Текст
НА.СОБОЛЕВА, А.Г. БЕРКОВСКИЙ,
Н.О.ЧЕЧИК, Р Е. ЕЛИСЕЕВ
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ
ПРИБОРЫ
ФИЗИКО-МАТЕМАТИЧЕСКАЯ БИБЛИОТЕКА ИНЖЕНЕРА
Н. А. СОБОЛЕВА, А. Г. БЕРКОВСКИЙ,
Н. О. ЧЕЧИК, Р. Е. ЕЛИСЕЕВ
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ
ПРИБОРЫ
ПОД РЕДАКЦИЕЙ ЧЛ.-КОРР. АН СССР
Д. В. ЗЕРНОВА
ИЗДАТЕЛЬСТВО «НАУКА»
ГЛАВНАЯ РЕДАКЦИЯ
ФИЗИКО-МАТЕМАТИЧЕСКОЙ ЛИТЕРАТУРЫ
МОСКВА 1965
6П2. 15
С 54
УДК 621. 383. 4.
АННОТАЦИЯ
Фотоэлектронные приборы играют важную роль
в современной технике и научных исследованиях.
В последние годы в области исследований фото-
эффекта и в создании новых видов и типов прибо-
ров достигнут ряд существенных успехов.
В предлагаемой книге приведены основные
сведения о современном состоянии физики элек-
тронных процессов, происходящих в фотоэлектрон-
ных приборах, и описаны конструкции, параметры
и характеристики этих приборов.
Книга рассчитана на инженеров и научных ра-
ботников, разрабатывающих и применяющих фо-
тоэлектронные приборы, а также на аспирантов и
студентов соответствующих специальностей выс-
ших учебных заведений.
Нина Александровна Соболева, Аркадий Григорьевич Берковский,
Носон Ошерович Чечик, Рейнгольд Евгеньевич Елисеев
Фотоэлектронные приборы
М., 1965 г., 592 стр. с илл.
Редактор А. В. Чеботарева
Техн, редактор А. А. Благовещенская Корректор Т. С. Плетнева
Сдано в набор 10/VI1 1965 г. Подписано к печати 20/Х1 1965 г. Бумага
84Х1087з2. Физ. печ. л. 18,5. Услови, печ. л. 30,34. Уч.-изд л. 31,71. Тираж
11 000 экз. Т-13776. Цена книги 1 р. 74 к. Заказ № 1848.
Издательство «Наука»
Главная редакция физико-математической литературы.
Москва, В-71, Ленинский проспект, 15.
Ленинградская типография № 1 «Печатный Двор» имени А. М. Горького
«Главполиграфпрома» Государственного комитета Совета Министров СССР
по печати. Гатчинская, 26.
3-3-12
29-65
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие...................................................... 5
Глава 1. Введение................................................ 7
§ 1.1. Лучистая энергия...................................... 7
§ 1.2. Индикаторы лучистой энергии......................... 16
§ 1.3. Классификация фотоэлектронных приборов .... 21
§ 1.4. Краткая историческая справка. Роль фотоэлек-
тронных приборов в современной науке и технике 24
Литература.................................................. 26
Глава 2. Физические основы внешнего фотоэффекта ... 27
§ 2.1. Основные положения зонной теории твердого тела 27
§ 2.2. Фотоэлектронная эмиссия металлов..................... 45
§ 2.3. Фотоэлектронная эмиссия полупроводников .... 69
Литература.................................................. 101
Глава 3. Фотоэлементы с внешним фотоэффектом................... 1Г2
§ 3.1. Фотокатоды.......................................... 102
§ 3.2. Оптические свойства фотокатодов..................... 130
§ 3.3. Утомление и старение фотокатодов.................... 141
§ 3.4. Конструкции фотоэлементов с внешним фото-
эффектом ............................................ 149
§ 3.5. Технология изготовления фотоэлементов ... 151
§ 3.6. Характеристики и параметры фотоэлементов . 165
§ 3.7. Темновые токи и шумы фотоэлементов.................. 172
§ 3.8. Усиление фототока с помощью газового разряда 185
§ 3.9. Схемы включения фотоэлементов с внешним фото-
эффектом ............................................ 194
Литература................................................. 200
Глава 4. Фотоэлектронные умножители............................ 203
§ 4.1. Принцип работы фотоэлектронных умножителей 203
§ 4.2. Вторичная электронная эмиссия н эффективные
эмиттеры вторичных электронов........................ 206
§ 4.3. Однокаскадные фотоэлектронные умножители . . 228
§4.4. Многокаскадные фотоэлектронные умножители . . 231
§ 4.5. Расчет и моделирование фотоумножителей .... 254
§ 4.6. Технология изготовления фотоэлектронных умно-
жителей ............................................. 269
§ 4.7. Статические параметры и характеристики фото-
электронных умножителей.............................. 279
§ 4.8. Темновой ток и пороговая чувствительность фото-
умножителей ......................................... 286
§ 4.9. Способы снижения темновых токов фотоумножителей 299
4
ОГЛАВЛЕНИЕ
§ 4.10. Импульсные параметры сцинтилляционных фото-
умножителей ......................................... 308
§ 4.11. Зависимость параметров фотоумножителей от усло-
вий эксплуатации..................................... 322
§ 4.12. Советские фотоумножители промышленных типов 334
§ 4.13. Аппаратура для исследования фотоумножителей. 364
§4.14. Схемы включения фотоумножителей.............. 380
Литература........................................... 386
Глава 5. Фотосопротивления.............................. 392
§ 5.1. Равновесная проводимость полупроводников . . . 392
§ 5.2. Фотопроводимость.............................. 404
§ 5.3. Основные конструкции и методы изготовления
фотосопротивлений.................................... 423
§ 5.4. Параметры и характеристики фотосопротивлений 429
§ 5.5. Фотосопротивления промышленного типа......... 444
§ 5.6. Фотосопротивления для инфракрасной области
спектра.................................. 469
Литература...................................... 481
Глава 6. Вентильные фотоэлементы................. ..... 483
§ 6.1. Условия образования фото-э. д. с. ............ 483
§ 6.2. Образование запирающего слоя........ ... 489
§ 6.3. Электронно-дырочный переход.............. 496
§ 6.4. Выпрямляющее действие контактного перехода 501
§ 6.5. Освещение контактного перехода........... 505
§ 6.6. Коэффициент полезного действия фотоэлемента
с запирающим слоем (фотопреобразователя) .... 511
§ 6.7. Характеристики и параметры вентильных фото-
элементов ........................................... 516
§ 6.8. Вентильные фотоэлементы промышленных типов 522
§ 6.9. Фотоэлементы с «продольным» или «боковым»
фотоэффектом......................................... 544
§ 6.10. Высоковольтный вентильный фотоэффект........ 550
§ 6.11. Фотоэлектрона гнитный эффект................. 552
§ 6.12. Электронный фототермомагнитный эффект....... 554
Литература........................................., 555
Глава 7. Фотодиоды и фототраизнсторы ... .... 557
§ 7.1. Принцип действия фотодиодов................... 557
§ 7.2. Характеристики фотодиодов..................... 560
§ 7.3. Шумовые свойства фотодиодов . . 566
§ 7.4. Параметры фотодиодов........................ 567
§ 7.5. Фотодиоды промышленных типов.................. 570
§ 7.6. Фототранзисторы............................... 574
§ 7.7. Характеристики фототранзисторов............... 581
§ 7.8. Фототранзисторы промышленных типов............ 585
§ 7.9. Технология изготовления фотодиодов и фототран-
зисторов .......................................... 586
Литература........................................... 588
Предметный указатель................................. 589
ПРЕДИСЛОВИЕ
Весьма важная роль, которую фотоэлектронные при-
боры играют в современной технике и в научных исследо-
ваниях, предопределила их интенсивное развитие, начав-
шееся в тридцатых годах двадцатого столетия и непрерывно
продолжающееся в нарастающем темпе вплоть до настоя-
щего времени. В последние годы в этой области достигнут
ряд существенных успехов. Созданы новые фотокатоды
как для видимой области спектра, так и для ультрафиоле-
товой. Появились новые типы фотоэлектронных умножи-
телей, отличающиеся высокими значениями эксплуатацион-
ных параметров. Существенно расширился ассортимент
фотоэлектронных приборов с внутренним фотоэффектом,
к числу которых, в частности, относятся монокристалли-
ческие фотосопротивления, основанные на собственном
и примесном поглощении. Значительное развитие получили
полупроводниковые фотоэлектрические приборы для
регистрации длинноволновой инфракрасной области
спектра.
Вместе с тем в отечественной монографической литера-
туре со времени выхода в свет известной книги С. Ю. Лукья-
нова «Фотоэлементы», изданной в 1948 г., а фактически
написанной еще в предвоенные годы и потому в значитель-
ной степени устаревшей, до сих пор не появилось ни одной
монографии, охватывающей в достаточно полном объеме
весь круг вопросов, относящихся к этому классу электрон-
ных приборов.
В предлагаемой вниманию читателей книге, имеющей
целью восполнить этот пробел, приведены основные сведе-
ния, касающиеся современного состояния физики электрон-
ных процессов, используемых в фотоэлектронных приборах
различного типа, описаны принципы действия и конструкции
б
ПРЕДИСЛОВИЕ
фотоэлектронных приборов, приведены их характе-
ристики и параметры, а также освещены некоторые вопросы
технологии изготовления этих приборов.
Авторы ограничились описанием фотоэлектронных при-
боров, применяющихся для индикации лучистой энергии.
Приборы, использующие фотоэффект для преобразования
оптического изображения (электронно-оптические преобра-
зователи, передающие электронно-лучевые трубки), в кни-
ге не рассмотрены в целях ограничения ее объема. Эти
приборы обычно относятся к классу электронно-лучевых
приборов и рассматриваются в соответствующей литера-
туре.
Книга рассчитана на инженеров и научных работников,
имеющих дело с разработкой и применением фотоэлектрон-
ных приборов, а также на аспирантов соответствующих спе-
циальностей. Она может быть использована в качестве
учебного пособия студентами старших курсов высших тех-
нических учебных заведений, специализирующимися в об-
ласти электроники.
Труд по написанию книги был распределен между авто-
рами следующим образом: гл. 2, § 1—3, 5 и 8 гл. 3, § 1, 2,
4 и 6 гл. 5 и § 1—6, 9, 11 и 12 гл. 6 написаны Н. А. Соболевой;
гл. 1, §4, 6 и 7 гл. 3, §3 и 5 гл. 5и§7, 8 и 10 гл. бнаписаны
совместно Н. А. Соболевой и Н. О. Чечиком; § 9 гл. 3 на-
писан Н. О. Чечиком; § 4—6 и 10—13 гл. 4 написаны
А. Г. Берковским; § 1, 3, 7, 9 и 14 гл. 4 — совместно А. Г.
Берковским и Н. О. Чечиком; § 2 и 8 гл. 4 —А. Г. Бер-
ковским, Н. О. Чечиком и Н. А. Соболевой; гл. 7 написана
Р. Е. Елисеевым.
ГЛАВА 1
ВВЕДЕНИЕ
§ 1.1. Лучистая энергия
Лучистая энергия, или энергия излучения, представ-
ляет собой энергию электромагнитных колебаний, распро-
страняющихся в вакууме или в среде с определенной ско-
ростью. Скорость с распространения электромагнитных
колебаний в вакууме составляет 3-108 м!сек. Распро-
странение электромагнитных волн в пространстве сопро-
вождается переносом энергии в направлении движения
волны. Интенсивность или плотность электромагнитной
энергии характеризуют квадратом амплитуды колебания
электрического вектора электромагнитного поля в данной
области пространства.
Поток лучистой энергии, проходящей через поверх-
ность единичной площади, пропорционален квадрату ам-
плитуды напряженности Етях электрического поля и ско-
рости v распространения излучения в среде:
_ vs: pz
w — 2
где e — диэлектрическая постоянная среды.
Основная характеристика электромагнитного излуче-
ния — частота v или длина волны А. электромагнитных
колебаний. Обладая волновой природой, лучистая энергия
в то же время излучается и поглощается веществом только
в виде дискретных количеств — фотонов или квантов
энергии величиной lev {h — постоянная Планка, равная
6,554- 1027 эрг • сек). Определенной интенсивности лучи-
стой энергии соответствует конечное число квантов элек-
тромагнитной энергии, излучаемых или поглощаемых
Введение
(ГЛ. 1
веществом в единицу времени или проходящих через еди-
ничную площадку.
Непрерывный спектр электромагнитных излучений охва-
тывает область от космических и гамма-лучей с частотой
колебаний от ?=« 1026 гц до длинных радиоволн и излу-
чения генераторов переменного тока с длиной волны в
несколько тысяч километров (v 1 гц). При таком широ-
ком диапазоне частот электромагнитного излучения свой-
ства его сильно различаются.
Область спектра с длинами волн, меньшими 0,5 А,
соответствует гамма-лучам — проникающему излучению с
Оптический диапазон
10 10г 103 10* 10s 106 ю7 10е 10s 10ю 10" ю'г ю'3 ю'* 10,s 10№ ю’7 10,а 10,s 10s1 10г’ шгз
Л,см 10ю 10s 10е ю7 ж 6 ж 3 ж * 103 10г 10 1 ж ' 10~г 10~3 ж *10s 1L ~7Ю~е !0^ Юв16
дЬ5км r „ 1км 1м 1JIM 1мк I I , 1А . IX Л
Ииз3~е Ра8шВот'
излучение изл^ излучение изл^
Видимое
излучение
Рис. 1.1. Спектр^электромагнитных^излучений.
