10.2 Фотокатоды.

Эмиттер фотоэлектронного электровакуумного прибора, который является источником электронов, называют фотокатодом, Основной характеристикой фотокатода является его абсолютная спектральная характеристика, т.е. зависимость спектральной чувствительности (S_) от длины волны монохроматического излучения () вызывающего фотоэмиссию. Для характеристики фотокатодов введены абсолютные и относительные спектральные характеристики, За абсолютную характеристику принимают величину, определяемую как отношение величины фототока в режиме насыщения, к мощности падающего на фотокатод монохроматического излучения с длиной волны () выраженное в абсолютных единицах:

S_= [ ]. (42.2)

Абсолютную спектральную характеристику можно также характеризовать величиной квантового выхода фотоэмиссии (Y_), т.е отношением числа эмитированных электронов к числу падающих на фотокатод в (безразмерных единицах) фотонов. Соотношение между величиной квантового выхода и спектральной чувствительностью определяется равенством:

Y_= , . (43.2)

Выражая длину волны как:

(44.2)

получим:

Y_(%)=0,1h[эВ]S_[ ], (45.2)

и, следовательно,

(46.2)

Графически ход спектральных зависимостей (S_ [мА/вт]) и в единицах квантового выхода от длины волны (Y_) не одинаковы. Точно также спектральные характеристики, построенные в зависимости от длины волны и от частоты (или энергии фотонов h) не являются зеркальным изображением друг друга: шкала, линейная для одного из этих параметров (например, ), нелинейная для другого (рис. 17.2).

Наклонные линии (рис.17.2 а) представляют собой линии постоянного квантового выхода. Пунктиром нанесена «идеальная» спектральная характеристика фотокатода, у которого во всей спектральной области чувствительности (до ₀) квантовый выход достигает теоретического предела (т.е. равен 0,5). Спектральная характеристика этого же катода построенная в единицах квантового выхода в зависимости от длины волны и от энергии фотонов представлена на рис. б, в.

Относительная спектральная характеристика фотокатода строится в относительных единицах – по оси ординат откладывается величина соотношения S_/S_max, где S_max – спектральная чувствительность фотокатода в максимуме спектральной характеристики. Зная форму относительной спектральной характеристики и величину максимального квантового выхода Ymax (или величину S_max в мА/вт), можно определить спектральную чувствительность фотокатода для любой длины волны излучения.

Рис. (17.2). Абсолютная спектральная характеристика сурмяно – цезиевого

фотокатода построенная в различных координатах.

Со стороны длинных волн спектральная характеристика ограничивается порогом или длинноволновой границей фотоэффекта (₀). Величина (₀) определяется материалом фотокатода и зависит от метода его изготовления, от состояния поверхности, материала подложки, условий вакуума и других факторов.

Для удобства определения пороговой длины волны (пороговой энергии фотона h₀) спектральные характеристики фотокатодов обычно строят в координатах lgY=f(h) В этом случае на графике (рис. 17.2,в), длинноволновый край спектральной характеристики имеет крутой ход, а точку пересечения с горизонталью Y≈0,01Y_max можно принять за h₀.

Со стороны коротких волн спектральные характеристики фотокатодов не имеют физической границы, но в реальных приборах они ограничены коротковолновым пределом оптической прозрачности стекла вакуумного баллона (или материалом окна) фотоэлектронного прибора.

Второй характеристикой фотокатода является интегральная чувствительность, определяемая как отношение фототока в режиме насыщения к величине падающего белого (не разложенного) светового потока от источника стандартного излучения:

. (47.2)

Связь между интегральной чувствительностью фотокатода и его максимальной спектральной чувствительностью S_max [мА/вт] выражается соотношением:

S_{max ,} (48.2)

где К - коэффициент конверсии конкретного фотокатода, рассчитываемый по результатам экспериментов при сопоставлении спектральной характеристики чувствительности фотокатода со спектром излучения стандартного источника (коллимированного пучка света от лампы накаливания с вольфрамовым катодом при температуре 2850 К). Чем лучше согласуется спектральная характеристика чувствительности фотокатода со спектром излучения стандартного источника, тем выше интегральная чувствительность этого катода. Максимум излучения стандартного источника (при температуре нити Т=2850 К), лежит в области длин волн ≈1 мкм; поэтому даже небольшое смещение максимума спектральной чувствительности фотокатода и порога фотоэффекта ₀ в длинноволновую область спектра сопровождается быстрым увеличением его интегральной чувствительности.

