Исследование фотоэмиссии из GaAs с отрицательным электронным сродством методом спектроскопии эмитированных электронов тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

На правах рукописи

Орлов Дмитрий Анатольевич

ИССЛЕДОВАНИЕ ФОТОЭМИССИИ ИЗ ваАв С ОТРИЦАТЕЛЬНЫМ ЭЛЕКТРОННЫМ СРОДСТВОМ МЕТОДОМ СПЕКТРОСКОПИИ ЭМИТИРОВАННЫХ ЭЛЕКТРОНОВ.

Специальность 01.04.10 (Физика полупроводников и диэлектриков)

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Новосибирск 1998

Работа выполнена в Институте физики полупроводников СО РАН.

Научный руководитель: доктор физико-математических наук,

профессор

Терехов Александр Сергеевич.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук

Шумский Владимир Николаевич,

кандидат физико-математических наук Кибис Олег Васильевич.

Ведущая организация: Институт Автоматики и Электрометрии

Сибирского отделения РАН.

Защита состоится " 2 " июня 1998 г. в 15 часов на заседании диссертационного совета К 003.05.01 при Институте физики полупроводников СО РАН по адресу. 630090 Новосибирск, проспект академика Лаврентьева, 13.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института физики полупроводников СО РАН.

Автореферат разослан " 30 " апреля 1998 г.

Ученый секретарь диссертационного совета доктор физ.-мат. наук, профессор

Двуреченский А.В.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ.

Актуальность темы. История учения о фотоэмиссии насчитывает более 100 лет. Внешний фотоэффект был обнаружен Герцем в 1887 г. Фундаментальные работы по исследованию фотоэмиссии были выполнены Столетовым в 1888 г. В 1905 г. Эйнштейн объяснил закономерности внешнего фотоэффекта на основании квантовых представлений. В тридцатые годы освоение промышленного производства фотоэлементов дало толчок к созданию разнообразных конструкций фотоэлектронных приборов, таких как многокаскадные фотоэлектронные умножители и передающие телевизионные трубки. В шестидесятые годы было обнаружено [1,2], что нанесение цезий-кислородного покрытия на атомарно-чистую поверхность /j-GaAs приводит к состоянию поверхности с эффективным отрицательным электронным сродством (ОЭС), при котором уровень вакуума расположен ниже дна зоны проводимости в объеме полупроводника. Фотоэлектронные эмиттеры с ОЭС обладают уникальными характеристиками: квантовый выход внешнего фотоэффекта Y достигает 0.4-0.5, возможна генерация спин-поляризованных электронов, возможно получение электронных пучков с узкими угловым и энергетическим распределениями. Использование полупроводников с ОЭС позволило существенно улучшить характеристики фотоэлектронных умножителей и электронно-оптических преобразователей. В последние годы фотоэмиттеры с ОЭС нашли важное применение как высокоэффективные источники монохроматических и спин-поляризованных электронов в физике высоких энергий, в молекулярной и атомной физике, а также в физике твердого тела.

Несмотря на большой интерес к использованию фотоэмиттеров с ОЭС, до сих пор однозначно не определены физические механизмы, ограничивающие квантовый выход и спиновую поляризацию фотоэмитиро-ванных электронов. Не ясны и детали механизмов деградации фотоэмиттеров с ОЭС в вакуумных приборах и в установках с непрерывной откачкой. Для выяснения этих вопросов необходимо построение более детальной атомной и электронной модели поверхности с отрицательным электронным сродством. Решение этой задачи требует развития экспериментальных методов исследования электронных свойств поверхности полупроводников с ОЭС.

В работе [3] было показано, что измерение энергетических распределений (спектров) фотоэмитированных электронов (СФЭ) обеспечивает наиболее полную информацию о фотоэмиссии электронов в вакуум из полупроводников с ОЭС. Однако в большинстве работ эти спектры измеря-

лись недостаточно точно. Дело в том, что в случае эмиттеров с ОЭС кинетическая энергия основной части электронов лежит в интервале 10-200 мэВ. Электроны со столь малой кинетической энергией очень чувствительны к слабым магнитным полям и неоднородностям электрических полей, обусловленных пятнистостью потенциала поверхности электродов, используемых, в традиционных электронных спектрометрах. В результате, энергетическое разрешение и точность калибровки большинства электронных спектрометров были не лучше 50—100 мэВ, что в 2-3 раза превышает энергии характерных фононов и сравнимо с шириной изучавшихся спектров. Неоднозначность полученных ранее экспериментальных результатов была связана и с несовершенством используемых технологий приготовления и очистки поверхности, о чем косвенным образом свидетельствовали низкие (<0.05) значения квантового выхода полупроводников с ОЭС. В то время как использование более совершенных технологий приготовления и очистки поверхности, например [4], обеспечивает высокие (до 0.25-0.3) значения квантового выхода СаАБ(ЮО) фотокатодов.