ярко выраженными корпускулярными свойствами. Область
спектра с длинами волн от долей ангстрема до сотен анг-
стрем составляет рентгеновское излучение, тем более
«жесткое» (проникающее), чем меньше длина его волны.
Среднюю область спектра электромагнитных излучений
с длиной волны от нескольких десятков ангстрем до долей
миллиметра называют оптическим диапазоном. Эта область
включает в себя невидимое ультрафиолетовое излучение
с длиной волны до 0,38 мк, невидимое инфракрасное из-
лучение с длиной волны больше 0,78 мк и узкую область
видимого излучения с длиной волны от 0,38 до 0,78 мк.
Более длинноволновое излучение (с А. до 104 м) относится
к области радиоволн. Еще более длинноволновое излучение
(Х> 104 м) дают различные промышленные установки. На
рис. 1.1 изображен в логарифмическом масштабе полный
спектр электромагнитных излучений.
Объединение ультрафиолетового, видимого и инфра-
красного излучений в общее понятие «оптический диапазон»
§ 1.1]
ЛУЧИСТАЯ ЭНЕРГИЯ
9
объясняется как одинаковостью принципов возбуждения
этих излучений, так и общностью методов их индикации,
преобразования и использования. Оптическое излучение
возникает в результате возбуждения (термического, элек-
тронного, оптического) атомов и молекул вещества или
в результате колебательного движения самих молекул и
их ядер (инфракрасное излучение). Любое нагретое тело
излучает энергию в окружающее пространство, создавая
в нем электромагнитное поле, характеризуемое направле-
нием и интенсивностью переноса лучистой энергии.
Лучистую энергию, являющуюся количественной мерой
излучения, измеряют в тех же единицах, в которых изме-
ряют и другие формы энергии. В Международной системе
единиц (СИ) лучистую энергию измеряют в джоулях. При
поглощении лучистой энергии телом обычно происходит
преобразование ее в тепловую энергию, поэтому для изме-
рения лучистой энергии часто применяют единицы измере-
ния количества теплоты, например 1 кал = 4,2 дж. Боль-
шое распространение имеет также единица энергии, экви-
валентная той энергии, которую приобретает электрон,
проходя участок поля с разностью потенциалов 1 в (1 элек-
трон-вольт):
1 эв = 1,59 • 10 12 эрг = 1,59- 1СГ19 дж
или
1 дж = 6,29- 1018 эв.
Энергию однородного, или монохроматического, излу-
чения W-k, характеризующегося одной определенной часто-
той (или длиной волны), можно измерять числом однород-
ных квантов с энергией hv. Энергию кванта излучения
в электрон-вольтах (Tzv = eU эв) подсчитывают из соотно-
шения
hv he 1 12 360 ,, „ ,
U = — = - — эв (А в ангстремах);
число квантов
Лучистым потоком называют мощность потока лучистой
энергии. Источник излучения, посылающий в пространство
за время dt лучистую энергию dW, характеризуется
10
ВВЕДЕНИЕ
। ГЛ. 1
лучистым ПОТОКОМ
с dW
F = -dT-
Единицей измерения лучистого потока может служить
1 вт:
1 вт -= 0,239 кал)сек = 6,29 1018 эв!сек.
Лучистый поток характеризуется пространственным рас-
пределением (пространственной плотностью потока в раз-
личных направлениях) и распределением излучения по
Рис. 1.2. Кривые относительной вид-
ности излучения для дневного (/) и
для сумеречного (2) зрения.
все источники излучают
неоднородную энергию,
состоящую из энергии
излучения различных
длин волн.
Лучистая энергия ви-
димого диапазона, попа-
дая в глаз, вызывает оп-
ределенное зрительное
ощущение, зависящее от
мощности этого излуче-
ния. Лучистый поток,
оцениваемый по зритель-
ному ощущению, которое
он производит, называют
световым потоком. За
единицу светового пото-
ка международным соглашением принят люмен (1 лм), эта-
лонируемый как световой поток, излучаемый полым излу-
чателем (абсолютно черным телом) с площадью отверстия
5,305 • 10 :i см2 при температуре затвердевания платины
(2046° К).
Глаз представляет собой селективный приемник излу-
чения, обладающий различной чувствительностью к излу-
чению различных длин волн. Максимальная чувствитель-
ность глаза при дневном зрении соответствует длине волны
0,555 мк. При увеличении и уменьшении длины волны чув-
ствительность глаза падает, снижаясь до нуля на гра-
ницах видимого диапазона. На рис. 1.2 показана зависимость
относительной спектральной чувствительности глаза /у от
§ 1.11
ЛУЧИСТАЯ ЭНЕРГИЯ
И
длины волны излучения А (кривая относительной видности
излучения). Эта кривая показывает относительный уровень
светового ощущения, возникающего в результате действия
на глаз монохроматического излучения различных длин
волн, но одинаковой мощности. На том же рисунке изобра-
жена кривая относительной впдности излучения в условиях
сумеречного зрения.
Экспериментальными измерениями установлено, что 1 вт
лучистого потока монохроматического излучения с длиной
волны Агаах = 0,555 мк (при максимальной относительной
чувствительности глаза Л?тах = 1) соответствует 683 лм
светового потока.
Световой поток неоднородного излучения, характери-
зующегося распределением мощности по спектру в виде
непрерывной функции F (А) вт, определяют как интеграл
произведения F (A) k (А):
Ф = 683 F (A) k (A) dA [лм].
о
(1-1)
Световой отдачей излучения называют отношение све-
тового потока к лучистому потоку источника:
683 ( F(A)ft(A)dA
, Фо Г лм 1
ф = — =--------------
ж F <» [вт |
$ F(A)r/A
о
Пространственную плотность светового потока в дан-
ном направлении называют силой света. Сила света I рав-
на отношению светового потока Ф к величине телесного
угла о, в пределах
этот поток:
которого равномерно распределяется
Единицей силы света служит одна свеча, равная плотности
светового потока в 1 лм, заключенного внутри единичного
телесного угла (равного 1 стерадиану):
1 св
1 лм
1 стер '
12
ВВЕДЕНИЕ
[ГЛ. I
Поверхностную плотность светового потока, падающего
на равномерно освещаемую площадку, называют освещен-
ностью Е:
Единицей измерения освещенности служит люкс — осве-
щенность поверхности площадью в 1 At2 при падении на нее
светового потока в 1 лм\
Легко видеть, что освещенность в 1 лк создается точечным
источником света силой в 1 св на сферической поверхности
с радиусом 1 м.
Сила света излучателя и создаваемая им освещенность
поверхности связаны соотношением
где г — расстояние (в At) от точечного источника до осве-
щаемой поверхности (в At2).
В качестве источников излучения оптического диапа-
зона применяются различные генераторы лучистой энергии.
По принципу излучения генераторы лучистой энергии можно
разделить на следующие виды:
1. Лампы накаливания, или генераторы теплового из-
лучения. Эти источники характеризуются сплошным не-
прерывным спектром излучения, большая часть которого
лежит в ближней инфракрасной области.
2. Электролюминесцентные источники. К ним относятся
газосветные лампы тлеющего и дугового разряда. Эти источ-
ники характеризуются прерывистым линейчатым спектром
излучения.
3. Смешанные источники излучения, в которых на тем-
пературное излучение электродов накладывается излуче-
ние разрядного промежутка. Примером таких источников
могут служить электрическая дуга и комбинированные
лампы, сочетающие в себе газосветную лампу с лампой на-
каливания.
$ 1.1]
ЛУЧИСТАЯ ЭНЕРГИЯ
13
По назначению генераторы лучистой энергии можно раз-
делить на источники ультрафиолетового, видимого и инфра-
красного излучения.
Наиболее коротковолновое ультрафиолетовое излучение
(Zzv 10 эв, % 1200 А) называют вакуумным ультрафиоле-
том, так как вследствие сильного поглощения атмосферой
оно требует помещения как источника, так и приемника
излучения в вакуум. Источником вакуумного ультрафиоле-
та могут служить искровой разряд, ртутная дуга или дуго-
вой разряд в парах других металлов.
Источником ультрафиолетового излучения, называемо-
го бактерицидным ультрафиолетом (% 0,275 мк), служат
ртутные кварцевые лампы газового разряда. Для полу-
чения среднего — эритемного — ультрафиолета с % от 0,275
до 0,320 мк также применяют ртутные кварцевые лампы
с соответствующими светофильтрами и, кроме того, спе-
циальные фотолюминесцентные лампы, в которых исполь-
зуется свечение люминофора, возбуждаемого излучением
ртутного разряда.
Ближнее ультрафиолетовое излучение (% от 0,32 до
0,38 мк) содержится в спектре излучения почти всех источ-
ников света. Для выделения его применяют специальные
черные увиолевые стекла, пропускающие излучение в диа-
пазоне длин волн порядка 0,3—0,4 мк.
Источниками видимого света служат лампы накалива-
ния, а также газосветные лампы, доля инфракрасного излу-
чения в спектре которых меньше, вследствие чего они
обладают большей светоотдачей.
Для получения инфракрасного излучения применяют
дуговые лампы, лампы со стержневидным телом накала из
тугоплавких соединений, газосветные лампы, наполненные
гелием или парами цезия, и др.
Наиболее широко в технике используют темпера-
турные источники излучения — солнце, лампы накали-
вания. Они обладают широким непрерывным спектром
излучения. В основе теории излучения нагретых тел лежат
законы излучения полого излучателя или абсолютно чер-
ного тела — гипотетического идеального излучателя. Закон
распределения энергии в спектре абсолютно черного тела
был выведен Планком на основе квантовых представлений
об излучении как следствии колебаний атомного линейного
14
ВВЕДЕНИЕ
[ГЛ. 1
вибратора. Формула Планка имеет следующий вид:
р а ~ СЛ” -1)1 [<s! ’
где С] = 0,595 • 10 13 вт • см2, С2 = 1,43884 см • град.
На рис. 1.3 изображены кривые распределения мощ-
ности излучения абсолютно черного тела при различных
Л,мк
Рис. 1.3. Спектральные характеристики излуче-
ния абсолютно черного тела (/—6) и вольфрамо-
вой нити (/'-б').
температурах. Как видно, максимум излучения смещается
по мере повышения температуры в сторону меньших длин
волн. Связь между температурой абсолютно черного излу-
чателя и длиной волны Xnjax, соответствующей максимуму
излучения, дает закон Вина:
^max?" ~ const ИЛИ Хтах = (Z В МИКрОНЭХ).
Формула Планка дает возможность определить полную
мощность излучения, или лучистый поток F, испускаемый
§ l.IJ
ЛУЧИСТАЯ ЭНЕРГИЯ
15
черным излучателем при данной температуре:
F = $ т dK = СД Vs (е^ — 1) L dk.
б о
Приближенно можно считать, что полный лучистый поток
изменяется пропорционально четвертой степени темпера-
туры излучателя (закон Стефана — Больцмана):
F = СТ4.
Реальные температурные источники, в которых излу-
чателем служит нагретое металлическое тело, не являются
абсолютно черными телами и могут быть разделены на тела
с серым и селективным излучением.
Серым излучением называют излучение с кривой спек-
трального распределения энергии, одинаковой по форме
с кривой распределения излучения абсолютно черного
тела, но с меньшей интенсивностью излучения. Для серых
тел применимы все законы черного излучения с поправкой
на постоянный множитель (относительную излучательную
способность или степень черноты данного материала).
Селективным излучением называют такое излучение,
при котором спектральная характеристика не подобна ха-
рактеристике излучения абсолютно черного тела. Такие
источники (к ним относятся почти все металлы) можно
приближенно описывать формулами, относящимися к аб-
солютно черному телу, но с поправочным коэффициентом
(относительной излучательной способностью), неодинако-
вым для различных участков спектра (см., например, рис. 1.3
для вольфрама).
Температуру тела накала источника света, определяю-
щую спектральную характеристику и полную энергию его
излучения, оценивают на практике, сравнивая его излу-
чение с излучением черного тела. В соответствии с методом
определения температуры различают понятия цветовой и
яркостной температуры нечерных тел.
Цветовой температурой излучателя называют температу-
ру абсолютно черноготела, имеющего длядвух определенных
участков спектра такое же отношение яркостей излучения,
и данное тело. Для металлов цветовая температура
ив выше, чем их истинная температура Т. Яркостной
16
ВВЕДЕНИЕ
[ГЛ. 1
температурой излучателя называют температуру абсолют-
но черного тела, имеющего такую же видимую яркость
для одной определенной длины волны, что и данный излу-
чатель с температурой Т. Яркостная температура Т-л всегда
меньше истинной Т.
Все перечисленные генераторы лучистой энергии дают
излучение сложного спектрального состава, содержащее
электромагнитные колебания с более или менее широким
спектром частот. Если необходимо получить монохромати-
ческое излучение, приходится пользоваться либо набором
светофильтров, либо специальной спектральной аппара-
турой (монохроматорами, спектрометрами) для разложения
излучения в спектр и выделения необходимой частотной
полосы. Чем уже выделяемая спектральная полоса (чем
меньше ДА), тем меньшая мощность излучения может быть
получена с помощью оптических приборов.
В последние годы появились новые генераторы лучи-
стой энергии — источники строго монохроматического из-
лучения чрезвычайно высокой мощности. Это оптические
квантовые генераторы, или лазеры. Действие лазеров осно-
вано на явлении индуцированного излучения возбужден-
ных квантовых систем (газовых смесей или твердых кри-
сталлов). С помощью лазеров можно получать чрезвычайно
узконаправленные пучки излучения огромной мощности —
до 1,5 • 1018 emlcM2 (в то время как излучение поверхности
Солнца составляет величину порядка 104 вш1см2'). Излу-
чение квантовых генераторов отличается высокой сте-
пенью монохроматичности; длина волны излучения оп-
ределяется материалом лазера.
