3.5. Эмиссия электронов из неоднородных систем. Эффект Малтера

П

Рис.3.5.1.Принципиальная схема измерения тока эмиссии электронов из системы металл – диэлектрик - металл.

оведение 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.

Э

Рис.3.5.2.Энергетическая схема для системы МДМ. Электрическое поле ускоряет электроны по направлению к поверхности, которые приобретают энергию, достаточную для преодоления потенциального барьера на границе с вакуумом.

нергетическая 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.

Э

Рис.3.5.3. При эмиссии из металлической подложки у границы металл-диэлектрик образуется положительный объемный заряд, усиливающий напряженность поля около границы (2).

ксперименты 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,  - 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.

Рис.3.5.4. Зависимости эмиссионного тока и сквозного тока от напряжения между металлическими электродами [13].

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 применялись пленки 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 ₀, которую можно определить как отношение эмиссионного тока (i_эм) к потребляемому току, протекающему через диэлектрический слой (i_д/э). ₀ 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 ₀=10^-3 (j_эм=0.2 A/ см² при j_д/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 ₀=0,28 (j_эм=1.4 мA/ см² при j_д/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].

Е

Рис.3.5.8. Зависимость тока через пленку I и эмиссионного тока I_Э от напряжения вдоль диспергированной пленки золота. В верхнем углу приведено изображение, полученное в электронном микроскопе [16].

ще одной системой, в которой для получения эмиссии электронов используется электрическое поле высокой напряженности, является диспергированная пленка. На диэлектрическую подложку наносится тонкая металлическая пленка, имеющая о

Рис.3.5.7. Диспергированная пленка, состоящая из островковой металлической пленки на диэлектрической подложке. При пропускании тока возникает эмиссия электронов.

стровковое 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 I_э 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-

Р ис.3.5.9. При приложении напряжения к р-п переходу в запорном направлении становится возможной эмиссия электронов.

Р ис.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)

г

Рис.3.5.11. Зависимости от температуры эмиссионного тока из диода SiC, изготовленного двумя способами: 1 – выращивание из расплава, 2 – из паровой фазы. Получены при двух величинах токов через диод. [P4].

де  - коэффициент, зависящий от свойств полупроводника. При увеличении напряжения возрастает ток через диод I, и еще сильнее увеличивается ток эмиссии I_Э. 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 а

Рис.3.5.12. При напряжении в запорном направлении электроны из зоны проводимости р-области могут переходить в п-область. После рассеяния их энергии может быть достаточно для выхода в вакуум.

дсорбция 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, В₂О_3, 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.

Рис.3.5.13.Зависимости эмиссионного тока в случае пленок из Al₂O₃ от времени после начала облучения системы [19].

Отличие этого вида эмиссии заключается, прежде всего, в аномально 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.

С

Рис.3.5.14. Зависимость эмиссионного тока из пленки Al₂O₃ от времени, прошедшего после выключения возбуждающего первичного пучка электронов [20].

уществует 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.