Целью диссертационной работы является совершенствование метода фотоэлектронной спектроскопии электронов низких энергий в направлении повышения энергетического разрешения, точности калибровки, обеспечения возможности низкотемпературных экспериментов, и исследование этим методом электронных процессов вблизи поверхности полупроводников с отрицательным электронным сродством.

Научная новизна работы.

1. Развита методика спектроскопии фотоэмитированных электронов низких энергий, обеспечившая высокие энергетическое разрешение (не хуже 25 мэВ) и точность калибровки (±7 мэВ), а также возможность проведения экспериментов при криогенных температурах.

2. Впервые исследована фотоэмиссия электронов из //-СаА5(С5,0) при температуре жидкого гелия. В спектрах фотоэлектронов обнаружен резонансный пик и его фононные повторения, свидетельствующие о том, что одним из основных механизмов релаксации энергии электронов в приповерхностной области является испускание фононов.

3. Обнаружено, что вероятность выхода электрона в вакуум зависит от взаимной ориентации спина электрона и направления магнитного поля, что, по-видимому, обусловлено спин-зависимым захватом электронов на поверхностные парамагнитные центры.

Практическая ценность работы заключается в том, что разработанный метод измерения спектров фотоэмитированных электронов позволяет детально изучать состояние поверхности фотокатодов с ОЭС непосредственно в планарных фотоэлектронных приборах. Полученные знания помогают совершенствовать технологию эмиттеров с ОЭС.

Положения, выносимые на защиту:

1. Использование вакуумного фотодиода с полупрозрачным фотокатодом в качестве энергоанализатора позволяет проводить детальные исследования фотоэмиссии в широком интервале температур (4.2300 К), измерять спектры фотоэлектронов в вакууме с высокими энергетическим разрешением (не хуже 25 мэВ) и точностью калибровки (±7 мэВ), детектировать спиновую поляризацию фотоэмитированных электронов.

2. Испускание фононов является одним из главных механизмов потери энергии электронами в приповерхностной области p+-GaAs(Cs,0) в процессе выхода электронов в вакуум.

3. Выход фотоэлектронов в вакуум из p+-GaAs(Cs,0) является двухступенчатым процессом, включающим захват электронов на поверхностные состояния с их последующим "переизлучением" в вакуум.

Апробация работы. Основные результаты диссертационной работы докладывались на SPIE Conference: The International Society for Optical Engineering (San Diego, 1995); 12th International Symposium on High-Energy Spin Physics (Amsterdam, 1996); II Российской конференции по физике полупроводников (Зеленогорск, 1996); Seventh International Workshop on Polarized Gas Targets and Polarized Beams (Urbana, IL, 1997); Ш Российской конференции по физике полупроводников (Москва, 1997); на семинарах ИФП СО РАН, Stanford University (Palo Alto, CA), Stanford Linear Accelerator Center (Palo Alto, CA).

Публикации. По результатам диссертации опубликовано 7 работ [А1-А7].

Структура диссертации. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка цитируемой литературы.

Объем диссертации составляет 144 машинописных страниц и включает 35 рисунков и список литературы из 98 наименований.

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ.

Во введении обосновывается актуальность темы и сформулированы цель, научная новизна и практическая ценность работы, представлены основные результаты и положения, выносимые на защиту, а также кратко изложено содержание разделов диссертации.

Первая глава является обзорной. В § 1.1 рассмотрена физика фотоэмиссии из полупроводников с ОЭС, включая процессы фотовозбуждения, термализации и диффузии электронов к поверхности. В § 1.2 дан обзор экспериментальных работ по исследованию физических процессов, определяющих транспорт электронов через границу раздела полупроводник -слой адсорбата - вакуум. В конце главы сформулированы основные задачи диссертационной работы.

Вторая глава посвящена методике эксперимента. Для решения поставленных задач нами был развит метод измерения СФЭ в вакуумных фотодиодах, основанный на методике задерживающего потенциала. В §2.1 кратко описана технология изготовления вакуумных фотодиодов, состоящих из плоскопараллельных фотокатода (объекта исследования) и металлического анода, герметично закрепленных на торцах цилиндрического корпуса из алюмооксидной керамики. Использовался полупрозрачный СаАз(Сз,0)-фотокатод на стекле. Технология изготовления фотокатода, его очистка и активирование, обеспечившие высокие (до 0.25-0.3) значения квантового выхода фотоэмиссии, описаны в [4]. Диаметр фотокатода и анода равнялся 20 мм, расстояние между ними — 0.5 мм. Активный слой фотокатода представлял собой эпитаксиальный р-ОаАз(ЮО), легированный цинком до концентрации р=6х1018 см-3. В зависимости от целей эксперимента толщина активного слоя составляла от 0.2 до 2 мкм. Обезгажи-вание, активирование и герметичное сочленение узлов фотодиода через индиевые прокладки производились при комнатной температуре в сверх-высоковакуумной камере. В отсутствие течей свойства фотокатода не изменялись в течение нескольких лет.