§ 1.2. Индикаторы лучистой энергии
Измерение или регистрацию лучистой энергии осущест-
вляют с помощью приборов и устройств, преобразующих
ее в другие виды энергии. Индикаторы или приемники лу-
чистой энергии могут быть неселективными и селективными.
Примером селективного индикатора может служить глаз,
спектральная характеристика чувствительности которого
рассмотрена выше. Визуальный метод измерения световых
величин широко применяют в фотометрии, но возможности
его ограничены как узким участком видимого спектра, так
§ 1.2]
ИНДИКАТОРЫ ЛУЧИСТОЙ ЭНЕРГИИ
17
и необъективностью визуальных измерений, а также непо-
стоянством чувствительности глаза, изменяющейся при
изменении внешних условий. Кроме того, визуальный метод
требует длительного времени для отсчета (адаптации глаза)
и не позволяет' вести непрерывную регистрацию быстро-
протекающих процессов.
В качестве объективных методов индикации лучистой
энергии широко используют методы, основанные на преоб-
разовании ее в тепловую (термоиндикаторы) и электри-
ческую энергию (фотоэлементы и другие фотоэлектронные
приборы). Фотохимическое и фотобиологическое преобразо-
вания, действующие по принципу накопления лучистой
энергии, здесь не рассматриваются.
Термоиндикаторы основаны на изменении электрических
свойств вещества вследствие нагревания излучением его
кристаллической решетки (без нарушения равновесия между
решеткой и электронами). Фотоэлектрические приемники
излучения основаны на различных фотоэлектрических яв-
лениях, т. е, на изменениях электрических свойств ве-
щества, происходящих в результате вызванного излучением
нарушения равновесия между электронами и кристалли-
ческой решеткой.
Термические индикаторы, как правило, могут быть не-
селективными приемниками лучистой энергии. Для этого
поверхность приемной площадки их чувствительного эле-
мента должна иметь коэффициент поглощения, не завися-
щий от длины волны излучения (хотя бы в ограниченном
диапазоне). Обычно приемную площадку термоиндикато-
ров покрывают слоем сажи или платиновой черни — мате-
риалами с высоким коэффициентом поглощения, одинако-
вым для широкой спектральной области. Сам процесс
преобразования поглощенной лучистой энергии в тепловую
не обладает спектральной селективностью.
Наиболее широкое практическое применение имеют
следующие термоиндикаторы: термоэлементы или термо-
пары (из двух металлов, сплавов или полупроводниковых
материалов), болометры, термисторы. Действие термоэле-
ментов основано на возникновении термоэлектродвижущей
силы (термо-э. д. с.) на концах двух разнородных материа-
лов при нагревании их спая. Величина термо-э. д. с.
зависит от рода материалов и от разности температур
18
ВВЕДЕНИЕ
[ГЛ.1
нагретого и холодного спаев:
где k — постоянная Больцмана (k = 1,38 • 10 16 эрг!град),
е — заряд электрона, па и пь — концентрации свободных
электронов в материалах, из которых состоит термоэле-
мент, и Т, — температуры горячего и холодного спаев.
При малых разностях температур можно пользоваться
упрощенной формулой
£т = а(Т2-Тг),
где а — чувствительность термоэлемента, выражаемая в
микровольтах на градус (мкв/град). Чаще под чувствитель-
ностью понимают отношение величины термо-э. д. с. к
лучистому потоку, падающему на приемную площадку тер-
моэлемента, и выражают ее в вольтах на ватт (в/вт) или в
вольтах на калорию в секунду (в • сек!кал). Наибольшей
чувствительностью (до нескольких милливольт на гра-
дус) обладают полупроводниковые термоэлементы. Чувстви-
тельность термоэлементов повышается при уменьшении
тепловых потерь, поэтому для повышения чувствительности
термоэлемента уменьшают массу приемного спая и поме-
щают его в вакуум.
Недостатки термоэлементов — весьма низкий к. п. д.
преобразования тепловой энергии в электрическую (не пре-
вышающий долей процента) и значительная инерционность.
Возможность усиления малых термо-э. д. с. при измерении
слабых лучистых потоков ограничивается низким внутрен-
ним сопротивлением термоэлемента и флуктуационными
шумами.
Действие болометра (а также термистора) основано на
изменении сопротивления элемента, нагревающегося при
поглощении лучистого потока. Приемную площадку боло-
метров выполняют в виде тонких слоев металла, нанесен-
ных на диэлектрическую подложку и помещенных в вакуум
или газовую среду. Обычно болометры включают в мосто-
вую схему в качестве одного из плеч моста. Чувствитель-
ность их определяют как отношение изменения напряжения
на чувствительном элементе к падающему на него лучи-
§ 1-2]
ИНДИКАТОРЫ ЛУЧИСТОЙ энергии
19
стому потоку и выражают в в!вт. Чувствительность боло-
метров зависит от температурного коэффициента сопротив-
ления материала.
Термисторы представляют собой полупроводниковые
элементы с весьма высоким отрицательным температурным
коэффициентом сопротивления.
Фотоэлектронные приборы, в которых осуществляется
преобразование лучистой энергии непосредственно в элек-
трическую, являются селективными индикаторами лучи-
стой энергии. Простейший фотоэлектронный прибор —
фотоэлемент — представляет собой электронный прибор,
который под действием падающего на него лучистого потока
изменяет величину тока в цепи. Ток, возникающий в цепи
фотоэлемента при его облучении, называют фототоком.
Чувствительностью фотоэлемента называют отноше-
ние изменения фототока к изменению падающего на фото-
элемент лучистого (или светового) потока: S = или
S = ~. В первом случае чувствительность выражают в
а!вт, во втором — в а!лм или чаще в мка/лм. При линейной
зависимости фототока от светового потока берут отноше-
ние не приращений, а абсолютных величин I и ф, тогда
S = F или£—ф.
Поскольку все фотоэлементы — спектрально селектив-
ные приемники, чувствительность их, измеренная при облу-
чении монохроматическим светом, различна для разных
длин волн излучения. В связи с этим различают понятия
спектральной и интегральной чувствительности фотоэле-
ментов.
Спектральной чувствительностью называют отношение
изменения фототока к изменению лучистого потока одно-
родного (монохроматического) излучения с длиной волны Z:
Интегральной чувствительностью называют чувствитель-
ность фотоэлемента к неразложенному свету определен-
ного источника излучения.
20
ВВЕДЕНИЕ
[ГЛ. 1
Поскольку большинство существующих источников света
представляет собой источники с различными спектральными
характеристиками излучения Fx — f (%), зависящими от
типа источника и режима его работы, для определения
интегральной чувствительности фотоэлементов принято
пользоваться стандартным источником света, утвержден-
ным международным соглашением. Таким источником слу-
жит лампа накаливания с вольфрамовой спиралью, рабо-
тающая в определенном режиме А — при температуре
Рис. 1.4. Спектральные характеристики излучения источника
типа A (F^), чувствительности фотоприемиика и кривая от-
носительной видности излучения -
тела накала, равной 2850° К. Спектральная характеристика
излучения источника типа А показана на рис. 1.4. Там же
нанесена спектральная характеристика чувствительности
фотоэлектронного приемника, представляющая собой зависи-
мость его спектральной чувствительности (ма!вт) от
длины волны падающего излучения.
Легко видеть, что интегральная чувствительность фото-
элемента, выраженная в энергетических единицах (а!вт),
может быть рассчитана как отношение следующих
§ 1.3] КЛАССИФИКАЦИЯ ФОТОЭЛЕКТРОННЫХ ПРИБОРОВ 21
интегралов:
—--------
со
\ F^
о
Если интегральная чувствительность определяется как от-
ношение полного фототока к падающему световому (а не
лучистому!) потоку, то знаменатель вышеприведенного
выражения изменится:
СО
с о _ I Глосе п
6 — Л, “ Ф [ лм ’
683 Fykydl
где Д и Х2 — границы видимой области спектра.
Пределы интегрирования при вычислении фототока
также могут быть сужены: со стороны малых длин волн
коротковолновой границей- пропускания окна (если оно
есть), через которое освещают фотоэлемент, со стороны
больших длин волн — порогом фотоэффекта. Порог фото-
эффекта, обозначенный на рис. 1.4 как /.0,—это длина
волны, при которой фотоэлемент перестает быть чувстви-
тельным к излучению.
§ 1.3. Классификация фотоэлектронных приборов
Действие фотоэлектронных приборов основано на явле-
нии фотоэффекта. Известны следующие виды фотоэффекта:
1. Внешний фотоэффект, или эмиссия электронов из
тела в вакуум под действием поглощенного телом электро-
магнитного излучения. В фотоэлементах с внешним фото-
эффектом поглощаемая фотокатодом лучистая энергия со-
общается электронам вещества, часть из которых прео-
долевает удерживающие их внутри вещества силы и
покидает катод, образуя поток свободных зарядов в ва-
кууме. Величина фототока, образованного потоком осво-
божденных светом электронов, улавливаемых анодом фото-
элемента, зависит от материала катода и от параметров лу-
чистого потока (его интенсивности и спектрального состава).
22
ВВЕДЕНИЕ
[ГЛ. 1
2. Внутренний фотоэффект, или оптические переходы
электронов внутри полупроводника из связанных состоя-
ний в свободные без выхода наружу. При внутреннем фото-
эффекте в полупроводниках или диэлектриках возникают
освобожденные излучением заряды, способные перемещаться
внутри твердого тела, изменяя его электропроводность
или создавая фото-э. д. с.
Фотоэлементы, основанные на явлении фотопроводи-
мости, т. е. на изменении электропроводности под дей-
ствием излучения, называют фотосопротпвлениями. Их
электрическое сопротивление изменяется (как правило,
уменьшается) при освещении. Другое проявление внутрен-
него фотоэффекта — возникновение электродвижущей силы
(фото-э. д. с.) на границах системы, состоящей из двух
различных контактирующих веществ (металл—полупровод-
ник или два полупроводника) при облучении приконтакт-
ной области. В процессе образования фото-э. д. с. важную
роль играет обладающий вентильными свойствами запи-
рающий слой, образующийся в области контакта. Фото-
элементы, основанные на явлении образования фото-э. д. с.,
называют фотоэлементами с запирающим слоем или вен-
тильными фотоэлементами. Фототок в цепи вентильных
фотоэлементов возникает в отсутствие приложенного извне
напряжения (в отличие от рассмотренных выше фотоэле-
ментов с внешним фотоэффектом и фотосопротивлений), так
что только эти фотоэлементы являются действительно гене-
раторами, непосредственно преобразующими лучистую энер-
гию в электрическую без потребления энергии вспомога-
тельных источников.
Фотоэлементы, в которых используются вентильные
свойства запирающего слоя, но которые работают с прило-
женным внешним напряжением, называют фотодиодами.
Существуют и фототриоды, в которых осуществляется
внутреннее усиление фототока благодаря введению дополни-
тельного перехода. Фотодиоды и фототриоды представ-
ляют собой твердые кристаллические диоды и триоды
(транзисторы), параметры которых изменяются при
освещении.
Известны и другие механизмы образования фото-э. д. с.
в полупроводниках. В последние годы начали разрабаты-
вать фотоэлементы, основанные на фотоэлектромагнитных
§ 1.3]
КЛАССИФИКАЦИЯ ФОТОЭЛЕКТРОННЫХ ПРИБОРОВ
23
явлениях и на явлениях, возникающих при неравномерном
освещении полупроводников.
Спектральные характеристики чувствительности фото-
элементов различных типов обеспечивают возможность их
применения в широкой спектральной области оптического
излучения. Наиболее чувствительны в ультрафиолетовой
области спектра фотоэлементы с внешним фотоэффектом.
Некоторые из них чувствительны только к ультрафиолето-
вому излучению, другие обладают широкой спектральной
характеристикой, простирающейся до ближней инфра-
красной области. В видимой части спектра применя-
ются фотоэлектронные приборы всех типов. В инфра-
красной области — особенно в средней и далекой — наи-
большую чувствительность обнаруживают фотосопроти-
вления.
Помимо фотоэлементов, являющихся простыми двух-
электродными приборами, разработано и применяется боль-
шое число более сложных фотоэлектронных приборов,
позволяющих существенно расширить область применения
фотоэффекта, не ограничивая ее лишь индикацией или изме-
рением лучистой энергии. Среди фотоэлектронных приборов
с внешним фотоэффектом большое распространение полу-
чили фотоэлектронные умножители — вакуумные приборы
с внутренним усилением фототока с помощью вторичной
эмиссии. В настоящее время советская и зарубежная про-
мышленность выпускает более 200 различных конструкций
фотоумножителей, применяющихся в разнообразных об-
ластях науки и техники.
Приборами, содержащими фотоэмиссионный элемент
(фотокатод), являются передающие телевизионные трубки,
преобразующие световое изображение в электрические им-
пульсы, передаваемые по радиоканалам. Преобразование
светового изображения в световое же, но с другой (усилен-
ной) яркостью или в другой спектральной области осущест-
вляют с помощью электронно-оптических преобразователей,
существенный элемент которых — эмиссионный фотока-
тод. В качестве элементов некоторых передающих телеви-
зионных трубок и преобразователей изображений исполь-
зуют также материалы, обладающие фотопроводимостью.
(Передающие телевизионные трубки и преобразователи
изображений в этой книге не рассмотрены.)
24
ВВЕДЕНИЕ
ггл. 1
§ 1.4. Краткая историческая справка.
Роль фотоэлектронных приборов
в современной науке и технике
История развития учения о фотоэлектричестве и созда-
ния фотоэлектронных приборов насчитывает более 100 лет.
