Результат интеллектуальной деятельности: ФОТОКАТОД

Известны фотокатоды из щелочно-галлоидных соединений (например, сурьмяно-цезиевые фотокатоды), фотокатоды на основе теллурида цезия, фотокатоды на основе р-типа арсенида галлия и арсенида галлия-арсенида алюминия, либо арсенида галлия-арсенида индия, а также фотокатоды на основе многослойных узкозонных полупроводниковых гетероструктур [1, 2]. К недостаткам указанных фотокатодов-аналогов относятся неудовлетворительная стабильность, связанная с возможной миграцией атомов цезия, относительно невысокие значения квантового выхода для «цезированных» металлических фотокатодов, низкая радиационная стойкость фотокатодов на основе полупроводниковых гомо- (гетеро-) эпитаксиальных структур и необходимость принудительного охлаждения устройств на основе узкозонных гетероструктур.

Известен фотокатод на основе широкозонных полупроводниковых соединений А₃ B₅, не требующих принудительного охлаждения, способ изготовления которого включает следующую последовательность процедур: прогрев полупроводниковой пластины в вакууме ~10^-10 мм рт. ст. до 300°C в присутствии паров цезия в течение нескольких минут, затем обработку цезием и кислородом поочередно при комнатной температуре до прекращения роста фототока [3]. Однако полученный таким образом фотокатод оказывается недолговечным и с течением времени его чувствительность недопустимо уменьшается. Известная модификация способа изготовления такого фотокатода, процедуры активации которого включают многократную обработку фотокатода цезием, затем одновременно цезием и кислородом, прогрев фотокатода и повторную активацию [4], позволила несколько увеличить срок службы катода, однако спектральный диапазон его фоточувствительности остался столь же узким и покрывает лишь диапазон ~0,8…0,9 мкм.

Известен фотокатод, выполненный на основе гетероструктуры, содержащей слой из алмаза р-типа проводимости с наноразмерными топологическими неоднородностями на его поверхности, отличающийся тем, что в качестве наноразмерных топологических неоднородностей использованы регулярно расположенные автоэмитирующие алмазные острия или нанокристаллиты алмаза, а поверхность слоя, за исключением указанных неоднородностей, покрыта проводящей аморфной углеродной либо нанокарбидной пленкой [5]. Указанный фотокатод позволяет расширить спектральный диапазон фоточувствительности, однако, однородность эмиссионных характеристик в площади фотокатода неудовлетворительна, и пространственное разрешение использующего его приборов мало.

Задача настоящего изобретения - значительное расширение спектрального диапазона чувствительности фотокатодов при высокой однородности их пространственных характеристик.

Достигается поставленная цель тем, что в фотокатоде, выполненном из высокочистого полупроводника [3], регистрирующая оптическое излучение область выполнена в виде полупроводниковой мембраны с омическим контактом к несущей ее подложке, на лицевой поверхности полупроводниковой мембраны расположен диэлектрический слой нанометровой толщины и приемный электрод, отделенный от диэлектрического слоя вакуумным промежутком и выполненный в виде пленок из проводящего полупрозрачного для оптического излучения материала и люминофора, последовательно нанесенных на прозрачную для света подложку; в фотокатоде высокочистый полупроводник с диэлектрическим слоем наноразмерной толщины может быть расположен на прозрачной для оптического излучения подложке, а омический контакт выполнен по периферии слоя высокочистого полупроводника.

Ниже представлено обоснование функциональной пригодности и эффективности предлагаемой конструкции. Рассмотрим процесс протекания тока в туннельно прозрачных барьерных конструкциях с учетом термоактивационной и туннельной компонент. Строго говоря, теория Фаулера и Нордгейма - это теория процесса автоэмиссии при температуре Т=0 К. Однако так как увеличение температуры меняет распределение электронов в эмитирующем (в том числе и фотоэмиттирующем) объекте, то выводы теории остаются качественно верны лишь при температурах, определяемых условием kT<<ϕ, где ϕ - работа выхода электрона. Для оценки характеристик транспорта тока при эмиттировании электронов в вакуум в широком диапазоне температур и полей необходимо проанализировать полное уравнение для плотности тока.