Для измерения СФЭ вакуумный фотодиод использовался в качестве энергоанализатора с однородным электрическим полем. В § 2.2 рассмотрены основные принципы работы такого энергоанализатора, а также описаны системы регистрации СФЭ и производной от СФЭ. Энергоанализатор (вакуумный фотодиод) управлялся как энергетический фильтр: напряжение и, прикладываемое между фотокатодом и анодом, формировало потенциальный барьер, который преодолевали только фотоэлектроны, эмитированные с фотокатода с продольной кинетической энергией е> дЦ",

где и'=(и+ЛФ) и ЛФ - контактная разность потенциалов между катодом и анодом. Для измерения СФЭ полупрозрачный ваАБ-фотокатод освещался монохроматическим светом, и измерялась производная от кривой задержки с использованием синхронного детектирования. Для проведения низкотемпературных измерений вакуумный фотодиод погружался непосредственно в жидкий азот или гелий.

Энергетическое разрешение используемого электронного спектрометра оценивалось из анализа формы СФЭ и было не хуже 25 мэВ. Калибровка энергии фотоэлектронов проводилась при низких температурах (Т<77К) путем измерения энергии баллистических электронов в СФЭ при различных пю и сравнения экспериментальных данных с расчетными зависимостями. Методика калибровки, по сути, совпадала с предложенной в [5]. Точность калибровки равнялась ±7 мэВ.

Измерения СФЭ в процессе активирования полупрозрачного СаАэ-фотокатода (§ 3.5) проводились в откачиваемой вакуумной установке при освещении фотокатода в геометрии на просвет. СаАБ-фотокатод помещался в специальную позицию напротив металлического анода на расстоянии 3 мм. Диаметр анода был равен 20 мм. Использовалась электронная схема, аналогичная измерениям СФЭ в вакуумных фотодиодах.

Третья глава посвящена исследованию спектров фотоэмитирован-ных электронов. С целью выяснения механизмов энергетических потерь электронов вблизи поверхности ( ких температурах (§3.1 и §3.2). В §3.1 представлены СФЭ, измеренные при температуре жидкого гелия и различных энергиях фотонов (рис.1). Использовался полупрозрачный фотокатод с тонким (0.2 мкм) активным слоем. Спектры нормированы на максимум. Энергия электронов е измеряется относительно потолка валентной зоны в объеме полупроводника. Положения дна зоны проводимости в объеме полупроводника (Ес) и уровня вакуума (Еуас) показаны на рисунке.

10'

10

10

были проведены измерения СФЭ при низ-10°

*10

1 И 1 Е уме | Г йю: ! 1.52 еУ-► 1.65 еУ - 1 — 1 1 4.2 К Ш-с \ \ \\ы,-с -

- 1.77 еУ -тАА \1

1.91 еУ

- 2.06 еУ -1 } > •

1.2 1.4

1.6 1.8 2.0 6, эВ

Рис.1. Спектры фотоэлектронов, измеренные при 4.2 К при различных энергиях фотонов.

Из рисунка видно, что основная доля электронов эмитируется в вакуум с энергией меньшей Ес. Форма СФЭ в области максимума имеет вид широкой («230 мэВ) полосы, простирающейся от дна зоны проводимости в объеме полупроводника вплоть до уровня вакуума. При На>= 1.52 эВ высокоэнергетическое крыло СФЭ является экспоненциальным в диапазоне =¡10-15 мэВ над дном зоны проводимости: И(Е)~ехр(~в/£0). Показатель экспоненты Ео равен 2.0+0.5 мэВ, что значительно превышает тепловую энергию М«0.36 мэВ при Т=4.2 К. Данное различие обусловлено, по-видимому, влиянием модификации плотности состояний вблизи дна зоны проводимости в сильнолегированном полупроводнике. При возбуждении электронов выше дна зоны проводимости СФЭ содержит высокоэнергетическое плечо, обусловленное эмиссией горячих электронов. На рисунке показаны энергии баллистических электронов при йй>=2.06 эВ, рожденных вместе с тяжелыми (Ыг-с) и легкими (Ш-с) дырками. Положения таких электронов определялись по пикам в производной от СФЭ. Расчетные значения энергии электронов при различных Ьа были получены в рамках к-р модели с учетом непараболичности валентной зоны и зоны проводимости. Сравнение экспериментальных данных с расчетными зависимостями позволило провести калибровку энергии электронов. Точность калибровки оценивалась по ширине пиков в производной от СФЭ и составила ±7 мэВ.

Из рис.1 видно, что в спектрах фотоэлектронов при £<Ес наблюдаются дополнительные особенности. Детальный анализ тонкой структуры СФЭ при Т=4.2 К проведен в § 3.2. Спектр фотоэлектронов, измеренный при Нсо=\.52 эВ, представлен на рис.2. На рисунке видны пики 10> I] и 12-Пик 10 обусловлен, по-видимому, термализован-ными электронами, инжектируемыми в припо-

е, эВ

Рис.2. Спектр фотоэлектронов, измеренный при Ьа>= 1.52эВ и Т=4.2 К. На вставке к рисунку представлена область спектра вблизи пика 10 с вычетом монотонной составляющей СФЭ.