Еще в 1839 г. А. Беккерель впервые обнаружил образова-
ние фото-э. д. с. на контактах разнородных материалов.
К 1873 г. относятся первые сообщения о зависимости сопро-
тивления селена от освещения. В 1875 г. был построен пер-
вый селеновый фотоэлемент, использующий это свойство,
а в 1876 г. — первый селеновый фотоэлемент с запирающим
слоем.
Внешний фотоэффект был впервые обнаружен Г. Гер-
цем в 1887 г. В 1888 г. были выполнены фундаментальные
работы А. Г. Столетова по исследованию фотоэмиссии и
сформулированы основные законы внешнего фотоэффекта.
В 1889 г. Эльстер и Гейтель построили первый вакуумный
фотоэлемент с фотокатодом из сплава натрия и калия.
В 1905 г. А. Эйнштейн объяснил закономерности фотоэмис-
сии на основании квантовых представлений. К этому же
году относятся опыты А. Ф. Иоффе по исследованию при-
роды внешнего фотоэффекта.
В тридцатых годах были созданы первые количествен-
ные теории внешнего фотоэффекта (И. Е. Тамм и С. Шу-
бин, Венцель и др.). В это !же время появились первые
технические фотокатоды с высокой чувствительностью.
У нас первый фотоэлемент с кислородно-цезиевым фото-
катодом был создан П. В. Тимофеевым в 1930 г. Это дало
толчок к созданию различных конструкций фотоэлектрон-
ных приборов. В 1934 г. Л. А. Кубецким был сконструиро-
ван первый гв мире многокаскадный фотоумножитель,
появились первые передающие телевизионные трубки,
основанные на внешнем фотоэффекте.
Несмотря на то, что внутренний фотоэффект был открыт
значительно раньше внешнего, теоретические представления
об этом явлении были сформулированы значительно позже.
Бурное развитие теории внутреннего фотоэффекта нача-
лось одновременно с развитием общей теории полупровод-
ников в сороковых годах. К этому же времени относится и
§ 1.4]
КРАТКАЯ ИСТОРИЧЕСКАЯ СПРАВКА
25
разработка большого числа новых полупроводниковых
фотоэлектронных приборов.
В настоящее время фотоэлектронные приборы широко
применяют в научных исследованиях и во многих об-
ластях техники. К основным областям применения фото-
электронных приборов могут быть отнесены следующие:
I. Объективная фотометрия, различного рода световые,
цветовые, спектральные измерения (спектрофотометрия,
спектральный анализ и др.), измерение весьма слабых сиг-
налов (в астрофизике и других областях).
2. Фотоэлектрический контроль и управление производ-
ственными процессами.
3. Электронные счетные, запоминающие и записываю-
щие устройства.
4. Техника звукового кино (где фотоэлементы исполь-
зуют в качестве преобразователей модулированного свето-
вого потока в электрические колебания звуковой частоты),
передающая телевизионная техника, фототелеграфия и
фототелефония, преобразование изображений.
5. Регистрация и измерение инфракрасного излу-
чения, сигнализация и локация в видимых и инфракрас-
ных лучах, техника ночного видения.
6. Счет и спектрометрия корпускулярного излучения
(фотоэлектронные умножители).
7. Преобразование энергии солнечного излучения не-
посредственно в электрическую энергию (солнечные бата-
реи, широко применяющиеся для питания аппаратуры
искусственных спутников Земли и других устройств).
Одно перечисление областей науки и техники, исполь-
зующих фотоэлектронные приборы, показывает большое
значение фотоэлектроники в современной жизни. Новые
направления технического развития влекут за собой раз-
работку фотоэлектронных приборов новых типов, корен-
ное усовершенствование их параметров и методов изготов-
ления. Так, развитие ядерной физики стимулировало
разработку большого числа новых фотоумножителей с отлич-
ными от прежних параметрами. Ракетная техника, созда-
ние искусственных спутников Земли потребовали новых
приемников ультрафиолетового излучения, фотоэлектри-
ческих источников питания — солнечных батарей. Развитие
кибернетики ставит новые задачи перед фотоэлектроникой:
26
ВВЕДЕНИЕ
[ГЛ. I
электронные вычислительные машины требуют весьма
малогабаритных фотоэлектронных приемников с малой
инерционностью и высокой чувствительностью. Многие
проблемы биофизики, биологии, медицины решаются с по-
мощью специальных фотоэлектронных устройств. Одна
из коренных задач нашего времени — задача полной авто-
матизации производственных процессов не может быть
решена без широкого развития фотоэлектронной техники,
требующей высокого уровня технологии и глубокого изу-
чения теоретических принципов работы фотоэлектронных
устройств.
ЛИТЕРАТУРА
1. В. В. М е ш к о в, Основы светотехники, ч. I, Энергоиздат, 1957.
2. В. М. Орлов, Генераторы лучистой мощности, изд. ЛЭТИ, 1960.
ГЛАВА 2
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА
§ 2.1. Основные положения зонной теории
твердого тела
Прежде чем рассматривать механизм и закономерности
внешнего фотоэффекта, напомним основные положения
квантовой теории твердого тела.
В атомах движение электронов локализовано в области
пространства, соответствующей размерам атома (порядка
10~8 см); электрон в атоме может обладать только некото-
рыми дискретными значениями энергии.
В твердых телах валентные электроны могут переме-
щаться по всему объему тела, переходя от атома к атому.
Принадлежность их к конкретным атомам кристалла исче-
зает, заменяясь коллективным взаимодействием совокуп-
ности электронов с «атомным остовом» кристаллической
решетки — с положительными ионами в ее узлах. Внутри
кристаллической решетки существует пространственно-пе-
риодическое электрическое поле, наличие которого накла-
дывает определенные квантовые ограничения на перемеще-
ние валентных электронов.
При образовании кристалла в результате взаимодей-
ствия атомов при их сближении дискретные разрешенные
энергетические уровни электронов расщепляются, образуя
отдельные квазинепрерывные области — энергетические зо-
ны, состоящие из большого числа (по числу атомов в кри-
сталле) близко расположенных уровней. Чем меньше
связь электрона с ядром атома, тем шире соответствующая
энергетическая зона. Как и для изолированного атома, для
твердого тела выполняется квантовый принцип Паули:
нз одном и том же энергетическом уровне может находиться
28
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
одновременно не более двух электронов (с противополож-
ной ориентацией спина), т. е. на W разрешенных уровнях
каждой зоны может находиться не более 2N электронов.
Разрешенные энергетические зоны могут быть отделены
друг от друга промежутками запрещенных значений энер-
гии — запретными зонами. Существование запрещенных
значений энергии электронов в кристалле можно объяснить
волновой природой электрона. Известно, что каждому
движущемуся заряду соответствует определенная длина
волны, зависящая от массы частицы и ее скорости:
% = А
mv ’
где h — постоянная Планка.
Значения энергии электронов, соответствующие длинам
волн, кратным постоянной кристаллической решетки а
(расстоянию между атомными плоскостями), и удовлетво-
ряющие соотношению Вульфа — Брегга
nik = 2а sin 6,
где т — целое число, оказываются запрещенными, так как
вследствие интерференции электронных волн, отраженных
от плоскостей потенциальных барьеров между атомами,
эти электронные волны не могут распространяться внутри
кристалла.
Зонный характер энергетического спектра электрон-
ных состояний в кристаллах позволяет объяснить раз-
личия между металлами, полупроводниками и диэлектри-
ками. При одинаковых по порядку величины междуатом-
ных расстояниях и энергиях взаимодействия атомов в
кристалле величина электропроводности различных веществ
охватывает широкий диапазон значений: от 106 ом л • см'1
(металлы) до 10 19 ом 1 - см1 (диэлектрики).
Если энергетическая зона пуста (в кристалле отсут-
ствуют электроны с соответствующими значениями энер-
гии), она не вносит вклада в электропроводность кристалла.
Не вносят вклада в электропроводность и целиком запол-
ненные зоны: из-за отсутствия в них пустых, вакантных
состояний внешнее электрическое поле не может вызвать
перераспределения электронов по энергиям, не может
сообщить электронам ускорения и создать электрический
§ 2.1]
ОСНОВЫ ЗОННОЙ ТЕОРИИ ТВЕРДОГО ТЕЛА
29
ток. Лишь электроны частично заполненных зон могут
быть ускорены внешним полем, переходя на соседние ва-
кантные уровни. Такие частично заполненные электронами
зоны называют зонами проводимости. Ближайшие к запол-
ненным пустые зоны также являются зонами проводимости,
так как на уровни этих зон при возбуждении кристалла
(нагревании, освещении) переходят электроны из запол-
ненной зоны. Электроны, переброшенные на уровни пустой
разрешенной зоны, становятся носителями тока.
Степень заполнения электронами уровней в какой-либо
зоне при Т = 0° К зависит от заполнения атомного уровня,
из которого эта зона образовалась. Из занятых электро-
нами атомных уровней образуются заполненные зоны, из
пустых уровней (например, уровней возбуждения атома) —
пустые зоны. Из частично заполненных уровней образуются
частично заполненные зоны. Таков случай одновалентных
металлов: в зоне, содержащей N уровней, находится всего N
валентных электронов, заполняющих N/2 уровней. Зона
заполнена лишь наполовину и представляет собой зону
проводимости кристалла, обладающего ярко выражен-
ными свойствами металла (высокой проводимостью при
низких температурах). У двухвалентных металлов целиком
заполненная валентная зона перекрывается с ближайшей
пустой зоной возбужденных состояний. В этом случае сте-
пень заполнения электронами уровней зоны проводимости
может быть как меньше, так и больше половины.
При образовании ионных кристаллов происходит пере-
распределение электронов между зонами, возникающими
из уровней различных атомов. При этом вместо двух час-
тично заполненных зон в кристалле образуются одна цели-
ком заполненная и одна пустая зоны, разделенные про-
межутком запрещенных значений энергии (например, слу-
чай NaCl). В неметаллических кристаллах с ковалентными
связями энергетический спектр электронных состояний
также состоит из заполненной валентной зоны и пустых зон
возбужденных состояний. Такие вещества являются ди-
электриками или полупроводниками в зависимости от ши-
рины запретной зоны (энергетического интервала между
верхней заполненной и следующей за ней свободной зо-
нами). На рис. 2.1 изображены энергетические спектры
металлов, полупроводников и диэлектриков.
30 ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
Если ширина запретной зоны велика (АТ >> kT), то
вероятность теплового возбуждения электронов и перехода
их из валентной зоны в свободную незначительна, концен-
трация электронов в зоне проводимости очень мала, кри-
сталл остается диэлектриком при всех реальных темпера-
турах. Если запретная зона узка (А® 1 эв), то проводи-
мость приобретает заметное значение уже при комнатной
температуре. Такие вещества относятся к простым, или
«собственным», полупроводникам. При абсолютном нуле
температуры и диэлектрики, и полупроводники — идеаль-
ные изоляторы.
Рис. 2.1. Энергетические зоны электронных состоя-
ний в металлах (а), полупроводниках (б) и диэлек-
триках (fi).
При тепловом перебросе электронов из валентной зоны
в зону проводимости в валентной зоне возникает такое же
число вакантных состояний. Наличие вакантных состояний
делает возможным перемещение валентных электронов во
внешнем поле, но это движение электронов, почти целиком
заполняющих валентную зону, не свободно и зависит от
состояния других валентных электронов. Такое взаимо-
связанное движение всей совокупности электронов в почли
заполненной зоне эквивалентно движению свободных ча-
стиц с положительным зарядом, называемых дырками.
Удаление электрона из валентной зоны проявляется как
внесение в эту зону свободной дырки. Таким образом, соб-
ственные полупроводники представляют собой проводники
с двумя типами носителей тока электронами и дырками,
возникающими при возбуждении кристалла (например, при
нагревании) в равном количестве.
§ 2.1]
ОСНОВЫ ЗОННОЙ ТЕОРИИ ТВЕРДОГО ТЕЛА
31
Наличие в полупроводниках нарушений правильной
периодичности кристаллической решетки резко изменяет их
электрические свойства. Нарушения периодичности ре-
шетки в виде структурных дефектов, наличия лишних
атомов, пустых узлов или примесей чужеродных атомов
создают для электронов полупроводника дополнительные
разрешенные состояния, которые могут лежать в запретной
зоне. В отличие от основных энергетических зон полупро-
водника, не локализованных в пространстве, примесные
уровни (или уровни дефектов) локальны в том смысле, что
функция, описывающая поведение электронов в этих со-
стояниях, отлична от нуля только вблизи примесных цен-
тров (дефектов). При большой концентрации примеси при-
месные уровни могут расщепляться в зоны, пространствен-
ная локализация их утрачивается: примесные электроны
могут взаимодействовать друг с другом, перемещаясь от
одного центра к другому.
По характеру создаваемых дополнительных уровней
примеси можно подразделить на примеси донорного и акцеп-
торного типа. В первом случае примесные уровни в невоз-
бужденном состоянии (при абсолютном нуле температуры)
заполнены электронами, легко переходящими при возбуж-
дении в зону проводимости основного полупроводника,
где они становятся носителями тока. Переход электронов
примесных атомов в зону проводимости эквивалентен
ионизации примесных атомов. Заполненные валентные
уровни примесных атомов располагаются вблизи зоны про-
водимости, поскольку в среде полупроводникового веще-
ства с диэлектрической постоянной е энергия связи
электрона с атомом ослабляется в е2 раз и для ионизации
примесных атомов требуется значительно меньшая энер-
гия, чем для ионизации аналогичных свободных атомов:
гдееЦ — энергия ионизации свободного атома, — энер-
гия ионизации (активации) атома примеси. Примесью до-
норного типа могут служить атомы какого-либо вещества,
легко теряющего валентные электроны, например избыток
электроположительных металлических атомов пли примесь
элемента с лишним валентным электроном (например,
32 ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
пятивалентная сурьма в решетке четырехвалентного гер-
мания).