Известно выражение для плотности туннельного тока с коэффициентом прозрачности барьера D(P_y), импульсом туннелирующих электронов в направлении приложения электрического поля (P_y), и функцией их распределения по импульсу f_d(P):

В нашей задаче приложение поля в одном из выделенных направлений (нормально к поверхности фотокатода) делает задачу одномерной, так как коэффициент прозрачности барьера (D) является экспоненциальной функцией поля и величина барьера в направлении поля резко уменьшается. Таким образом, в направлении поля в потенциальном барьере возникает его локальное понижение - «перевал», что и делает задачу транспорта через барьер с большой степенью точности одномерной. Можно показать, что в этом случае выражение для плотности тока в 3-мерном случае (1) эквивалентно переходит в выражение, определяемое одномерным интегралом:

В предположении, что для D(P_y) в области сильных полей справедливо выражение:

в энергетическом представлении для плотности туннельного тока получим следующее выражение:

где E_m - энергия соответствующая контактной разности потенциалов, Е - энергия электронов, F - энергия Ферми, b₀ - диаметр острия, е - элементарный заряд электрона, Т - абсолютная температура; ħ- постоянная Планка, k - постоянная Больцмана.

Анализ выражения (4) проведем в приближениях «средних» и «сильных» полей.

Случай «средних» полей (Е₀>F)

Несложно заметить, что подынтегральная функция выражения (4) имеет острый максимум, расположенный вблизи некоторой энергии, Е₀, которую далее будем называть энергией перевала. Значит, величина самого интеграла в первом приближении будет определяться величиной этой подынтегральной функции в окрестности этой энергии, Е₀. Зависимость энергии перевала от приложенного напряжения (от поля) можно найти из условия существования максимума: первая производная подынтегральной функции по энергии равна нулю, а вторая производная - больше нуля. Из прорисовки подынтегральной функции уже следует, что имеем мы дело с максимумом (поэтому нет необходимости искать вторую производную). Из равенства нулю первой производной мы получаем следующую связь энергии доминирующих в транспорте электронов (энергии перевала), Е₀, с напряжением:

Так как функция, стоящая в интеграле под экспонентой, является аналитической, ее вторая производная конечна, а подынтегральная функция имеет острый максимум ~kT, то, полагая, что почти все приложенное напряжение падает на контакте (на области х~3·b₀ - доказательство корректности этого заключения следует из решения уравнения Лапласа), то для случая средних полей, пользуясь методом Лапласа, асимптотически сводим интеграл (4) к следующей функции:

где E_m≡еФ_k, V≡eF, , где связь между энергией перевала (Е₀) и напряжением на структуре находим из условия максимума подинтегральной функции:

Случай «сильных» полей (E₀~F)

С увеличением напряжения величина E_m-E₀ растет и при (E_m-E₀)>(E_m-F), энергия перевала Е₀ фиксируется непосредственно на уровне Ферми F металла и в дальнейшем практически не зависит от напряжения. В этом случае интеграл сводится практически к функции:

Так как Е₀~F, то для напряжения, при котором энергия перевала совпадает с уровнем Ферми, аналогично предыдущему получаем:

Таким образом, для случая сильных полей E_m-F≈E_m, а E_m=е·Ф_k, напряжение на структуре V>Ф_k, а для плотности туннельного тока получаем:

Так как в случае Е₀~F доминирующим фактором процесса переноса заряда будет полевой фактор, то исходя из определения плотности тока, учитывая, что в подбарьерном транспорте принимать участие будут только ферми-электроны, а также учитывая фактор обострения поля вблизи острия наноконуса ( , где n<<1), и, как следствие, возможность образования вблизи острия, на расстоянии порядка радиуса его кривизны (L~b₀), области пространственного заряда, получаем выражение для плотности эмиссионного тока, имеющее для случая сильных полей окончательно вид:

Как видим, в случае сильных полей оно практически идентично уравнению Фаулера - Нордгейма.