верхностнуто область пространственного заряда (ОПЗ) с дна зоны проводимости. Полуширина пика 10 равна «25 мэВ. Положение этого пика смещено относительно Ес на 15 мэВ в область меньших энергий. Чем обусловлено данное смещение окончательно не ясно. Возможно, что максимум электронного распределения в объеме полупроводника сдвинут в область меньших энергий из-за наличия хвостов плотности состояний зоны проводимости. Можно также предположить, что данное смещение вызвано наличием резонансного поверхностного состояния, лежащего примерно на 15 мэВ ниже Ес. Ниже резонансного пика в СФЭ наблюдаются пики I] и 12, обусловленные, по-видимому, фононными повторениями пика 1о- Фо-нонные пики хорошо видны на вставке к рисунку, при построении которой было проведено вычитание монотонной составляющей СФЭ. Расстояние между пиками А равняется 38±3 мэВ. Наблюдение фононных пиков в СФЭ указывают на существенную роль электрон-фононного взаимодействия в процессе выхода электронов из р+-0аАз(Сз,0) в вакуум. Близость величины А и энергии продольных оптических ЬО-фононов СаАэ (36.7 мэВ) позволяет нам предположить, что наблюдаемые особенности в СФЭ связаны с ЬО-фононами СаАз.

В § 3.3 с целью уточнения модели выхода электронов в вакуум были проведены измерения энергетической зависимости коэффициента прозрачности границы раздела СаАз(Сз,0)-вакуум для электронов с энергиями 30-300 мэВ над дном зоны проводимости. Для вычисления энергетической зависимости коэффициента прозрачности мы разработали метод, основанный на измерении термализованного (больцмановского) хвоста СФЭ в широком энергетическом диапазоне. Коэффициент прозрачности определялся путем сравнения расчетного значения количества термапизован-ных электронов, достигших поверхности с заданной кинетической энергией, и экспериментально измеренного количества электронов, фотоэмити-рованных в вакуум с той же энергией. На рис.3 представлены расчетный СФЭ (штриховая линия) и экспериментальные СФЭ (сплошные линии), измеренные при Т=293 К в различных точках ОаАз-фотокатода при й®= 1.96 эВ. Квантовый выход в этих точках равнялся 0.08, 0.12 и 0.18. Кривые нормированы на интенсивность падающего света, так что площадь под СФЭ пропорциональна значеншо квантового выхода. В спектрах фотоэлектронов отсутствуют высокоэнергетические плечи, обусловленные эмиссией горячих электронов. Это связано с тем, что использовался толстый (1.7 мкм) полупрозрачный 0аАз(Сз,0) фотокатод, и все горячие электроны успевали термализоваться на дно зоны проводимости до того,

как они достигали эмитирующей поверхности. Из рисунка видно, что основным отличием СФЭ является положение низкоэнергетического плеча спектров, что связано с различной высотой остаточного поверхностного барьера в разных точках фотокатода. Распределения фо-тоэмитированных электронов с энергией выше дна зоны проводимости в объеме полупроводника (рис.3) описываются экспонентой. Экспоненциальные участки измеренных СФЭ совпадают. Показатель экспоненты равен 29 мэВ и близок к показателю экспоненты в распределении термализованных электронов в объеме полупроводника (кТ=25.4 мэВ).

Концентрация фотоэлектронов вблизи эмитирующей поверхности была вычислена с использованием диффузионной модели. Распределение электронов по энергии вблизи поверхности было рассчитано из решения уравнения Больцмана. Теоретический спектр фотоэлектронов, приведенный на рисунке, рассчитан в предположении, что коэффициент прозрачности границы раздела равен единице. Поскольку энергоанализатор с однородным электрическим полем измеряет только продольную компоненту энергии электронов, то для расчетов СФЭ необходимо задать угловое распределение фотоэмитированных электронов. Расчетная кривая, приведенная на рисунке, построена в предположении, что электроны эмитируются перпендикулярно поверхности, поскольку известно [6], что поперечная энергия электронов из термализованного хвоста функции распределения не превышает 20—30 мэВ. Энергетическая зависимость прозрачности границы раздела была определена делением измеренных СФЭ на расчетную кривую. Показано, что прозрачность границы раздела СаАз(СБ,0) - вакуум для электронов, инжектируемых в ОПЗ с кинетической энергией больше 20-30 мэВ, много меньше единицы и является слабой функцией энергии. Известно также, что для />0аАз(Сз,0) эффективная скорость поверх-

Рис.З. Экспериментальные СФЭ (сплошные линии) и расчетная СФЭ (штриховая линия).

