное быстродействие вакуумных фотодетекторов обусловлено конечным временем пролета фотоэлектронов от эмиттера до анода в одноэлектродных системах и временной задержки τ в системе динодов в вакуумных фотоэлектронных умножителях, в которых пространственное расстояние фотоэмиттер - анод составляет до 10 см, при этом величина τ может составлять значение от единиц микросекунд до десятков наносекунд. Наиболее быстродействующий одноэлектронный вакуумный фотодиод (ФЭК) имеет предельное быстродействие, которое ограничено десятками пикосекунд, однако при этом их фоточувствительность такова, что реально такие фотодетекторы используются только для детектирования мощных мегаваттных лазерных импульсов.

Задачей изобретения является возможность создания сверхскоростного вакуумного туннельного фотодиода, позволяющего детектировать оптическое излучение микро- и милливаттной мощности в ультрафиолетовой, видимой, ближней и средней инфракрасной областях спектра с временным разрешением, ограниченным диапазоном в сотни фемтосекунд.

Технический результат заключается в возможности детектирования сверхкоротких оптических импульсов длительностью менее 1 пс.

Поставленная задача решается тем, что в способе создания сверхбыстродействующего вакуумного туннельного фотодиода с наноструктурированным эмиттером, включающем измерение фототока вакуумного фотодиода, возникающего при облучении непрерывным или импульсным оптическим излучением эмиттера при установке определенного значения ускоряющего напряжения на аноде, согласно решению облучают планарную поверхность наноструктурированного эмиттера лазерным пучком с длиной волны, выбранной из УФ-, видимого или ИК- диапазона при энергии фотона меньше работы выхода электронов из эмиттера, устанавливают фиксированное значение напряжения на аноде U, не превышающее значение, определяемое из соотношения:

U_max≤10³(А-1240/λ)²∙Z/β (2),

при этом быстродействие τ фотодиода при выбранном расстоянии эмиттер - анод Z определяется из соотношения:

τ≤1.68·10^-12Z/U^1/2 (3),

где

τ - время быстродействия туннельного фотодиода (в сек);

U - разность потенциала эмиттер -анод (в вольтах);

Z - расстояние эмиттер-анод (в микронах);

β - усиление локальной напряженности электростатического поля на эмиттере (безразмерная величина);

А - работа выхода электронов с поверхности эмиттера (в электрон-вольтах);

1240/λ=hс/λ=hν - энергия фотона, в эВ, облучающего эмиттер и вызывающего туннельный фотоэмиссионный ток;

λ - детектируемая длина волны оптического излучения (в нм);

h - постоянная Планка;

с - скорость света.

Изобретение поясняется чертежами.

На фиг. 1 изображен фрагмент туннельного фотодиода с эмиттером на основе полевой эмиссионной структуры планарно-торцевого типа с нанолезвием из α-углерода (1), анода из молибдена (2), измеренный с помощью сканирующей электронной микроскопии.

На фиг. 2 представлена схема энергетических уровней системы «металл-вакуум» в сильном электростатическом поле при поглощении фотона с энергией hν электроном эмиттера при условии, что hν≤ А, т.е. энергия фотона меньше работы выхода электрона из эмиттера; где (3) - форма потенциального барьера «металл-вакуум» в сильном электростатическом поле при учете потенциала Шоттки (4).

На фиг. 3 представлена расчетная зависимость уменьшения высоты потенциального барьера«металл-вакуум» от напряженности электростатического поля на эмиттере при значении работы выхода электронов из него, равной 5 эВ.

На фиг. 4 представлена экспериментальная вольт-амперная характеристика разработанного вакуумного туннельного фотодиода при лазерном облучении с длиной волны λ=473 нм (энергия фотона 2.62 эВ) углеродного наноразмерного эмиттера с работой выхода 5 эВ для двух уровней лазерной мощности, отличающихся на порядок (В и С) и темнового автоэмиссионного тока (D) от изменения ускоряющего напряжения на аноде при расстоянии эмиттер-анод 1 микрон.

На фиг. 5 представлена экспериментальная зависимость туннельного фотоэмиссионного тока фотомикродиода от уровня детектируемой лазерной мощности W/W₀ с длиной волны 473 нм для трех значений ускоряющего поля при напряжении: U=21.6 (G), 30.1 (H), 39.5 V (K).