Примесь акцепторного типа создает в запретной зоне
полупроводника пустые локальные разрешенные состояния
для электронов, располагающиеся вблизи верхней границы
валентной зоны. Примером примеси акцепторного типа
может служить примесь электроотрицательных неметалли-
ческих атомов или атомов вещества, оставляющего неза-
полненную валентную связь (трехвалентный индий в гер-
мании).
Донорные уровни поставляют электроны в зону прово-
димости, а акцепторные уровни захватывают электроны из
валентной зоны, т. е. создают в ней дырки. В зависимости
от преобладания доноров или акцепторов кристалл является
электронным (п) или дырочным (р) полупроводником.
Частный случай нарушения периодичности решетки
в кристалле — нарушение поля у его поверхности, вблизи
которой искажается симметрия кристаллической решетки.
В энергетической структуре приповерхностных областей
кристалла появляются дополнительные локальные «поверх-
ностные» состояния — уровни Тамма, а также уровни,
обусловленные поверхностными неоднородностями струк-
туры и наличием на поверхности адсорбированных атомов.
Часть поверхностных уровней может быть заполнена элек-
тронами, другая часть — свободна.
Зонная теория твердого тела является одноэлектронным
приближением квантовомеханической задачи о движении
электронов в кристалле. Она построена в предположении
о фиксированном положении узлов кристаллической ре-
шетки, движение которых сводится лишь к малым колеба-
ниям. Взаимодействие электронов друг с другом заме
няется в зонной теории действием некоего усредненной
периодического стационарного поля. Стационарные состоя
ния движения электрона в этом поле описываются волно
выми функциями следующего вида:
Ф* (г) ехр (— i |- = Uk (г) ехр [— i (11 — Л-г) ].
Здесь Н— приведенная постоянная Планка (^=^1
Uk (г) — периодическая функция, обладающая периодич
§ 2.1]
ОСНОВЫ ЗОННОЙ ТЕОРИИ ТВЕРДОГО ТЕЛА
33
ностью решетки кристалла, т. е. £4 (г + ап) — Uk (г), где
а — постоянная решетки, п — целое число.
Каждое состояние электрона характеризуется определен-
ными значениями энергии g и волнового вектора k.
Как известно, движение свободного электрона в вакууме
описывается волновой функцией
= Л ехр| —f — Лг)],
а импульс электрона р связан с волновым вектором k соот-
. . . a ,llv 2л
ношением де Бройля р = Пк, где й = zn = у-.
Для электронов, движущихся в периодическом поле
кристалла,
р Ф tlk,
импульс не остается постоянным, так как электрон движется
то в ускоряющем, то в тормозящем поле.
Величину tlk по аналогии со свободным электроном
называют квазиимпульсом электрона в твердом теле.
В трехмерном й-пространстве совокупность точек, соответ-
ствующих одинаковым значениям энергии, образует изо-
энергетические поверхности. Совокупность таких поверх-
ностей, соответствующих изменению величины k от — п~
до п — , образует зоны Бриллюэна, внутри которых энергия
g — непрерывная функция й, а на границах претерпевает
разрывы (т. е. изменяется скачком).
Внутри зон Бриллюэна вблизи их границ
В этом выражении т* = й2/ называют эффективной
массой электрона. Эффективная масса электрона не совпа-
дает с его истинной массой, а представляет собой величину,
принимающую различные значения (и изменяющую знак)
на разных уровнях зоны, а также при движении электрона
в различных кристаллографических направлениях. Отри-
цательный знак т* указывает на то, что ускорение элек-
трона может не совпадать с направлением внешних сил
34
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
(например, у вершины валентной зоны). Понятие эффектив-
ной массы электрона отражает периодический характер
сил, действующих на электрон внутри кристалла.
Если все изоэнергетические состояния электрона изобра-
зить одним уровнем, то на шкале энергий электронные со-
стояния зоны Бриллюэна будут иметь вид полос разрешен-
ных состояний — разрешенных зон. На рис. 2.2 показана
зависимость g (k) для двух зон (валентной и зоны про-
водимости) полупроводника и дано соответствующее
Рис. 2.2. Энергетическая диаграмма просто-
го полупроводника.
одномерное изображение энергетических зон (энергетиче-
ская диаграмма).
Распределение электронов по энергетическим состояниям
в твердом теле (по уровням в зоне) подчиняется квантовой
статистике Ферми — Дирака. Вероятность того, что при
температуре Т энергетический уровень с энергией g будет
заполнен электроном (т. е. электрон будет находиться в со-
стоянии g (k)), определяется функцией Ферми
‘MtR + 1 '
где k — постоянная Больцмана, a g0 — уровень Ферми,
или электрохимический потенциал твердого тела. Электро-
химический потенциал — понятие термодинамическое, опре-
деляемое из условий термодинамического равновесия си-
стемы. Он равен величине свободной энергии системы,
§ 2.1]
ОСНОВЫ ЗОННОЙ ТЕОРИИ ТВЕРДОГО ТЕЛА
35
приходящейся на один электрон:
р ._
~ 6xV *
Легко видеть, что вероятность заполнения электронами
состояния с энергией (уровня Ферми) при любой реаль-
ной температуре равна 1/2. Число электронов на уровнях
в интервале энергий от g> до g + d$, характеризующее
распределение электронов по энергетическим состояниям,
равно
dN (&) = Z($)fdg>,
где Z (g) — плотность квантовых состояний, a Z (%) —
число разрешенных уровней в интервале энергий dg
(удвоенное число квантованных значений квазиимпульса
в фазовом объеме шириной dg зоны Бриллюэна).
Для электронов в металле плотность квантовых состоя-
ний определяется выражением
С2и1*)3'2 г~
Тогда для распределения электронов по энергиям имеем
dN ($) =-- 4л
(2т*)8/з
rfg
^/2
Положение уровня Ферми в энергетической диаграмме кри-
сталла может быть определено из условия нормировки
функции распределения электронов:
\dN(&) = N
о
(N — объемная плотность электронов в кристалле).
В металлах при Т ~ 0° К уровень Ферми совпадает
с уровнем максимальной энергии электронов §0 =9 /з
(т. е. лежит в зоне разрешенных состояний), и при средних
изменениях температуры его положение изменяется лишь
незначительно. На рис. 2.3 изображен график функции
энергетического распределения электронов внутри металла,
фи нагревании металла энергия части электронов,
2*
36
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
лежащих на верхних уровнях распределения, увеличивает-
ся вследствие теплового возбуждения, и «хвост» распределе-
ния Ферми размывается (пунктирная кривая на рис. 2.3).
При этом число освобождающихся состояний ниже уров-
ня go равно числу электронов, перешедших на уровни
с энергией g g0.
Несмотря на то, что даже при Т = 0° К максимальная
энергия электронов внутри металла велика (g0 = 5—10 эв),
никакой самопроизвольной эмиссии электронов за пределы
Рис. 2.3. Распределение электронов по энергиям
в металле.
вещества не наблюдается. Выходу электронов наружу
препятствует электрическое поле, действующее в узкой
области вблизи поверхности кристалла (поверхностный
потенциальный барьер). Поверхностные силы, удерживаю-
щие электроны внутри кристаллической решетки вещества,
обусловлены притяжением выходящего электрона силами
электрического изображения и действием отрицательного
заряда, образованного облаком вышедших за поверхность
тела электронов.
Высоту поверхностного потенциального барьера, опре-
деляемого работой, которую надо совершить для удаления
наиболее быстрого электрона из металла в вакуум (на такое
расстояние от поверхности, где перестает действовать поле
поверхностных сил), называют работой выхода. Величина
ее зависит от свойств кристаллической решетки и состояния
§ 2.1 J
ОСНОВЫ ЗОННОЙ ТЕОРИИ ТВЕРДОГО ТЕЛА
37
поверхности кристалла. Работа выхода является важней-
шей эмиссионной константой твердого тела.
Если через gn обозначить потенциальную энергию
свободного электрона в вакууме (уровень вакуума), то,
как следует из определения и как показано на рис. 2.3,
работа выхода металла равна разности энергий:
е<Р = &z — £o-
Здесь е — заряд электрона, <р — разность потенциалов,
преодолеваемая электроном при эмиссии. Энергия g от-
считывается от дна зоны проводимости. Как видно, работа
выхода равна энергетическому расстоянию между уровнем
энергии свободного электрона и уровнем Ферми.
Для полупроводников также справедлива функция
Ферми для распределения вероятности заполнения кванто-
вых состояний:
уровень Ферми, вероятность заполнения которого равна 1/2,
располагается в запретной зоне полупроводника (у собст-
венных полупроводников — примерно посередине). При
ширине запретной зоны Ag kT для электронов в зоне
проводимости g — g0 kT и exp *—распределе-
ние Ферми переходит в распределение Больцмана:
/ = ехР
Это означает, что вследствие малой концентрации электро-
нов в зоне проводимости они слабо взаимодействуют друг
с другом и ограничения Паули практически не влияют на
их движение. Для электронов валентной зоны g — g0 <Г О,
а так как при этом |g — g0| kT, то exp ( % ~ ] — 0 и,
следовательно, 1, т. е. все уровни валентной зоны почти
Целиком заполнены.
Плотность квантовых состояний Z (g) внутри раз-
решенных зон полупроводника (валентной зоны, зоны
38
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
проводимости) описывается для областей, близких к грани-
цам зон, следующим приближенным выражением:
z (?,)=g2n
где \т*\ — абсолютное значение эффективной массы
электрона, g— статистический вес зоны, т. е. число раз-
решенных состояний с одинаковым значением энергии. Как
видно, плотность квантовых состояний Z (g) увеличивается
в направлении от границ зон к их середине. В запретной
зоне Z (g) = 0.
Число электронов, обладающих энергией от g до g +
+ d?Q, вблизи нижней границы зоны проводимости при
условии, что (g — g0) kT, равно
dN (g) = g (21 m* |)3/2 gn exp (- d&.
Вблизи верхней границы валентной зоны
dN (g) = (21 ffl* |)3/2 /^g dg
(gn — дно зоны проводимости, gB — вершина валентной
зоны).
В металлах при Т - 0° К наивысший заполненный
электронами уровень совпадает с уровнем Ферми, а плот-
ность ниже расположенных заполненных уровней (с g g0)
уменьшается по мере уменьшения энергии (т. е. при прибли-
жении к нижней границе зоны).
В полупроводниках наивысший заполненный при
Т = 0° К уровень совпадает с верхней границей валент-
ной зоны gB и плотность электронных состояний, лежащих
ниже этого наивысшего заполненного уровня, увеличи-
вается по мере уменьшения энергии, т. е. при удалении от
верхней границы валентной зоны к ее середине (рис. 2.4).
При повышении температуры часть электронов запол-
ненной зоны полупроводника, приобретая дополнительную
энергию от тепловых колебаний решетки, поднимается на
ближайшие пустые разрешенные уровни — в зону прово-
димости. Энергетическое распределение электронов внутри
нагретого полупроводника изображено пунктирной линией
на рис. 2.4.
§ 2.1]
ОСНОВЫ ЗОННОЙ ТЕОРИИ ТВЁРДОГО ТЕЛА
39
В примесных полупроводниках донорного типа уровень
Ферми располагается при низких температурах, когда
примесь не ионизирована, примерно посередине между
наивысшим заполненным (локальным уровнем донорной
примеси) и наинизшим свободным (дном зоны проводимости)
уровнями. По мере нагревания полупроводника примесный
Рис. 2.4. Распределение плотности электронных состояний Z и их
заполнения N (заштрихованные области) в зонах для металла (а) и
полупроводника (б).
Сплошные линии относятся к Т == 0, пунктирные — к Т > 0.
уровень опустошается и уровень Ферми смещается; при
полностью ионизированной примеси он располагается, как
в чистом полупроводнике, — примерно посередине запрет-
ной зоны.
В дырочных полупроводниках уровень Ферми при
' (F К лежит посередине между верхней границей ва-
лентной зоны и локальным уровнем акцепторной примеси.
При нагревании дырочного полупроводника валентные
электроны переходят прежде всего на близко расположен-
ные примесные уровни, по мере заполнения которых уро-
вень Ферми смещается вверх.
40
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ 2
В полупроводниках, содержащих различные виды при-
месей, положение уровня Ферми определяется соотноше-
нием концентрации примесей акцепторного и донорного
типа. Если соотношение этих концентраций таково, что
уровень Ферми располагается выше середины запретной
зоны, полупроводник обладает свойствами электронного
полупроводника, и, наоборот, проводимость полупровод-
ника носит дырочный характер, если уровень Ферми лежит
ниже, чем в полупроводнике собственного типа (чистом).
Рис. 2.5. Положение уровня Ферми в электронном (а) и в дырочном
(6) полупроводнике. Зависимость положения уровня Ферми от тем-
пературы в электронном полупроводнике при различной концентрации
примесей (в).
На рис. 2.5 показано положение уровня Фермп в полупро-
водниках с различными типами проводимости и его смеще-
ние при изменении температуры.