ностной рекомбинации близка к тепловой, т.е. вероятность того, что электрон, термализованный на дно зоны проводимости, упруго отразится от поверхности и "уйдет" обратно в объем, мала. Таким образом, большая часть термализованных электронов эффективно захватывается на поверхностные состояния (что согласуется, по сути, с моделью, предложенной в [7]). При этом захват электронов в ОПЗ также необходимо рассматривать как захват на поверхностные состояния, так как длина волны электрона (в измеряемом энергетическом диапазоне) сравнима с шириной ОПЗ, и физически невозможно разделить электронные процессы, происходящие в ОПЗ и непосредственно на поверхности. Из-за малой прозрачности границы раздела такие электроны достаточно долго "живут" на этих состояниях, прежде чем выйти в вакуум или, потеряв энергию, опуститься ниже уровня вакуума и рекомбинировать с дырками из валентной зоны. При этом усредненная вероятность "переизлучения" электронов в вакуум с поверхностных состояний, лежапцгх выше уровня вакуума, достигает значений 0.25-0.30. Таким образом, полученные экспериментальные данные указывают на то, что выход фотоэлектронов в вакуум из p+-GaAs(Cs,0) является двухступенчатым процессом, включающим захват электронов на поверхностные состояния с их последующим "переизлучением" в вакуум.

В §3.4 рассмотрен вопрос о влиянии хвостов плотности состояний зоны проводимости на вероятность выхода фотоэлектронов в вакуум из р+-GaAs(Cs,0). С этой целью были проведены измерения СФЭ при 77 К при возбуждении электронов фотонами с энергией hco<Ez. При наименьшей энергии фотонов (1.46 эВ) электроны возбуждались в состояния, лежащие на 50 мэВ ниже дна зоны проводимости в объеме полупроводника. Было показано, что при уменьшении энергии фотонов доля высокоэнергетических электронов в СФЭ уменьшается. Так, при tia>= 1.51 эВ средняя кинетическая энергия эмитированных электронов равнялась 150 мэВ, тогда как при Й£И=1.46 эВ — 100 мэВ. Показано также, что относительная доля электронов, эмитированных в вакуум с энергией равной энергии фотовозбуждения, уменьшается в три-четыре раза при уменьшении hco от 1.51 эВ до 1.46 эВ (данная величина вычислялась как отношение значения СФЭ в точке фотовозбуждения к максимуму СФЭ). Рассмотрим, чем обусловлены такие изменения формы СФЭ. Транспорт к поверхности электронов, возбужденных в хвосты плотности состояний зоны проводимости в объеме полупроводника, может осуществляться двумя способами. Первый включает выброс электронов из хвостов плотности состояний на дно зоны проводимости и их последующую диффузию к поверхности. Второй путь за-

ключается в туннелировании электронов к поверхности через состояния хвостов зоны проводимости. Если бы все электроны достигали поверхности первым способом, то распределение электронов, инжектируемых в ОПЗ, не зависело бы от Ьсо. Изменения формы СФЭ при уменьшении й<м свидетельствуют о том, что электроны, достигшие поверхности путем туннелирования через хвосты плотности состояний зоны проводимости, составляют существенную часть от полного тока электронов, инжектируемых в ОПЗ. Уменьшение амплитуды СФЭ в точке, соответствующей энергии фотовозбуждения связано, по-видимому, с тем, что мы возбуждаем электроны ниже резонансного уровня. Из-за низкой температуры такие электроны не могут получить энергию от решетки и инжектируются в ОПЗ с энергией, меньшей энергии резонансного пика, что приводит к уменьшению вероятности упругого (без потери энергии в ОПЗ) выхода электронов в вакуум.

В §3.5 с целью уточнения модели активирующего покрытия для СаАз(Сз,0)-эмиттера спектры фотоэлектронов были измерены при различных толщинах (Сз,0)-слоя. Способ приготовления толстых (Св.О)-покрытий заключался в продолжении процесса активирования после достижения максимального значения У, и был оптимизирован для получения максимального квантового выхода при каждой толщине активирующего слоя. На рис.4 показаны СФЭ, измеренные после активирования атомарно-чистой поверхности ваАБ цезием и кислородом (а), после последующего прогрева и повторного активирования (Ь), а также для толстых активирующих покрытий (с, <1, е). Кривые нормированы на интенсивность падающего света. Значения квантового выхода и толщины (Сз,0)-слоя показаны на рисунке для каждого из спектров. Из рис.4 видно, что эффективное отрицательное

1.0

0.8

0.6

0.4

0.2

0.0

У=0.20 1 к

¿«3 мц 0

Е,эВ

Рис.4. Спектры фотоэлектронов, измеренные для различных толщин активирующего (С5,0)-слоя.