Таким образом, согласно соотношению (5), изменяя напряжение вблизи катода, мы можем управлять энергией доминирующих в транспорте электронов, проникающих сквозь диэлектрический слой (туннельный барьер). Управляемое изменение коэффициента прозрачности барьера, а значит, и вероятности туннелирования электронов с энергией, соответствующей энергии квантов излучения, наблюдается вплоть до напряжения, определяемого из выражения (8), по достижении которого энергия «перевала» фиксируется на уровне Ферми металла. Уровни равновесных («темновых») токов можно оценить из выражения (7) как функцию рабочей температуры и приложенного напряжения. Разница между экспериментально определяемым туннельным током и расчетными значениями, полученными без учета «оптического» разогрева электронов (носителей тока) по энергии, дает возможность определения стационарного (неравновесного, но с учетом результатов термолизации неравновесных электронов) значения уровня Ферми в полупроводнике, а значит, позволит рассчитать концентрацию фотоэлектронов и соответственно фотонов.

Для работы с таким туннельно-прозрачным фотокатодом, предварительно, при отсутствии освещения фотокатода необходимо снять зависимость от напряжения фонового термоакивированного туннельного тока, т.е. прокалибровать фотокатод. Эта калибровка будет внесена в паспорт фотокатода и ЭОП, содержащего этот фотокатод. Далее, при расшифровке картины изображения необходимо будет программным образом вычитать из полученного изображения фоновое (по паспорту ФК) «изображение» (т.е. фоновый сигнал).

Схематическое изображение конструкции фотокатода представлено на фиг. 1 в виде многослойной приборной структуры в составе полупроводниковой мембраны 1 из высокочистого полупроводника, к несущей подложке 2 которой выполнен омический контакт 4; диэлектрического слоя 3 нанометровой толщины, расположенного на поверхности полупроводниковой мембраны 1; приемного электрода 5, отделенного от диэлектрического слоя 3 вакуумным промежутком и выполненного в виде слоев из проводящего полупрозрачного покрытия и люминофора, нанесенных последовательно друг на друга и на микроканальную кварцевую пластину передачи оптического изображения 6. Представленная конструкция может работать в режимах «на прострел» и «на отражение». При работе в режиме «на отражение» не требуется формирование столь прецизионной мембраны; достаточно формирование на поверхности высокочистого слоя полупроводника диэлектрического слоя наноразмерной толщины с совершенной границей раздела диэлектрик - полупроводник.

На фиг. 2 представлена блок-схема широкодиапазонного приемника изображений (ШДПИ) ЭОП организации, включающего туннельно-термоактивационный фотокатод мембранной конструкции. Конструкция ШДПИ включает 2 - широкодиапазонный туннельно-термоактивационный фотокатод (схема «на прострел»), 3 - оптическое окно из MgF₂, через которое проникает световой поток (1) изображения объекта, 4 - картина изображения в фотоэлектронах, идентичная входному оптическому изображению, 5 - приемный электрод в составе люминофора и оптически прозрачного проводящего слоя, микроканальная кварцевая пластина передачи оптического изображения, 7, 8 - ускоряющие электроды, видиоматрица IXL429 (SONY) 1/2 CCD (752×582). Конструкция указанного ЭОП может содержать ускоряющие электроды (поз. 7 и 8), а может обходиться и без них. В последнем случае потенциал, ускоряющий фотоэлектроны, необходимо подавать на приемный электрод 5, а его величина будет определяться необходимостью реализовать возможность управляемого изменения напряженности электрического поля на диэлектрике в диапазоне напряженностей 5×10⁵…10⁷ B/см. Например, при вакуумном зазоре между диэлектрическим слоем фотокатода и плоскостью приемного электрода ~50 мкм величина необходимого напряжения на управляющем (приемном) электроде составит ~10…15 кВ (поле вблизи электрода определяется как E≈U^*/d_d, где U^* - напряжение на расстоянии ~3 d_d от поверхности диэлектрической пленки, a d_d - толщина диэлектрика).