На фиг. 6 представлена экспериментальная осциллограмма переменной составляющей фототока при облучении вакуумного туннельного фотодиода импульсным излучением полупроводникового лазера с длиной волны 650 нм.

Позициями на чертежах обозначены:

1 - фотоэмиттер в виде 3D пространственно наноградиентной структуры с заданным коэффициентом усиления локальной напряженности электростатического поля β;

2 - анод диода, расположенный на расстоянии Z от граничной поверхности эмиттера;

3 - форма потенциального барьера «металл-вакуум» в сильном электростатическом поле;

4 - потенциал сил зеркального изображения (потенциал Шоттки).

Фотодиод представляет собой совокупность эмиттерных гребенок, состоящих из последовательности пространственно-периодических микролезвий с острием кромки длиной 200 нм и толщиной 20 нм с коэффициентом усиления локальной напряженности электростатического поля β не менее 100-200, расстояние между эмиттером и анодом формируется в диапазоне 1-3 мкм, а максимальная разность потенциалов «лезвие эмиттера-анод» U_max не превышает 100 вольт при максимальной спектральной полосе детектируемого оптического излучения. Каждая эмиттерная гребенка через полосковую линию с волновым сопротивлением 50 Ом и планарным 50 Ом сопротивлением соединена с общей «нулевой» шиной.

Способ осуществляется следующим образом.

Оптическое излучение, выбранное из спектрального диапазона от ультрафиолетового до инфракрасного, фокусируется на поверхность фотоэмиттера 1 вакуумного фотодиода, как показано на фиг. 1. Фотоэмиттер 1 сформирован на основе 3D пространственно наноградиентной структуры, заданной коэффициентом усиления локальной напряженности электростатического поля β. На анод 2 подается положительное напряжение, которое изменяется от нуля до значения, не превышающего U_max в соответствии с соотношением (2), при этом возникает туннельный фотоэмиссионный ток J_Ph, экспоненциально возрастающий с ростом напряжения, устанавливается его оптимальное значение по сравнению с уровнем темнового автоэмиссионного тока, порог возникновения которого существенно выше по напряжению (см. фиг. 4). Для измерения импульсной (переменной) составляющей туннельного фотоэмиссионного тока в электрическую цепь фотоэмиттера включено нагрузочное сопротивление, падение напряжение на котором измеряется с помощью сверхскоростного осциллографа или спектроанализатора. Нагрузочное планарное сопротивление должно быть согласовано с входным волновым сопротивлением измерительного прибора.

В основе способа создания сверхскоростного и сверхширокополосного вакуумного туннельного фотодиода в УФ-, видимой и ИК спектральной области на основе наноструктурного эмиттера лежит обнаруженный авторами туннельный фотоэффект при энергиях фотонов, существенно меньших работы выхода электрона из эмиттера, который может наблюдаться в случае формирования сильного электростатического поля в межэлектродном промежутке «эмиттер-анод». Физический механизм обнаруженного авторами туннельного фотоэффекта в сильных электростатических полях заключается в возможности управления вероятностью туннелирования неравновесных фотоэлектронов, возникающих вследствие поглощения фотонов с энергией hν, и их квантовое туннелирование через потенциальный барьер «металл-вакуум» 3 при уменьшении его высоты и ширины с помощью сильного электростатического поля при учете эффекта Шоттки 4 (О возможности управления красной границей туннельного фотоэффекта в углеродных наноразмерных структурах в широком диапазоне длин волн - от ультрафиолетового до инфракрасного. Г.Г. Акчурин, А.Н. Якунин, Н.П. Абаньшин, Б.И. Горфинкель, Г.Г. Акчурин. Письма в ЖТФ, 2013, том 39, вып. 12, c. 8-16). Соответствующие расчеты изменения высоты потенциального барьера от напряженности электростатического поля представлены на фиг. 3.

