МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ И НАУКИ РФ

ГОУ ВПО «Томский политехнический университет»

уТВЕРЖДАЮ

Декан ЭФФ

_____________ Г.С. Евтушенко

«___» ________ 2007 г.

Измерение характеристик и параметров вторичной электронной эмиссии

Методические указания к выполнению лабораторной

работы по дисциплинам: «Физические основы электроники»,

«Вакуумная и плазменная электроника»

для студентов направления 200300 «Биомедицинская инженерия»

и 210100 «Электроника и микроэлектроника».

Томск-2007

УДК 621.385.81

Измерение характеристик и параметров вторичной электронной эмиссии.

Методические указания к выполнению лабораторной работы по дисциплинам «Физические основы электроники», «Вакуумная и плазменная электроника» для студентов направления 200300 «Биомедицинская инженерия» и 210100 «Электроника и микроэлектроника».

Томск, изд. ТПУ, 2007. – 15 с.

Составители: И.О. Болотина, Ю.В. Мутовин

Рецензент доцент, к.т.н. С.А. Цехановский

Методические указания рассмотрены и рекомендованы методическим семинаром кафедры промышленной и медицинской электроники

____ января 2007 г.

Зав. кафедрой ПМЭ Г.С. Евтушенко

ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА

Измерение характеристик и параметров вторичной электронной эмиссии

1. Цель работы

Изучить физику явления вторичной электронной эмиссии, экспериментально снять зависимость коэффициента вторичной эмиссии от энергии первичных электронов и определить энергетический спектр вторичных электронов.

2. Теоретические сведения

Вторичная электронная эмиссия (ВЭЭ) это выход электронов с поверхности твердого тела (металла, полупроводника или диэлектрика) при облучении его поверхности электронным потоком.

Явление ВЭЭ лежит в основе принципа работы ряда электронных приборов, например, в фотоэлектронных умножителях, в электронно-лучевых трубках с записью изображения в виде потенциального рельефа и в Оже-спектрометрах.

Электроны, падающие на поверхность твердого тела, называются первичными, а электроны, вылетевшие из тела, - вторичными. Число вторичных электронов или величина тока вторичных электронов зависит от свойств твердого тела, состояния его поверхности, скорости первичных электронов (т.е. от их энергии), а также от угла падения первичных электронов.

С ложный характер явления ВЭЭ наглядно проявляется в энергетическом спектре вторичных электронов (рис. 2.1). Он представляет собой зависимость числа вторичных электронов в относительных единицах от их энергии.

Рис. 2.1

Такие спектры могут быть получены при помощи уникальных дорогостоящих установок: сферических анализаторов с задерживающим полем, а также анализаторов с отклонением электронов в электрических или магнитных полях. Как видно из рис. 2.1, спектр может быть разбит на три характерные области. При средних энергиях первичных электронов ( = 0,1-1 кэВ) наибольшая доля в спектре приходится на медленные истинно вторичные электроны (область - ). Отношение числа этих электронов к числу первичных электронов называют коэффициентом истинно вторичной эмиссии ( ).

Процесс возникновения истинно вторичной электронной эмиссии, заключается в следующем:

Основная масса первичных электронов настолько глубоко проникает в твердое тело (эмиттер), что выйти обратно не может. Двигаясь в теле эмиттера первичные электроны, теряют часть своей энергии в результате различных взаимодействий, а другую часть отдают вторичным электронам. Полагают, что энергия передаются в основном не валентным электронам, а электронам более глубоких энергетических зон, т.е. электронам, расположенным ближе к ядру атома твердого тела (вторичная ионизация твердого тела). При этом происходит так называемый межзональный переход электронов на свободные уровни энергии зоны проводимости. Эти вторичные электроны, беспорядочно двигаясь в теле, взаимодействуют с валентными электронами, постепенно теряют энергию, и значительная часть их при подходе к поверхности твердого тела обладает энергией, недостаточной для преодоления потенциального барьера. Однако, среди вторичных электронов есть и такие (главным образом из числа возникающих вблизи поверхности), которые сохраняют при движении к поверхности большую энергию и преодолевают потенциальный барьер, покидают поверхность тела. Они и составляют группу истинно вторичных электронов.