электронное сродство на поверхности аАэ может быть получено для широкого диапазона толщин (Сб,0)-слоя. Наблюдаемая при этом эволюция формы СФЭ свидетельствует о том, что физические механизмы, контролирующие выход электронов в вакуум из полупроводников с ОЭС, существенно зависят от структуры и состава активирующего покрытия. На рисунке можно выделить два типа изменения формы СФЭ, соответствующие тонким (кривые а и Ь, см. также рис.3) и толстым (кривые с, <1, е) активирующим покрытиям. В случае тонких активирующих покрытий эволюция СФЭ связана с различным положением низкоэнергетического плеча спектров, в то время как амплитуда СФЭ остается постоянной. Необходимо отметить, что в используемой технологии приготовления поверхности [4] мы всегда наблюдали такую эволюцию формы СФЭ для фотокатодов с различными значениями квантового выхода от 0.1 до 0.3. Такая эволюция формы СФЭ хорошо описывается в рамках дипольной модели активирующего покрытия [8], в которой предполагается, что на поверхности существует промежуточный потенциальный барьер. При этом наблюдаемое изменение величины ОЭС связано, по-видимому, с вариацией состава активирующего покрытия, приводящей к изменению суммарного диполя поверхностного (Сз,0)-слоя, в то время как прозрачность промежуточного поверхностного барьера остается постоянной примерно при одной и той же толщине (Сз,0)-слоя.

Второй тип изменения формы СФЭ соответствует толстым активирующим покрытиям (рис.4 кривые с, с! и е). При толщинах (Сз,0)-слоя больше 7 МЬ амплитуда СФЭ продолжает уменьшаться, в то время как величина отрицательного сродства (0.45±0.01 эВ) перестает зависеть от толщины. Это означает, что на поверхности СаАэ сформировался слой (Сб,0), работа выхода которого определяется его объемными свойствами. Система, в которой работа выхода не зависит от толщины (Сб.О) слоя, может описываться как гетеропереход [9].

В главе 4 рассмотрено влияние различных внешних воздействий на процесс выхода фотоэлектронов в вакуум из СаАз(Сз,0). В §4.1 проведены исследования СФЭ в процессе деградации квантового выхода фотоэмиссии. Деградацию фотоэмиссии обычно связывали с повышением высоты остаточного поверхностного барьера. Мы обнаружили и другие типы деградации. В случае естественной деградации фотоэмиссии, обусловленной наличием внешних и внутренних течей в вакуумных фотодиодах, наблюдались два типа эволюции СФЭ (рис.5). Из рис.5 видно, что в первом случае (а), основное различие спектров заключается в положении низко-

Рис.5. Спектры фотоэлектронов, измеренные в процессе естественной деградации квантового выхода СаАх(Сз,0). Два типа деградации обусловлены увеличением работы выхода фотоэмитгера (а) и уменьшением прозрачности границы раздела для электронов (Ь).

энергетического крыла СФЭ, определяемого высотой остаточного потенциального барьера на поверхности. Эти результаты указывают на то, что данный тип деградации квантового выхода обусловлен увеличением работы выхода фотоэмиттера, в то время как прозрачность границы раздела и скорость энергетических потерь электронов не изменялись. Возможной причиной уменьшения ОЭС является адсорбция кислородосодержащих компонентов атмосферы, вызывающих уменьшение величины изгиба зон и возрастание истинного электронного сродства [10]. В ряде случаев мы наблюдали и другой тип деградации, при котором форма СФЭ не изменялась, в то время как амплитуда СФЭ постепенно уменьшалась (рис.5Ь). Такая эволюция формы СФЭ свидетельствует о том, что деградация фотоэмиссии обусловлена уменьшением прозрачности границы раздела для электронов. Микроскопическая картина данного механизма деградации окончательно не ясна. Возможно, такой тип деградации фотоэмиссии обусловлен адсорбцией молекулярного водорода, который не вызывает изменения суммарного диполя активирующего покрытия, однако, может являться "серым слоем" для электронов. Источниками водорода могли быть газонаполненные поры в керамических стенках вакуумного фотодиода. Известно, что основной компонентой газа в таких порах является водород.

В §4.2 приводятся зависимости квантового выхода и спектров фото-эмитированных электронов от температуры в диапазоне Т=77—300 К. Исследовался полупрозрачный СаАэ фотокатод с толщиной активного слоя

1.8 мкм. Было обнаружено, что при понижении температуры квантовый выход фотокатода, измеряемый при Й£»=1 .8 эВ, монотонно возрастал. При Т=77, 200 и п 293 К были дополнительно д измерены спектры фотоэлектронов, представленные на рис.6. Из рисунка видно, что форма и положение низкоэнергетического плеча не зависят от температуры. Основным различием СФЭ является сдвиг высокоэнергетического края в область боль-

Т=77 К Г=0.39

1.4

е, эВ

1.6

измеренные

Рис.6. Спектры фотоэлектронов, при 77, 200 и 293 К.

ших энергий при понижении температуры. Величина сдвига, приводящего к увеличению ОЭС, точно соответствует изменению ширины запрещенной зоны ОаА;.. Из рисунка также видно, что амплитуда и форма СФЭ в области максимума примерно одинаковы для всех спектров. Эти данные свидетельствует о том, что физические процессы, определяющие выход электронов в вакуум, являются слабой функцией температуры, а увеличение квантового выхода внешнего фотоэффекта при понижении температуры связано только с ростом величины ОЭС.