Использование предложенной модели для оценки влияния сильных электростатических полей с напряженностью в диапазоне 10⁷-10⁸ В/cм показало, что высотой и шириной потенциального барьера можно эффективно управлять, уменьшая их в несколько раз с повышением напряженности поля вплоть до режима возникновения фото- и автоэмиссионого электрического пробоя. Использование модифицированной модели полевой электронной эмиссии Фаулера-Нордгейма (Fowler R.H., Nordheim L., Electron Emission in Intense Electric Fields //Proc. Roy. Soc. Lond. 1928. A119. P. 173-181), учитывающей изменение уровня Ферми для неравновесных фотоэлектронов, позволяет получить соотношение, определяющее изменение энергетического расстояния от уровня Ферми до вершины потенциального барьера для неравновесных электронов, поглотивших энергию фотонов hν

Δφ=А-hν-(е³βU/Z)^1/2, (5)

где е - заряд электрона; β - форм-фактор усиления локальной напряженности электростатического поля; U - разность потенциалов внешнего электростатического поля на зазоре Z эмиттер-анод.

Выражение (5) позволяет оценить те значения напряженности полей F=β U/Z, соответствующих вероятности туннелирования неравновесных фотоэлектронов электронов, стремящихся к 1, что соответствует в случае оптического облучения эмиттера с энергией фотона hν условию фотоэмиссионного пробоя. Из соотношения (5) нетрудно получить выражение для максимально допустимого напряжения на аноде, соответствующего максимальному быстродействию вакуумного туннельного фотодиода:

U_max≤10³(А-1240/λ)²·Z/β (6)

Рассматривая движение электронов в вакуумных электронно-лучевых приборах и используя закон сохранения энергии в случае нерелятивистского приближения (напряжение U менее 10⁴ вольт), нетрудно получить выражение для скорости электронов

υ=(2eU/m)^1/2=5,93·10⁵U^1/2 (м/c) (7)

из которого, используя соотношение (6), получаем выражение для оценки времени пролета электрона между эмиттером и анодом τ при известном расстоянии между ними Z,

τ=Z/υ≤1.68·10^-12Z/U^1/2,

Результаты апробации данного способа были экспериментально протестированы на устройстве при измерении вольт-амперных фотоэмиссионных характеристик при облучении углеродного наноразмерного эмиттера лазерным излучением в синей спектральной области с длиной волны излучения λ=473 нм и темновой автоэмиссионной характеристики представлены на фиг. 4. На фиг. 4. представлена зависимость туннельного фотоэмиссионного тока при лазерном облучении с длиной волны λ=473 нм (энергия фотона 2.62 эВ) углеродного наноразмерного эмиттера, с работой выхода 5 эВ для двух уровней лазерной мощности, отличающихся на порядок (В и С), и темнового автоэмиссионного тока (D) от изменения ускоряющего напряжения на аноде вакуумного микродиода при расстоянии эмиттер - анод Z=1 микрон.

Линейность туннельного фотоэмиссионного тока подтверждается экспериментальными результатами, представленными на фиг. 5, где показана ватт-амперная характеристика, измеренная модуляционным методом, которая близка к линейной, что свидетельствует о наблюдении однофотонного туннельного фотоэмиссионого эффекта. Нелинейность начинает проявляться лишь при уровне лазерной мощности P/P₀>0.6 (плотность оптической мощности 120 Вт/cм²).

Экспериментально детектировалось оптическое светодиодное излучение УФ (380 нм) и фиолетовой областей (405 нм), светодиодное излучение ближнего ИК-диапазона с длинами волны 840 и 950 нм (фотодиод АЛ-107), а также излучением суперлюминесцентного диода с λ=1550 нм.

Для подтверждения возможности измерения оптических импульсов фотоэмиттер вакуумного туннельного фотодиода облучался излучением полупроводникового лазера с длиной волны 650 нм милливаттной мощности, прошедшего механический обтюратор, и результаты измерений представлены на Фиг.6. Кроме потенциально минимального значения постоянной времени вакуумного туннельного фотодиода, определяемого соотношением (3), при экспериментальном измерении форма переменной составляющей фототока определяется постоянной времени RC в электрической цепи эмиттера, при этом в случае определения минимальной постоянной времени (максимального быстродействия) вакуумного туннельного фотодиода нагрузочное сопротивление R должно быть согласовано с входным волновым сопротивлением сверхскоростного осциллографа или анализатора спектра, типичное значение которого составляет 50 Ом.