Области II и III относятся к не упруго и упруго отраженным первичным электронам. В качестве условной границы между областями I и II выбрано значение энергии вторичных электронов Е₂ = 50 эВ. (Очевидно, что такое разграничение имеет смысл лишь при энергии первичных электронов Е₂ > 50 эВ). Коэффициент неупругого отражения (КНО) η есть отношение числа электронов с энергией Е₂ ≥ 50 эВ к числу первичных электронов. КНО обычно включает в себя и коэффициент упругого отражения (КУО) R – отношение числа электронов, отражённых без потерь энергии (или с очень малой потерей энергии, меньшей 1 эВ), к числу первичных электронов. Это допустимо, поскольку при Е_p > 50 эВ КУО R не превышает 10 %.

Слева от пика упруго отражённых электронов (УОЭ), расположенного при Е₂≈Е₁ имеется группа максимумов, соответствующая первичным электронам, испытавшим при взаимодействии с мишенью дискретные потери энергии, характерные для данного вещества, характеристические потери энергии (ХПЭ).

Небольшие пики в областях I и II обусловлены электронами Оже. Это электроны с характерной для данного вещества энергией, образующиеся при заполнении вакансий, порождаемых первичными электронами в низколежащих заполненных зонах, электронами из более высоколежащих зон. Такой переход может происходить без излучения рентгеновского фотона. В этом случае высвобождающая энергия передаётся одному из электронов этой высоколежащей зоны. Если эта энергия больше энергии связи последнего, то он эмиттируется с характерной кинетической энергией, равной разности переданной ему энергии и энергии связи. Заметим, что по спектру Оже-электронов можно судить об элементарном составе вещества, что и используется в Оже-спектрометрии.

Спектр истинно вторичных электронов имеет вид кривой с максимумом при некотором значении Е₂ = Е_{2 m}. Для металлов и полупроводников Е_{2 m} = 1.5-3 эВ. Полуширина спектра ΔЕ₂ = 3-10 эВ.

Форма энергетического спектра истинно вторичных электронов N(Е₂), величины Е_{2 m} и ΔЕ₂ у металлов практически не зависят от энергии первичных электронов при Е₁ ≥ 20 эВ. При Е₁ < 20 эВ положение максимума Е_{2 m} сдвигается в сторону меньших энергий. При энергии Е₁, меньшей работы выхода φ_е, максимум исчезает, т.е. спектр состоит в основном из упруго отраженных электронов.

У диэлектриков максимум энергетического спектра сдвинут в сторону меньших энергий (обычно Е_{2 m}≈ 1 эВ) и является более узким, чем у металлов (ΔЕ₂ ≈ 1.5-3 эВ). Таким образом, из металлов испускается более «горячие» вторичные электроны, чем из диэлектриков. Порог собственной ВЭЭ из диэлектриков соответствует ширине запрещённой зоны, т.е. он связан с перебросом электронов из валентной зоны.

В технических приложениях ВЭЭ характеризуют интегральным коэффициентом σ, включающим коэффициент истинно вторичной эмиссии, а также коэффициенты упругого и неупругого отражения: σ=δ+η+R. Определяют σ, измеряя ток первичных I₁ и полный ток вторичных электронов I₂

.

При использовании ВЭЭ в электронной технике необходимо знать зависимости коэффициента вторичной эмиссии (КВЭ) σ от энергии первичных электронов, их угла падения, а также временную дисперсию вторичных электронов.

1. Зависимость КВЭ от энергии первичных электронов Е₁.

Зависимость σ(Е₁) имеет вид кривой с максимумом и пологим спадом (рис. 2.2). При малых энергиях первичных электронов рост КВЭ с увеличением Е₁ обуславливается увеличением числа возбуждённых электронов. При больших энергиях КВЭ уменьшается с увеличением энергии первичных электронов, так как основная масса вторичных электронов рождается на большей глубине и вероятность их выхода ограничивается столкновением с электронами и атомами вещества.

Для большинства веществ σ_m>1. Исключением являются Be, C, Mg, Al и ряд других элементов, у которых σ_m≤1.

З начения Е₁, при которых для веществ с σ_m>1 коэффициент σ=1, называют соответственно первой ( ) и второй ( ) критическими энергиями, а потенциалы и соответственно первым и вторым критическими потенциалами.

Рис. 2.2.

При электронной бомбардировке диэлектрика или изолированного проводника последние приобретают такой потенциал, что бомбардирующие их электроны имеют одну из критических энергий. При этом случай, когда первичные электроны имеют первую критическую энергию, является неустойчивым, так как случайное отклонение энергии в сторону увеличения немедленно приводит к тому, что становится σ>1, и положительный потенциал вторичного эмиттера, а вместе с ним и энергия бомбардирующих электронов, возрастает. Процесс идёт таким образом, что σ увеличиваясь, проходит через максимум и вновь уменьшается до σ=1, что теперь соответствует второй критической энергии. Это положение уже является устойчивым, так как отклонение энергии бомбардирующих электронов в ту или иную сторону вызывает такое изменение σ, что потенциал эмиттера и упомянутая энергия вновь приобретают значение вторых критических.