В §4.3 представлены экспериментальные данные о влиянии внешнего электрического поля на процесс выхода электронов в вакуум из 0аАз(СБ,0). Зависимости квантового выхода Гот напряженности электрического поля Т7 и спектры фотоэлектронов были измерены в различных точках фотокатода. Из-за неоднородности состава (Сз,0)-слоя квантовый выход в этих точках варьировался в интервале 7=0.04—0.18. Было показано, что квантовый выход возрастает при увеличении И, и, что изменения Г примерно пропорциональны -Л? независимо от слабополевого значения квантового выхода. Основным различием СФЭ, измеренных в точках с различными значениями Г, являлось положение низкоэнергетического крыла спектра, определяющегося высотой остаточного потенциального барьера ср в соответствующих точках фотоэмиттера. Используя СФЭ, мы построили зависимость У(ф). Было показано, что для СаАз(Сз,0), активи-

рованного до состояния с ОЭС, квантовый выход фотоэмиссии линейно возрастает при уменьшении <р. Полученные зависимости У(<р) и У(Р') были использованы для построения кривой А<р(Р). Показано, что экспериментальная кривая Лд>(Р) хорошо описывается теоретической зависимостью эффекта Шоттки для ва Аэ без учета влияния слоя (Се,О) на формирование потенциала сил зеркального изображения.

Отметим также, что внешнее вытягивающее электрическое поле и понижение температуры фотоэмиттера позволяют значительно увеличить квантовую эффективность фотокатодов с ОЭС. Так, для СаА$(Сз,0)-полупрозрачного фотокатода при 77 К и напряженности электрического поля 105 В/см квантовый выход возрос до величины 0.50, в то время как при комнатной температуре слабополевое значение квантового выхода равнялось только 0.25.

В §4.4 представлены экспериментальные данные о спин—зависимом транспорте электронов через границу раздела СаАз(С5,0)-вакуум в продольном магнитном поле. Для проведения исследований вакуумный фотодиод помещался в магнитное поле, перпендикулярное поверхности ваАБ-фотокатода. Оптическая генерация спин-поляризованных электронов в ваАэ осуществлялась циркулярно поляризованным светом с модуляцией направления поляризации (между а- и сг+). Измерялась магнитоиндуци-рованная поляризационно-зависимая компонента фотоэмиссионного тока:

= -J'J+)/(Ja- + Jcт+) Было обнаружено, что величина ДУ / / является линейной функцией магнитного поляг. Наличие магнитоиндуцированного поляризационно-зависимого сигнала может быть обусловлено как процессами в объеме полупроводника, так и поверхностными эффектами. Дополнительные измерения величины &J / J как функции энергии фотоэмитированных электронов позволили выделить поверхностный вклад в магнитоиндуцированном поверхностном фототоке. Таким образом, было показано, что вероятность выхода электрона в вакуум зависит от взаимной ориентации спина электрона и направления магнитного поля. Мы полагаем, что данный эффект обусловлен спин-зависимым захватом электронов на парамагнитные поверхностные состояния, частично поляризованные магнитным полем. С использованием обнаруженного эффекта была предложена и реализована методика измерения степени поляризации фотоэмитированных электронов и длины спиновой диффузии /-.1 в полупрозрачных фотокатодах. Показано, что дляр+-ОаАБ величина Ь5 = 0.45±0.05 мкм при 1=293 К.

В заключении приводятся основные результаты и выводы диссертации:

1. Развита методика спектроскопии фотоэмитированных электронов низких энергий для исследования электронных свойств поверхности полупроводников, основанная на использовании вакуумного фотодиода с полупрозрачным фотокатодом в качестве энергоанализатора с однородным электрическим полем. Энергетическое разрешение анализатора не хуже 25 мэВ, а точность калибровки ±7 мэВ.

2. Впервые проведены измерения' спектров фотоэлектронов из р+-СаЛз(Сз,0) при температуре жидкого гелия. В спектрах фотоэмитированных электронов обнаружены резонансный пик и его фононные повторения. Тем самым, экспериментально показано, что электрон-фоношгое взаимодействие является одним из основных механизмов потери энергии электронов в приповерхностной области.

3. Показано, что для р+-ваАэ, активированного цезием и кислородом до состояния с ОЭС, прозрачность активирующего покрытия для электронов с энергией выше дна зоны проводимости в объеме полупроводника много меньше единицы и является слабой функцией энергии. Показано, что выход фотоэлектронов в вакуум является двухступенчатым процессом, включающим захват электронов на поверхностные состояния с их последующим "переизлучением" в вакуум.

4. При возбуждении электронов в хвосты плотности состояний зоны проводимости аАэ обнаружено изменение формы спектров фотоэмитированных электронов. Показано, что вероятность выхода электронов в вакуум уменьшается с понижением энергии электронов в хвостах плотности состояний.

5. Измерены спектры фотоэлектронов и величина квантового выхода в температурном диапазоне 77-300 К. Показано, что прирост квантового выхода при понижении температуры связан с увеличением ОЭС из-за возрастания ширины запрещенной зоны.

6. Показано, что изменение высоты остаточного поверхностного барьера во внешнем электрическом поле описывается классическим эффектом Шоттки для //-ОаАБ(С5,0)-эмиттеров.