Величина ₀ зависит не только от материала фотокатода, но и в значительной степени от состояния эмитирующей поверхности. В связи с этим, интегральная чувствительность представляет собой параметр, в сильной степени зависящий от условий обработки фотокатода.

Кроме чувствительности и её спектрального распределения фотокатоды характеризуются величиной плотности тока термоэмиссии J_т определяемой обычно при комнатной температуре. Термоэлектронная эмиссия с фотокатода - помеха в работе фотоэлектронных приборов, поэтому его величине придается большое значение при выборе типа фотокатода.

Материалы для фотокатодов, преимущественно, относятся к классу соединений из элементов первой и пятой групп периодической системы Менделеева (табл. ). В зависимости от материала фотоэмиссионного слоя фотокатоды можно условно разделить на два исторически сложившихся класса. Первый класс – это щелочные металлы и «классическая» группа полупроводниковых соединений антимонидов (табл. ).

Антимониды достаточно полно удовлетворяют основным требованиям, которым должны удовлетворять полупроводниковые материалы для эффективных фотоэмиттеров. Они характеризуются высоким коэффициентом поглощения в интересующей области спектра. Имеют сравнительно малую ширину запрещенной зоны ≥1,6 эВ, низкое сродство к электрону (A₀≤) и достаточно высокую термодинамическую работу выхода электрона (А), для того чтобы термоэмиссия при работе фотокатода была минимальной. С учетом изгиба энергетических зон в поверхностном слое полупроводников (рис. 18.2) можно отметить, что минимальная величина пороговой энергии эффективной фотоэмиссии:

А_v=+A₀ ≈min, (49.2)

достигается лучше при использовании полупроводников р-типа.

Таблица 2.2

Материалы для фотокатодов видимой области спектра.

	металл	Работа выхода электрона из металла, эВ	Энергия ионизации, эВ	Электронное сродство антимонида, эВ	Порог фотоэффекта антимонида, эВ	Максимальный квантовый выход антимонида	Антимонид
	Li	2,5	5,36	2,8-3	3,9	—	Li3Sb
	N	2,29	5,12	2,2	3,3	0,02	Na3Sb
	К	2,22	4,32	1,5	2,6	0,07	K2Sb
	R	2,09	4,16	1,2	2,2	0,10	Rb3 Sb
	Cs	1,93	3,87	0,4	2,0	0,25	Cs3 Sb

Второй класс эффективных фотокатодов – это фоточувствительные полупроводники, поверхность которых покрывают пленкой (обычно Cs, называемое цезированием), чтобы получить состояние отрицательного сродства к электрону (ОЭС). У данных полупроводников с проводимостью р - типа электроны у

А б в

Рис. 18.2. Зонная структура классических полупроводниковых эмиттеров: а) р-типа; б) n-типа. в) р-типа с отрицательным сродством к электрону. А_в-«поверхностная» работа выхода; Х_из-край области изгиба зон; Е_из-энергия изгиба зон; Е_s-энергетический уровень поверхностных состояний; L- глубина зоны Дебаевского экранирования.

дна зоны проводимости (Е_п) имеют кинетическую энергию меньше (А_в) добавка которой в уравнении (49.2) необходима для выхода в вакуум (рис. 18.2). Хотя поверхность такого полупроводника похожа на поверхность классического фотоэмиттера, однако в объёме кристалла на расстоянии L (глубина дебаевского экранирования) энергия электрона даже «термолизованного» на дно зоны проводимости превосходит энергию электрона в вакууме. Это и есть условие (ОЭС) которое не наблюдается в в классических фотоэмиттерах. В полупроводниках n-типа электростатическое поле отталкивает электроны в объём и барьер на поверхности полупроводника даже увеличивается. Напротив поверхностный изгиб зон в материале с проводимостью р – типа способствует достижению ОЭС, поэтому все эмиттеры второго типа представляют собой сильно легированные полупроводники р – типа.

Изгиб зон позволяет «холодным» электронам из объёма преодолевать любой малый положительный барьер, который может существовать на поверхности полупроводника покрытого пленкой. Как видно из рис.18.2,в, когда величина изгиба зон (Е_из) превосходит высоту барьера А_в, в объёме реализуется нулевое или отрицательное сродство, несмотря на наличие барьера. Изгиб зон полупроводников n – типа имеет такое направление, что возникшее электростатическое поле отталкивает электроны в объём и барьер на поверхности полупроводника даже увеличивается. Напротив поверхностный изгиб зон в материале с проводимостью р – типа способствует достижению ОЭС, поэтому все эмиттеры второго типа представляют собой сильно легированные полупроводники р – типа.