Термоэмисспонные свойства твердого тела целиком
определяются положением уровня Ферми относительно
уровня энергии свободного электрона в вакууме. Термо-
электронная эмиссия — процесс равновесный, происходя-
щий без нарушения термодинамического равновесия между
энергиями электронов и атомов решетки. В токе термоэмис-
сии могут участвовать те электроны, которые в результате
теплового возбуждения поднялись на уровни энергии
g &«>т- е. на уровни, лежащие выше потенциального барь-
ера на границе кристалла. Число таких электронов зависит
только от температуры и от положения уровня Ферми g0
относительно уровня вакуума (% —g>0). Для полупровод-
ников, как и для металлов, величина энергетического интер-
вала — g>0 носит название термоэлектронной работы
§2.1] ОСНОВЫ ЗОННОЙ ТЕОРИИ ТВЕРДОГО ТЕЛА 41
выхода eq> и может быть экспериментально определена
из уравнения Ричардсона
1Т = АТ2е~е(с,кТ.
Поскольку мы условились отсчитывать величину энергии
от дна зоны проводимости, а в полупроводнике уровень
Ферми лежит ниже начала отсчета, энергия g0 оказывается
в принятой системе отрицательной величиной. Тогда чис-
ленное значение работы выхода е<р — $а — g0 можно за-
писать иначе, как е<р — g, 4- |g0| . Для собственного полу-
проводника в невозбужденном состоянии |g0|=-^ (уро-
вень Ферми лежит посередине запретной зоны), откуда
1 'М>
«Р =
Энергию go, равную энергетическому расстоянию от
дна зоны проводимости до уровня вакуума, называют
энергией электронного сродства полупроводника. Иногда
эту величину называют внешней работой выхода.
Для электронного полупроводника etp = g„ + ~, где
8g — энергия активации примеси, т. е. расстояние от
уровня примеси до границы ближайшей основной зоны
(зоны проводимости). Для дырочного полупроводника
еф = + А® —, где 6g — расстояние от акцепторного
уровня до верхней границы валентной зоны. Как видно,
введение донорной примеси повышает, а акцепторной —
понижает термоэмиссионную способность полупроводника.
Необходимо оговориться, что эмиссионные свойства
реальных полупроводников в значительной мере опреде-
ляются состоянием их поверхности. При наличии поверх-
ностных состояний, уровни которых лежат в запретной
зоне, на поверхности полупроводника образуется двойной
слои зарядов. Пояснить механизм его образования можно
с помощью рис. 2.6.
Поверхностные уровни (или зоны поверхностных состо-
янии) обычно лишь частично заполнены электронами,
ели в полупроводнике содержатся атомы примеси, обу-
словливающие наличие разрешенных локальных уровней
42
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ 2
Рис. 2.6. Образование объемного заряда и изгиба зон
у поверхности п-полупроводнпка (а) п у поверхности
р-полупроводника (б) с высокой плотностью поверхност-
ных состояний.
§ 2.1]
ОСНОВЫ ЗОННОЙ ТЕОРИИ ТВЕРДОГО ТЕЛА
43
в запретной зоне, между ними и поверхностными ато-
мами возникают взаимодействия. В электронных полупро-
водниках электроны с объемных донорных уровней пере-
ходят на ниже расположенные свободные поверхностные
уровни, создавая отрицательный заряд на поверхности
полупроводника и положительный объемный заряд, рас-
пространяющийся на некоторую глубину в толщу полу-
проводника (/ порядка 10 7—10 4 см в зависимости от кон-
центрации доноров). В дырочных полупроводниках элек-
троны с заполненных поверхностных уровней переходят
на свободные объемные акцепторные уровни, заряжая
поверхность полупроводника положительно и создавая
отрицательный объемный заряд в приповерхностном слое.
Наличие двойного слоя с отрицательным зарядом на
поверхности «-полупроводника обусловливает увеличение
потенциальной энергии электрона на некоторую величину
Д<р и изгиб энергетических зон вверх. Если в отсутствие
двойного слоя на поверхности полупроводника работа
выхода равна
«Р = 4-1 Во I.
что для «-полупроводника составляет
ргп _ а 1
— ©а + »
то при наличии изгиба зон работа выхода возрастает:
e<fn = ёа + у- + е Дф.
Поле двойного слоя в приповерхностной области электрон-
ного полупроводника тормозит электроны, движущиеся
в направлении к поверхности, затрудняя их выход.
В дырочном полупроводнике положительный поверх-
ностный заряд обусловливает загиб зон вниз и снижение
работы выхода на Д<р, следовательно, для р-полупровод-
ника
е(Рр ~ Sa + А® — V —е Аф.
Поле двойного слоя в дырочных полупроводниках
44
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
благоприятствует эмиссии, ускоряя электроны в направ-
лении поверхности.
При достаточно высокой плотности поверхностных со-
стояний (превышающей 1012 см 2) работа выхода на сво-
бодной поверхности полупроводника очень слабо зависит
от положения уровня Ферми относительно дна зоны про-
водимости в его объеме (т. е. от типа проводимости полу-
проводника) и почти полностью определяется условиями
на поверхности. В этом случае уровень Ферми при введе-
нии в полупроводник примесей различного типа (донорных
или акцепторных) может сместиться в объеме на величину
порядка 1 эв (^ Ag), а на поверхности его смещение обычно
не превышает 0,1—0,2 эв.
Электропроводность полупроводников определяется кон-
центрацией носителей тока — электронов проводимости и
дырок. В гл. 5 будет подробно рассмотрен вопрос о прово-
димости и фотопроводимости полупроводников; сейчас
заметим только, что проводимость примесных полупровод-
ников (независимо от типа примеси) значительно превышает
проводимость соответствующего чистого материала (соб-
ственного полупроводника). Проводимость полупроводни-
ков очень сильно зависит от температуры, и при одинаковых
условиях она тем больше, чем меньше ширина запретной
зоны Ag собственного полупроводника или энергия акти-
вации 6g примесных полупроводников:
_ ай _
Особ = Се ит (при Т = 0 <т = 0); <тприн = С е 2кГ.
Введение в примесный полупроводник примеси противо-
положного типа (компенсирующей примеси, например,
акцепторов в электронный полупроводник) приводит к
смещению уровня Ферми к середине запретной зоны и к по-
нижению проводимости. Увеличение концентрации одно-
типной примеси способствует повышению проводимости
полупроводника.
Вследствие наличия поверхностных состояний, созда-
ющих двойной слой зарядов на поверхности полупровод-
ника, удельная электропроводность, измеренная вдоль
тонкого слоя полупроводника, обычно оказывается выше,
чем в поперечном направлении.
§ 2.2] ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ МЕТАЛЛОВ 45
§ 2.2. Фотоэлектронная эмиссия металлов
Внешним фотоэффектом или фотоэлектронной эмиссией
называют эмиссию электронов из тела в вакуум в резуль-
тате освещения этого тела. Поглощенная веществом энер-
гия электромагнитного излучения сообщается электронам,
и, если результирующая энергия электрона оказывается
достаточной для преодоления потенциального барьера на
границе твердого тела, электроны могут покинуть вещество,
создавая поток свободных зарядов в вакууме.
Электрод вакуумного прибора, выполненный из мате-
риала, эмитирующего при освещении электроны, называют
фотокатодом. Если на второй электрод — коллектор элек-
тронов, или анод, — подать положительный потенциал, то
во внешней цепи прибора потечет ток, называемый фото-
током. Величина фототока / зависит от свойств падаю-
щего на фотокатод лучистого потока и от материала
катода.
Теоретическое и экспериментальное исследования фото-
эффекта устанавливают связь между характеристиками
излучения п характеристиками потока эмитированных
фотоэлектронов. Основными характеристиками излучения
служат: интенсивность, т. е. величина лучистого (или свето-
вого) потока, спектральный состав излучения (или в случае
монохроматического излучения — его частота или длина
волны X), состояние поляризации светового потока и угол
его падения. Электронный поток характеризуется числом
электронов, выходящих с поверхности тела в единицу вре-
мени, распределением фотоэлектронов по начальным энер-
гиям и направлениям выхода.
Основными законами внешнего фотоэффекта являются
следующие экспериментально установленные факты:
1. Величина фототока в режиме насыщения прямо про-
порциональна интенсивности падающего света (закон Сто-
летова).
2. Для каждого вещества существует длинноволновая
граница фотоэффекта Хо, за которой (при X Хо) фото-
эмиссия не наблюдается.
3. Максимальная кинетическая энергия фотоэлектро-
нов линейно возрастает с частотой падающего света и не
зависит от его интенсивности (закон Эйнштейна).
46
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
Приведенные законы фотоэффекта находят простое объ-
яснение на основании электронной теории твердого тела и
квантовой теории света. В самом деле, если представить
лучистый поток как поток фотонов с энергией hv, то интен-
сивность излучения F может характеризоваться числом
фотонов, падающих на поверхность в единицу времени:
Поскольку каждый фотон действует на электроны твердого
тела независимо от других фотонов, причем существует
определенная вероятность Y того, что это действие приве-
дет к эмиссии электрона, то при попадании на поверхность
N фотонов электронный поток с нее составит п = YN элек-
тронов в секунду.
Таким образом, между числом освобожденных электро-
нов и числом падающих квантов света существует прямая
пропорциональная зависимость (коэффициент поглощения
света а не зависит от его интенсивности). Коэффициент
пропорциональности Y = , характеризующий фоточув-
ствительность освещаемого материала, называют кванто-
вым выходом фотоэмиссии (от английского yield — выход)
или квантовой эффективностью. Физическую природу фото-
эффекта лучше отражает квантовый выход, рассчитывае-
мый не на падающий, а на поглощенный свет, но, поскольку
оценка доли поглощенного излучения требует специаль-
ных измерений и расчетов, чаще пользуются первым опре-
делением.
Квантовый выход связан со спектральной чувствитель-
ностью фотоэмиттера следующим соотношением:
У Г электрон j_ //е _ I he__ 12 360
I. фотон J Flfi-v F e'i. х X ’
где Sx выражено в амперах на ватт (а/вгп), а X — в ангстре-
мах. Поскольку каждый падающий фотон может вызвать
эмиссию не более чем одного электрона, квантовый выход
не может превышать единицу. Спектральная чувствитель-
ность при Y = 1 должна быть равна
Sx = 807 X ма/вт (если X — в микронах).
§ 2.2]
ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ МЕТАЛЛОВ
47
В действительности квантовый выход всегда оказывается
меньше единицы. Даже в наиболее благоприятном случае
полного поглощения падающего излучения с образованием
по одному фотоэлектрону на каждый фотон и в отсутствие
неупругого рассеяния фотоэлектронов в твердом теле по-
дойти к поверхности и выйти в вакуум сможет не более по-
ловины возбужденных электронов, так как при сферически
симметричном распределении импульсов фотоэлектронов
половина электронов, получивших избыточную энергию,
будет двигаться в направлении от поверхности и не сможет
участвовать в фотоэмиссии. Таким образом, квантовая
эффективность не может достигать значений, превышающих
0,5 (практически она всегда ниже).
Закон Эйнштейна представляет собой не что иное, как
закон сохранения энергии при фотоэлектронной эмиссии.
Если принять, что энергия светового кванта hv, падающего
на поверхность твердого тела, целиком поглощается элек-
троном, то энергия самого быстрого электрона в металле
(лежащего при абсолютном нуле температуры на уровне
g0) после поглощения фотона станет равной g0 + hv.
При выходе за пределы металла часть энергии электрон
затрачивает на преодоление поверхностного потенциального
барьера, энергетическая высота которого равна ge. Остав-
шуюся долю энергии фотоэлектрон сохраняет по выходе
в вакуум в виде начальной кинетической энергии
(^r)max = + hV —' = hV ~~ ®о) = hv—ecp.
Остальные электроны, лежащие внутри металла на
уровнях ниже g10 (например, на величину б) или частично
рассеивающие свою энергию при подходе к границе металла,
выйдут в вакуум с меньшими начальными энергиями:
(? — величина потерь энергии).
Граничная частота фотоэффекта v0 соответствует такой
энергии падающих квантов, при которой даже максималь-
ная начальная энергия фотоэлектронов равна нулю:
hv0 — е<р = 0.
48
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
Если v<^-A-, эмиссия невозможна, так как вероятность
того, что один электрон получит энергию нескольких фото-
нов, пренебрежимо мала (по крайней мере при обычных ин-
тенсивностях света). Длинноволновая граница фотоэффекта
Хо может быть вычислена для любого металла по формуле
n he
Лл -—•
12 360
Ф
[А].
где ф — работа выхода металла (в вольтах).
Таблица 2.1
Работа выхода и порог фотоэффекта
некоторых металлов
Металл ф, в А Металл ф, в А
Платина . . 5,32 2320 Барий.... 2,52 4900
Серебро . . 4,55 2780 1 Натрий . . . 2,35 5250
Никель . . . Магний . . . 4,61 3,68 2680 3450 Цезий .... 1,93 6400
В табл. 2.1 приведены значения работы выхода некото-
рых чистых металлов и соответствующие им величины Хо.
Как видно, граница фотоэффекта почти всех металлов лежит
в ультрафиолетовой или (у щелочных металлов) в коротко-
волновой части видимого спектра. Практическое использо-
вание металлов в качестве фотокатодов ограничивается
лишь приборами, чувствительными к ультрафиолетовому
излучению.
Поскольку работа выхода металла в сильной степени за-
висит от состояния его поверхности (наличия структурных
дефектов, определяемых способом обработки, пленок адсор-
бированных атомов и т. д.), то и порог фотоэффекта Ао
зависит от поверхностных условий: чистоты поверхности,
состояния вакуума и т. д.
При нагревании металла в распределении Ферми — в
распределении электронов внутри решетки — появляется
«хвост», т. е. некоторое число электронов с энергией g 2> So-
Соответственно и в спектре вышедших фотоэлектронов
§ 2.2]
ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ МЕТАЛЛОВ
49
появляются электроны с большей, чем по уравнению Эйн-
штейна, начальной кинетической энергией. Граница фото-
эффекта смещается в сторону более длинных волн и делается
неопределенной.