Принцип действия заявляемого фотокатода основан на функциональной интеграции двух физических эффектов - внутреннего фотоэффекта и эффекта полевой стимуляции процесса фотоэмиссии электрона в вакуум. Неравновесные «горячие» электроны, рожденные в полупроводниковой мембране 1 светом, проходящим (фиг. 1) через «колодец» (отверстие) в подложке и забрасываемые в зону С (зону проводимости), имеют энергию, соответствующую энергии фотона, и дрейфуют по полю в сторону диэлектрического слоя 3. В процессе дрейфа происходит частичная термолизация электронов (некоторое уменьшение температуры электронов). При соответствующем выборе величины приложенного (см. фиг. 1) к приемному электроду 5 напряжения либо к дополнительным ускоряющим электродам 7 и 8 в устройстве ЭОП - фиг. 2 энергия «перевала» (энергия доминирующих электронов 4, вышедших в вакуум через диэлектрический слой 3) будет соответствовать энергии фотона (за вычетом потерь на частичную термолизацию). Изменяя величину напряжения на приемном электроде, мы меняем положение энергии перевала, а значит, изменяем и энергию рожденных светом неравновесных электронов, которые вследствие полевой стимуляции величины барьера фотоэммитируют в вакуум. Прокалибровав (единожды) конкретный фотокатод по эталонному источнику излучения с известной длиной волны, изменяя напряжение на ближайшем к диэлектрическому слою 3 электроде (электроде 5, либо 7 и 8), можно применить заявляемый фотокатод для диагностирования спектрального состава падающего на фотокатод излучения, считывая в виде фотоэлектронов сигнал, пропорциональный энергии падающих квантов. Таким образом, при монотонном увеличении напряжении на приемном электроде 5 относительно подложки 1 фотокатода к процессу считывания будут подключаться фотоэлектроны, соответствующие излучению все более длинноволновой части спектра. Используя калибровочную кривую конкретного фотокатода для устройства (ЭОП) и программный продукт (устройство должно иметь цифровой выход согласованный с ЭВМ - USB выход), можно будет восстановить спектральный состав падающего на фотокатод излучения; в структуре ЭОП такой фотокатод позволит зарегистрировать и идентифицировать двумерное цветное изображение. Таким образом, предлагаемое изобретение позволит осуществлять регистрацию оптического изображения в широком спектральном диапазоне длин волн, определять спектральный состав излучения, падающего на фотокатод, и число фотонов (пропорционально интенсивности освещения).

Реализацию туннельного фотокатода как базового элемента широкодиапазонного фотоприемника можно выполнить на основе кремниевой мембраны толщиною ~3 мкм, с туннельно-прозрачным диэлектриком на основе двуоксида кремния. Для этого осуществляем следующую последовательность технологических процедур: используя процесс термического окисления кремния, формируем на полированной поверхности кремниевой подложки термический двуоксид кремния; выполняем фотолитографию по SiO_2, наносим покрытие из хрома, формируя омический контакт к слою полупроводника; затем, пассивируя (маскируя) обе поверхности пластины, проводим локальное (по маске) травление «колодца» с тыльной стороны пластины, формируя таким образом в пластине высокочистого кремния мембрану толщиной ~3 мкм; процесс формирования туннельного фотокатода мембранной конструкции заканчиваем снятием маскирующих покрытий и последующей химической очисткой от загрязнений активных поверхностей мембраны. Приемный электрод формируется посредством последовательного осаждения двух слоев, субмикронной толщины слоя SnO₂+In₂O₃ и слоя люминофора, например ZnS. Сборка элементов, собственно фотокатода и приемного электрода, может быть осуществлена как с использованием технологии жертвенных слоев (МЭМС технологии), так и посредством гибридной интеграции.

Источники информации

[1] Саликов В.А. Приборы ночного видения. // Специальная техника, 2000, №2, с. 40-48.

[2] Estera L/, Sainer Т., at oth. // SPIE, 1994, v. 2551, p. 135-143.

[3] Патент Великобритании №1260899.

[4] Патент США, №3669735.

[5] Патент РФ, №2335031 - прототип.