7. Обнаружено, что во внешнем магнитном поле, перпендикулярном поверхности образца, вероятность выхода электрона из р+-0аАэ(Сз,0) в вакуум зависит от взаимной ориентации спина электрона и направления магнитного поля. Данная зависимость обусловлена, по-видимому, спин-зависимым захватом электронов на поверхностные парамагнитные центры.

Основные результаты диссертационной работы изложены в следующих публикациях:

[А1] Терехов А.С., Орлов Д.А. Тонкая структура спектров тгрмапао-еанных фотоэлектронов, эмитированных из GaAs с отрицательным электронным сродством. -Письма в ЖЭТФ, 1994, т.59, в.12, с. 827831.

[А2] Terekhov A.S., Orlov D.A. Photoelectron thermalization near the unpinned surface of GaAs(Cs,0) photocathode. -SPIE Proc., 1995, v.2550, p. 157-164.

[A3] Терехов A.C., Орлов Д.А., Ярошешлч A.C., Солдатченко Г.М., Савченко И.В., Ронжнн JI.C. Влияние силы зеркального изображения на фотоэмиссию электронов из GaAs с отрицательным электронным сродством. -ФТТ, 1996, т.38, в.1, с.306-309.

[А4] Терехов А.С., Орлов Д.А., Ненашев А.В., Ткаченко В.А. Рассеяние фотоэлектронов на границе раздела p-GaAs(Cs,0) — вакуум в интервале температур 4.2-300 К. -Тезисы 2-ой Российской конференции по физике полупроводников, Зеленогорск, Россия, 1996, т.1, с. 166166.

[А5] Orlov D.A., Terekhov A.S. Study ofphotoelectron escaping process from NEA-photocathodes. —Proceedings of the 12th International Symposium on High-Energy Spin Physics, Amsterdam, The Netherlands, 1996, p.720-722.

[A6] Orlov D.A., Leontjev K.V., Kosolobov S.N., Khatunkin V.V., Savchenko I. V., Terekhov A.S. New tool for detailed study of NEA-photocathode parameters including spin polarization. -Proceedings of the 12th International Symposium on High-Energy Spin Physics, Amsterdam, The Netherlands, 1997, p.717-719.

[A7] Alperovich V.L., Kirillov M.A., Orlov D.A., Paulish A.G., Savchenko I.V., Scheibler H.E., and Terekhov A.S. Evolution of surface electronic properties of GaAs photocathodes during degradation. -Proceedings of the 12th International Symposium on High-Energy Spin Physics, Amsterdam, The Netherlands, 1997, p.755-757.

Цитируемая литература:

[1] Sheer J.J. and Van Laar J. GaAs-Cs: A new type of pholoemiiter. -Solid State Comnrnn., 1965, v.3, p.189-193.

[2] Turnbull A.A. and Evans G.B. Photoemission from GaAs-Cs-O. —J. Phys. D: Appl. Phys., 1968, v.l, No.2, p.155-160.

[3] James L.W. and Moll J.L. Transport properties of GaAs obtained from photoemission measurements. -Phys. Rev., 1969, v.183, No.3, p.740-753.

[4] Болховитянов Ю.Б. и др. Полупрозрачный арсенид-галлиевый фотокатод на стекле с чувствительностью до 1700 мкА/Лм. —Письма в ЖТФ, 1990, т.16, в.7, с.25-29.

[5] Drouhin H.-J. et al. Photoemission from activated gallium arsenide. I. Very-high-resolution energy distribution curves. -Phys. Rev. В., 1985, v.31, No.6,p.3 859-3 871.

[6] Pastuszka S. et al. Transverse energy spread ofphotoelectrons emitted from NEA-GaAs photocathodes. -Appl. Phys. Lett, 1997, v.71, No.20, p.2967-2969.

[7] Мусатов A.JI. и др. Фотоэлектронные спектры GaAs и GalnAs фотокатодов с отрицательным электронным сродством. —ФТТ, 1981, т.23, в.З, с.929-931.

[8] Fisher D.J. et al. Photoelectron surface escape probability of (Ga,In)As: Cs-O in the 0.9-1.6pm range. -J. Appl. Phys., 1972, v.43, No.9, p.3815-3823.

[9] Bell R.L., Spicer W.E. 3-5 compound photocathodes: A new family ofpho-toemitters with Greatly Improved Performance, -Proc. IEEE, 1971, v.59, No.ll, p. 1788-1802.

[10] Alperovich V.L. et al. Domination of adatom-induced surface states on p-type GaAs(Cs.O) at room temperature.-?hys. Rev. В., 1994, v.50, No.8,

Подписано в печать 23.04.98. Формат 60x82/16. Печ.л. 1,0. Заказ №53. Бумага офсетная ZOOM. Тираж 100.

Отпечатано на полиграфическом участке Издательского отдела Института катализа им. Г.К. Борескова СО РАН 630090, Новосибирск, пр. Академика Лаврентьева, 5