Внешнее ускоряющее электрическое поле Е, снижая
работу выхода металлов вследствие эффекта Шоттки, также
смещает на величину, которую
можно рассчитать из следующего
соотношения:
(hv0)E = hv0—eVeE.
Спектральное распределение
квантового выхода фотоэмиссии —
основная характеристика фото-
чувствительного материала и со-
ставляет главный предмет теорети-
ческого исследования внешнего
фотоэффекта. Вопрос о форме спек-
тральной зависимости фототока
выходит за рамки элементарной
теории Эйнштейна, хотя самые об-
щие представления о ходе этой за-
висимости / = f (7.) МОЖНО полу- Рис’ 2-7, Полоса энерге-
чить на основании следующих про- талле> уч^тву1ОЩИХ в
СТЫХ рассуждений. фотоэффекте (обозначена
В §2.1 была рассмотрена про- двойной штриховкой),
стейшая электронная модель ме-
талла, представляющая собой потенциальный ящик с вы-
сотой барьера Все нижние энергетические уровни
внутри этого ящика (зоны), вплоть до уровня Ферми g0,
заняты электронами (рис. 2.7). При попадании на металл
излучения с энергией квантов Av принять участие в фото-
эмиссии смогут лишь электроны, лежащие на верхних
Уровнях энергетического распределения — от уровня
— Av до уровня Ферми g0. По мере повышения частоты
падающего света (начиная с v0) полоса уровней, занятых
электронами, которые могут участвовать в фотоэффекте,
монотонно расширяется. Вероятность фотоэлектрического
поглощения света увеличивается. Кроме того, поглощение
электронами квантов излучения с большей частотой сообщает
ИМ большую избыточную энергию, а это обусловливает
50
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
повышение вероятности выхода электронов из более глу-
боких слоев металла. Таким образом, фототок, рассчитан-
ный на единицу падающей энергии излучения, должен
монотонно расти с частотой v до тех пор, пока энергия кван-
тов hv не станет равной g„.
При hv Д> g„ число электронов, способных участвовать
в фотоэффекте, больше не изменяется, и дальнейший ход
спектральной характеристики будет определяться другими
факторами: зависимостью от v вероятности поглощения излу-
чения, изменения характера рассеяния энергии фотоэлек-
тронов и др. Для большинства металлов энергия go имеет
порядок величины около 10 эд, т. е. область нарушения нор-
мального монотонного хода спектральной характеристики
лежит далеко за пределами видимого спектра (видимая
область ограничивается энергиями квантов от 1,5 до 3,1 эв).
У щелочных металлов, обладающих значительно меньшей
величиной энергии ga 4—5 эв, спектральные харак-
теристики имеют селективный максимум чувствительности
в ближней ультрафиолетовой или даже видимой части
спектра.
В рамках зоммерфельдовской модели свободных электро-
нов в металле можно произвести количественный расчет,
дающий аналитическое выражение для спектральной зави-
симости фотоэмисспи. Поток фотоэлектронов через единицу
поверхности металла определяется следующим выражением:
I = е N' (gx) vxD (gx) dgx,
б
где N' (gx)rlgx — энергетическое распределение возбужден-
ных светом электронов внутри металла по составляющей
энергии, нормальной к поверхности; N' (g.r) vx d%x —- число
фотоэлектронов, падающих на поверхность металла в еди-
ницу времени с нормальной составляющей энергии g =
лежащей в пределах от g до g + dg; vx — сред-
няя скорость этих электронов в направлении нормали к по-
верхности; D (gx) —• вероятность прохождения электрона с
энергией через потенциальный барьер на границе металла.
Для решения этой задачи необходимо знать, как изме-
няется энергетическое распределение электронов в ме-
§ 2.2]
ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ МЕТАЛЛОВ
51
талле под действием электромагнитного излучения. Это
изменение определяется вероятностью поглощения фотона
частоты v электроном с начальной энергией g. В резуль-
тате такого поглощения энергия электрона становится
равной g + hv. Вероятность поглощения излучения а зави-
сит как от величины v и g, так и от состояния поляризации
света, от характера потенциального поля в металле. Фун-
кция распределения электронов с избыточной энергией
N' (§i) dx, подошедших к поверхности металла, зависит
также от рассеяния энергии фотоэлектронами, так что
a(v, е), вообще говоря, определяет долю фотонов, погло-
щенных фотоэлектрически, т. е. на столь малом расстоянии
от поверхности, что рассеяние энергии фотоэлектронов при
движении к границе тела оказывается незначительным. Если
среднее расстояние, которое проходят фотоэлектроны в ме-
талле, прежде чем их энергия станет недостаточной для
выхода, назвать глубиной выхода фотоэлектронов, то коэф-
фициент а определяет число фотонов, поглощенных на
глубине, равной глубине выхода. Вероятность выхода
D (gz) определяется формой потенциального барьера у
поверхности.
Ограничиваясь рядом упрощающих предположений и
решая задачу для узкого диапазона частот вблизи длинно-
волнового порога фотоэффекта, Фаулер [1J получил выра-
жение, описывающее спектральную характеристику фото-
эмиссии металлов и хорошо согласующееся с эксперимен-
том. Допущения, лежащие в основе теории Фаулера,
заключаются в следующем. При фотоэмиссии в узком спек-
тральном диапазоне вблизи порога фотоэффекта (/zv0
/iv <^1,5 7zv0) в фототоке принимают участие лишь элек-
троны, обладающие до поглощения света близкими зна-
чениями энергии, незначительно отличающимися от энер-
гии Ферми g0. Следовательно, можно принять за постоян-
ные все факторы, не очень резко зависящие от начальной
энергии электрона и от энергии фотона (hv const).
Так, например, коэффициент фотоэлектрического (вы-
зывающего эмиссию) поглощения фотона a (v, g) любым
электроном, лежащим вблизи уровня Ферми, можно счи-
тать одинаковым и не зависящим от частоты.
Относительно вероятности выхода D (gx) фотоэлектро-
нов через потенциальный барьер Фаулер полагал, что она
52
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
равна нулю, если нормальная составляющая энергии фото-
электрона gx gfi, и равна единице при gx?> gfi, т. е.
все электроны, поднявшиеся в результате поглощения
энергии фотонов на уровни выше уровня вакуума, выходят
из металла.
Энергетическое распределение N' (g) dg части элек-
тронов в металле, поглотивших излучение, Фаулер полагал
таким же, что и до поглощения (для невозбужденных элек-
тронов), только смещенным на величину hv в сторону
больших энергий:
N' (g) т/g = aN (g -|- hv) dfj.
Смещение распределения вверх на величину hv эквива-
лентно соответствующему понижению потенциального барь-
ера, что позволяет просто изменить пределы интегрирова-
ния при суммировании электронов, участвующих в фото-
эффекте. Величина фототока с единицы поверхности может
быть подсчитана при этих условиях путем решения сле-
дующего интеграла:
I = eaD f N($x)vxd$x; (0 = 1).
Подынтегральное выражение представляет собой число
электронов, падающих на единицу поверхности в единицу
времени с нормальной составляющей энергии в пределах
от gz до gv + dgv. Как подсчитал Нордгейм [2], исходя
из общего выражения для распределения по энергиям
Ферми,
Ш Vx d$x = In 11 + ехр d$x.
Таким образом, плотность фототока равна
СО
j faimkT (“ fl,.
7 = ш \ ln 11 + ехР \~kr) 1 d^x-
%a~hv
Если заменить переменную gz новой переменной t = °,--.
rv 1
g- go — (g« — hv) hv — hva ,
и обозначить --—------------ = —kT~^~ чеРез x (граничное
§ 2.2]
ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ МЕТАЛЛОВ
53
значение /), уравнение примет вид
X
/ = еа J ы (1 + dt = aAT2f
Постоянная А = 4т'^2е. совпадает с постоянной Ричард-
сона в формуле для термоэмиссии металлов.
Функция Фаулера f (х) = § ln(l -\f)dt может быть
представлена в виде следующих рядов:
р2Х рЗХ рПХ
= 2-2 4--^-(-0"^- ПРИ *<°
и
г , . Л2 Л'2 ! _ v С' 2Л‘ . \
f(x) = У + 2 \е---+•••) —
= т + т-1(“1) -7?- ПР"
Эта функция, единая для любых металлов, табулирована.
Численными значениями ее пользуются для определения
работы выхода металлов.
Полученные уравнения описывают форму спектральной
характеристики фотоэмиссии металлов в припороговой
области (при v v0). При v = О (и а = 1) х = <С О
уравнение обращается в формулу Ричардсона для термо-
эмиссии:
I = АТ* ехр = А Т* ехр (- е^\.
При температуре Т = 0 и для v <4 v0 фототок отсутствует
(v0 — граница фотоэффекта). Для Т = 0 и v v0 вели-
чина х>0 п
Z = -p-?(v-v0)2,
т. е. фототок действительно монотонно растет с повышением
частоты, причем по параболическому закону.
Реальные спектральные характеристики металлических
катодов хорошо совмещаются с теоретической кривой
Фаулера в узком спектральном диапазоне вблизи порога
фотоэффекта. При температуре, отличной от абсолютного
54
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
нуля, f (х) не равна нулю даже при v v0, и фототок лишь
асимптотически приближается к нулю при понижении
частоты падающего света. Как было уже сказано, при тем-
пературе, отличной от абсолютного нуля, порога фото-
эффекта не существует.
Уравнение Фаулера дает возможность определить из-
менение фототока с температурой. Легко показать, что
температурная зависимость фотоэффекта оказывается тем
более сильной, чем меньше разность v — v0. Для частот,
меньших пороговой (v v0), фототок растет с повышением
температуры по экспоненциальному закону:
I = аАТ2 exp (— -
Для v > v0
/ = -2-L^(V“Vo) +ТГ],
т. е. при увеличении частоты растет роль первого члена,
не зависящего от температуры.
Из этого же уравнения можно получить изменение фото-
тока при наложении ускоряющего электрического поля Е.
Так как внешнее поле снижает работу выхода металличе-
ского катода на величину Д<р = \геЕ, то можно написать:
(hv0)E = hv0 — е УеЁ
и
IE = C\hv-(hv0)EY =
= С [(/zv — /iv0)2 -|- 2е3/-’ (hv — hv0) ] rE -|- е3Е].
Для сильных полей и частот, весьма близких к пороговой,
первые два члена малы и фототок растет пропорционально
приложенному напряжению:
IЕ'~^ Е.
Если hv — hv0 e'l^E'-i^, фототок изменяется пропорцио-
нально корню квадратному из величины напряженности:
/е= /O + B(v)y £.
Уже при hv — hv0 «« 1 эв даже в поле с напряженностью
Е We/см фототок увеличивается под действием поля
не более чем на несколько процентов. Угол наклона графика
§ 2.2]
ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ МЕТАЛЛОВ
55
зависимости IEU0 = f (/Е) быстро уменьшается с увели-
чением частоты падающего света.
Сопоставление экспериментальных характеристик фото-
эффекта с теоретическими (спектральной, температурной,
вольтамперной) может служить методом определения
работы выхода металлических катодов. Так, широко исполь-
зуют метод построения изотермических спектральных
характеристик фототока в масштабе 1g ~ = ф и совме-
щения их с соответствующей теоретической кривой Фау-
лера, рассчитанной и табулированной в тех же координа-
тах. Горизонтальное смещение экспериментальных харак-
теристик до полного совпадения их с кривой Фаулера
ф (х) = 1g (со4) + 1g/
соответствует величине исследуемого металла [31.
Аналогично применяют метод построения изохромати-
ческих кривых температурной зависимости фотоэмиссии
и сравнения их с теоретической кривой, полученной Дю-
бриджем [4]:
I = / (Г) при V = const.
Метод Кэррола [5] состоит в построении вольтамперных
характеристик фототока в ускоряющем поле. Работа выхода
определяется по крутизне наклона кривой зависимости
£0
Следует отметить, что на практике иногда наблюдают
довольно значительные отклонения экспериментальных кри-
вых от теоретического хода рассмотренных зависимостей,
связанные чаще всего с наличием на поверхности металла
адсорбированных пленок, неравномерно распределенных
по поверхности и делающих поверхность катода «пят-
нистой», обладающей различной работой выхода на разных
участках. По характеру и величине этих отклонений удается
в какой-то мере судить о разбросе значений работы выхода
в отдельных «пятнах» [6].
Полуфеноменологическая теория Фаулера не может
объяснить многих важнейших характеристик фотоэмиссии
56
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
и не может быть распространена на весь спектральный диа-
пазон фотоэффекта.
Построение строгой количественной теории фотоэффекта
предполагает математическое описание всех элементарных
процессов взаимодействия электромагнитного излучения
с электронами твердого тела. К таким элементарным про-
цессам относятся:
1. Распространение потока электромагнитной энергии
в веществе. Изучение этого процесса — задача оптики кри-
сталлов, которая определяет зависимость оптических кон-
стант вещества от его природы, структуры, состояния по-
верхности и от спектрального состава излучения.
2. Акт взаимодействия кванта излучения с электроном.
Вероятность поглощения фотона электроном, вероятность
тех или иных оптических переходов электронов зависит как
от энергии фотона, так и от энергетического состояния
электрона в твердом теле.
3. Движение электрона, обладающего избыточной энер-
гией, к поверхности тела, его взаимодействия с другими
электронами и решеткой вещества. Характер и величина
потерь энергии движущимся электроном определяют долю
поглотивших фотон электронов, подходящих к поверх-
ности тела с достаточным для выхода запасом энергии
(глубину выхода фотоэлектронов).
4. Прохождение электронов через потенциальный барьер
на границе твердого тела с вакуумом. Вероятность выхода
электрона в вакуум зависит от формы потенциаль-
ного барьера, определяемой поверхностной структурой
вещества.