Для многих металлов, полупроводников и некоторых диэлектриков зависимость σ(Е₁) может быть представлена универсальной кривой . Это свойство эмиттеров вторичных электронов называется законом подобия ВЭЭ. Но этот закон не является достаточно строгим и универсальным. В частности, он не выполняется при .

2. Зависимость коэффициента вторичной эмиссии от угла падения первичных электронов.

Нетрудно объяснить зависимость КВЭ от угла падения первичных электронов α на поверхность поликристалла (рис. 2.3).

Ч ем больше угол падения α, тем ближе к поверхности возникают возбуждённые электроны и больше вероятность их выхода. На графике σ(α) для монокристаллов наблюдаются небольшие локальные минимумы и максимумы, связанные с большей или меньшей вероятностью выхода электронов вдоль определённых кристаллографических направлений.

Рис. 2.3

3. Временная дисперсия ВЭЭ.

Временная дисперсия ВЭЭ есть распределение во времени актом вылета вторичных электронов. Эта величина характеризует инерционность процесса ВЭЭ. Инерционность ВЭЭ необходимо учитывать в приборах, где ВЭЭ используется для усиления сигналов, имеющих вид коротких импульсов или колебаний СВЧ. Распределение актов ВЭЭ аппроксимируют гауссовой кривой, характеризуемой полушириной и временем между началом возбуждения (ударом первичного электрона) и максимумом кривой распределения (рис. 2.4). Время складывается из времени, необходимого для возбуждения (рождения) внутренних вторичных электронов, и времени достижения ими поверхности. Для металлов эти времена составляют соответственно 10^-16-10^-15 с и 10^-14-10^-13 с, с. Для полупроводниковых эмиттеров определяется временем жизни неравновесных электронов в зоне проводимости и составляет 10^-10-10^-8 с.

4. Эффективные вторичные эмиттеры.

Для чистых поверхностей металлов σ_m=0.5-1.8 при Е_1m=0.2-0.9 кэВ. Для полупроводников (без мер снижения работы выхода) I≤ σ_m≤1.5.

Ряд диэлектриков имеют существенно большие σ_m, равные 10-30 при 0.6≤ Е_1m ≤2.5 кэВ. Все перечисленные группы веществ непригодны в качестве технических эмиттеров: металлы и полупроводники малоэффективны, а диэлектрики неспособны поддерживать оптимальный потенциал. После зарядки поверхности диэлектрика независимо от поданного напряжения устанавливается устойчивый критический потенциал, при котором σ=1.

Р ис. 2.4

Малые значения σ у металлов и полупроводников связаны с тем, что движущиеся в эмиттере возбуждённые электроны быстро теряют свою энергию при взаимодействии либо с электронами проводимости (в металла и вырожденных полупроводниках n-типа), либо с валентными электронами, т.е. на ионизационные потери (в узкозонных полупроводниках). В результате их энергия у поверхности оказывается недостаточной для преодоления поверхностного потенциального барьера.

Одним из путей увеличения эффективности вторичных эмиттеров является уменьшение ионизационных потерь возбуждённых электронов путём применения материалов с широкой запрещённой зоной. Необходимая величина проводимости обеспечивается легированием донорной примесью. Этот путь положен в основу действия сплавных вторичных эмиттеров (AgMg, CuMgAl, AgBeSi и др.). После специальной термической обработки в окислительной среде (активирования) на поверхности эмиттера образуется тонкий слой окиси щелочного металла (MgO или BeO) с избыточным числом атомов металла. Оптимальная толщина слоя окиси составляет примерно 100 нм. У сплавных эмиттеров σ_m=8-15. Коэффициент вторичной эмиссии стабилен: слабо зависит от температуры и плотности тока. Сплавные эмиттеры применяются в лампах со вторичной эмиссией и в оконечных каскадах умножительной системы ФЭУ.

Другим путём увеличение эффективности является возможно более полное использование достигших поверхности возбуждённых электронов посредством снижения поверхностного потенциального барьера. Этому требованию отвечают соединения, используемые для фотокатодов, например, Cs₃Sb. Перспективны эмиттеры с отрицательным электронным сродством – сильно легированные дырочные полупроводники с пониженной работой выхода с помощью дипольного слоя на поверхности (например, GaAs – Cs₂O).