Электромагнитное излучение проникает в объем твер-
дого тела на глубину, определяемую коэффициентом погло-
щения света а. (Коэффициент поглощения света предста-
вляет собой функцию длины волны излучения а = f (X)
и измеряется в см-1.)При поглощении света в бесконечной
однородной среде интенсивность излучения затухает по
мере удаления от поверхности по экспоненциальному за-
кону:
F(x) = (l-/?)Foe-’\
где Fo —• падающий лучистый поток, /? — коэффициент от-
ражения.
§ 2.2]
ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ МЕТАЛЛОВ
В слое толщиной d = — происходит поглощение основ-
ной доли падающего лучистого потока. Действительно,
если в слое dx на расстоянии х от поверхности поглощается
энергия dF = (1—/?) aFoe “А dx, то во всей толще веще-
ства на глубине d поглощается
F = u (1 - R) Fo еdx — (1 — R) Fo (1 -е "d).
При d= —
r а
F = 0,63(1— R)F0.
При построении теории фотоэффекта необходимо учи-
тывать то обстоятельство, что совершенно свободный элек-
трон не может целиком поглотить световой квант, так как
при этом невозможно одновременно удовлетворить законам
сохранения энергии и импульса:
г ГГУ
р —p = mv = —
— уравнения несовместимы ни при каких скоростях элек-
трона v <Д с. Возможность фотоэлектрического поглощения
света появляется лишь в присутствии третьего «тела»,
принимающего на себя часть импульса. Иначе говоря,
поглощать фотоны могут только связанные электроны,
находящиеся в некотором потенциальном поле.
Тамм и Шубин [7] построили теорию фотоэффекта,
учитывая связи электрона в поверхностном поле потен-
циального барьера (поверхностный фотоэффект) и в объем-
ном потенциальном поле кристаллической решетки (объем-
ный фотоэффект).
Поверхностное поле не периодично, и решетка может
принимать от электрона в процессе его взаимодействия со
светом любой импульс; на поглощение поверхностными
электронами света не накладывается никаких ограничений.
Порог поверхностного фотоэффекта определяется только
работой выхода металла.
Объемный фотоэффект подчиняется иным закономер-
ностям. Вследствие периодичности потенциального поля,
58
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
действующего на электрон в кристалле, импульс, передавае-
мый решетке, может быть только квантованным. Поэтому
электронные переходы в объеме кристалла подчиняются
квантовым правилам отбора. Такие переходы связаны с бо-
лее значительными изменениями энергии электрона при
акте поглощения, вследствие чего объемный фотоэффект, по
расчетам Тамма и Шубина, может происходить лишь в об-
ласти больших частот. Проиллюстрировать эту мысль
можно с помощью рис. 2.8, на котором изображена схема
энергетических зон металла.
Электронные переходы по AC (hv0 = е<р) — с измене-
нием импульса электрона, т. е. волнового вектора k, —
возможны только на по-
верхности металла благода-
ря непериодичности поля
потенциального барьера и
участию решетки в акте
взаимодействия путем по-
глощения пли испускания
фонона. (Фононом назы-
вают квант колебатель-
ной — тепловой — энергии
решетки.) Такие переходы
с участием фононов назы-
вают непрямыми, или косыми, переходами. Для объем-
ного фотоэффекта разрешены только прямые — верти-
кальные — электронные переходы без участия фононов,
т. е. без изменения волнового вектора k (импульс при
этом сохраняется; изменением импульса электрона при
получении ничтожно малого импульса фотона —можно пре-
небречь). Порог объемного фотоэффекта соответствует наи-
кратчайшим электронным переходам по АВ, следовательно,
/?v0 . 2>/zvn.
"об и
Таким образом, по теории Тамма и Шубина, вблизи
длинноволновой границы фотоэффекта может происходить
только поверхностный фотоэффект. Началу объемного фото-
эффекта соответствует «вторая граница» тф лежащая в об-
ласти более коротких волн. Более строгое квантовомехани-
ческое рассмотрение явления оптического возбуждения
§ 2.2]
ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ МЕТАЛЛОВ
59
Рис. 2.9. Изменение спек-
тральной характеристики
фотоэмиссии золота при
нагревании.
металлов показало, что и для объемных процессов более
вероятными оказываются непрямые электронные переходы.
Расчеты, выполненные для реальной структуры металла
с учетом вероятности непрямых переходов в объеме [8—11],
показали, что различия между границами поверхностного
и объемного фотоэффектов незначительны. Так, например,
по подсчетам Фаня [12], граничные энергии hv0 объемного
и поверхностного фотоэффектов для
натрия различаются всего на 0,16 эв.
В настоящее время большин-
ство исследователей склоняется к
мнению, что практически во всей
области спектра, где наблюдается
внешний фотоэффект из металлов,
он связан с объемным поглощением
света. Прямое измерение глубины
выхода фотоэлектронов из металла
говорит в пользу этой точки зрения.
Глубина выхода фотоэлектронов,
оцененная по толщине слоя ме-
талла, превышение которой пере-
стает влиять на величину фото-
тока, составляет для большинства
металлов величину порядка не-
скольких сот ангстрем (до 1000 А
у щелочных металлов). В пользу
объемного фотоэффекта говорит так-
же уменьшение фототока при повы-
шении температуры металла, пока-
занное на рис. 2.9 (кроме области, близкой к порогу фото-
эффекта, где эмиссия возрастает в соответствии с теорией
Фаулера). Снижение фототока при нагревании связано
с ростом потерь энергии фотоэлектронов, рассеивающихся
в объеме кристалла на фононах. При поверхностном фото-
эффекте энергия не рассеивается.
Приведенные выше значения глубины выхода фотоэлек-
тронов из металлов свидетельствуют о сравнительно не-
больших потерях энергии, претерпеваемых фотоэлектро-
нами на пути к поверхности металла. Основные виды потерь
обусловлены: 1) кулоновским взаимодействием с электро-
нами проводимости; несмотря на очень высокую концентра-
1б0 ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
цпю электронов проводимости, кулоновские потери при ин-
дивидуальных электрон-электронных взаимодействиях не-
значительны: движущийся фотоэлектрон как бы экрани-
руется пространственным перераспределением остальных
электронов в объеме кристалла; 2) рассеянием энергии на
решетке (фононное взаимодействие), а также на структур-
ных неоднородностях кристалла; 3) коллективным взаимо-
действием движущегося фотоэлектрона со всей совокуп-
ностью электронов проводимости в металле: электрон может
возбуждать колебания электронного газа, типа плазменных
колебаний. Вероятность потерь энергии этого вида возни-
кает при достаточно большой избыточной энергии фото-
электронов. Плазменные колебания коллектива электронов
в периодическом поле решетки подчиняются квантовым
законам; на их возбуждение (образование «плазмонов»)
энергия фотоэлектронов может расходоваться лишь опре-
деленными порциями hv hvp, где hvp — порог образо-
вания плазмонов. Для калия, например, hvp = 4,36 эв.
Таким образом, при больших частотах электромагнит-
ного излучения потери фотоэлектронов на единицу длины
пути возрастают. При еще более высоких частотах могут
добавиться потери энергии на возбуждение межзонных
переходов: быстрый фотоэлектрон путем ударной ионизации
может отдать свою избыточную энергию электронам более
глубоких зон, перебрасывая их в зону проводимости. С дру-
гой стороны, при увеличении hv повышается вероятность
непосредственного поглощения фотонов электронами более
глубоких зон.
Влияние формы потенциального барьера на вероятность
выхода фотоэлектронов проявляется в чрезвычайно сильной
зависимости фототока (и порога фотоэффекта /zv0) от состоя-
ния поверхности металла: от наличия адсорбированных пле-
нок, содержания окклюдированных газов, от способа обра-
ботки поверхности. Сильное влияние поверхностных условий
на фотоэмиссию объясняется отнюдь не преобладанием по-
верхностного фотоэффекта, как это считалось раньше, а
изменением вероятности выхода объемных фотоэлектронов.
Типичная характеристика фотоэмиссии металла (зави-
симость квантового выхода от энергии фотонов) приведена
на рис. 2.10 (для золота). Вблизи порога фотоэффекта кван-
товый выход металлов мал. При hv — hv0 1 эв он не пре-
§ 2.2]
ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ МЕТАЛЛОВ
61
Рис. 2.10. Спектральная зависи-
мость фотоэмиссии Y для золота
и зависимость коэффициента отра-
жения Р от частоты V.
вышает 10 8—10 5 электрон!фотон. В этой области фото-
ток возрастает при изменении частоты излучения пропор-
ционально (у — v0)2. При hv 10 эв начинается резкое
возрастание квантового выхода вплоть до чрезвычайно
высоких значений Y «« 0,1—0,15, достигаемых при hv =
18—20 эв (в глубоком вакуумном ультрафиолете). Затем
квантовый выход снижается, хотя и остается достаточно
высоким. Начало быстрого
роста квантового выхода
называют иногда «второй
красной границей» фотоэф-
фекта. Такая спектральная
зависимость фотоэффекта в
значительной мере объяс-
няется оптическими свой-
ствами металлов.
На рис. 2.10 приведена
спектральная характерис-
тика коэффициента отраже-
ния для той же металли-
ческой пленки. Как видно,
в области низкого кванто-
вого выхода (между первой
и второй границами фото-
эффекта) коэффициент от-
ражения чрезвычайно вы-
сок. При этом лишь совер-
шенно незначительная доля
светового потока погло-
щается в металле. Это можно объяснить следующим об-
разом. Высокий коэффициент поглощения а металлов
(а порядка 10е слг1) служит причиной того, что излучение
проникает в толщу металла на очень небольшую глубину:
d= L^io в см. Поскольку вблизи порога фотоэффекта
эта глубина оказывается меньше длины волны излучения,
происходит почти полное отражение света, и квантовый
выход фотоэффекта оказывается ничтожным. При увели-
чении частоты одновременно с уменьшением отражения
происходит столь же резкое увеличение поглощения света,
глубина проникновения которого в толщу металла
62
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
Рис. 2.11. Спектральные характе-
ристики фотоэмиссии различных
металлов.
становится соизмеримой с глубиной выхода фотоэлектронов.
Квантовый выход резко возрастает. Последующее снижение
Y, по-видимому, связано с ростом потерь энергии фото-
электронов на образование плазмонов и на возбуждение
межзонных переходов. На рис. 2.11 приведены спектраль-
ныехарактеристики квантового выхода различных металлов.
Большой практический и теоретический интерес пред-
ставляет распределение вышедших фотоэлектронов по на-
чальным энергиям. Энерге-
тическое распределение фо-
тоэлектронов должно зави-
сеть от распределения элек-
тронов по энергиям внутри
металла, от характера по-
глощения фотона электро-
нами различных энергий,
а также от характера по-
терь энергии при прохож-
дении электронами толщи
металла. Для узкой при-
пороговой области спектра
теоретическую функцию
энергетического распреде-
ления вышедших фотоэлек-
тронов можно получить из
уравнения Фаулера. Экс-
периментальные кривые
энергетического распреде-
пользуясь методом задержи-
вающего потенциала в сферическом приборе с централь-
ным катодом.
Этот метод был разработан и количественно обоснован
Лукирским и Прилежаевым [131. При нулевом напря-
жении на коллекторе в цепи его течет полный ток насыще-
ния фотоэлектронов, достигающих коллектора благодаря
наличию у них начальной скорости. При подаче на кол-
лектор тормозящего напряжения его поверхности могут до-
стичь только те электроны, начальная кинетическая энергия
которых достаточна для преодоления'задерживающегополя:
ления чаще всего получают,
§ 2.2]
ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ МЕТАЛЛОВ
63
Соотношение диаметров внутреннего сферического элек-
трода (фотокатода) и внешнего (коллектора) 1 : 10 обеспе-
чивает точность измерений порядка 1%, т. е. при задержи-
вающем поле eU = 0,99 все электроны с начальной
кинетической энергией полностью собираются на
Рис. 2.12. К определению энергетического рас-
пределения фотоэлектронов.
1,2 — кривые задержки для металлического катода
при различных V, 3 — кривая задержки для другого
металлического катода с меньшей работой выхода.
коллекторе независимо от угла их выхода. При eU =
ни один из этих электронов не попадет на внешнюю сферу.
Схема измерений и вольтамперные характеристики фототока
в сферическом приборе показаны на рис. 2.12.
Необходимо обратить внимание на то, что «физический»
нуль напряжения на коллекторе, которому соответствует
точка насыщения вольтамперной характеристики (Йл),
смещен относительно нуля прибора на величину контакт-
ной разности потенциалов материалов коллектора (анода)
64
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
и катода: (7S = <ра— <рк. В качестве коллектора обычно
используют платиновое или другое металлическое покры-
тие с высокой работой выхода (чтобы исключить обратный
фототок с коллектора); поэтому чаще всего <ра — <рк О
и точка насыщения лежит в области положительных по-
тенциалов коллектора.
Полная ширина кривой задержки Us ф- |П0| соответ-
ствует максимальной начальной энергии фотоэлектронов:
e(Us + U0) = (^) = hv~hv0
\ Z J max
или
eU0 = hv — hv0~e (<pa — <pK).
Поскольку для металлов eq>K = /zv0, получим
eU0 — hv — e<pa.
При увеличении частоты падающего света кривые задержки
растягиваются пропорционально частоте (точка насыщения
Рис. 2.13. Распределение по энер-
гиям фотоэлектронов, вышедших
из металла.
Сплошные линии относятся к толстому
слою металла, пунктирная линия — к
тонкой пленке металла.
сохраняется). При замене
одного металлического ка-
тода на другой при той же
частоте падающего света
точка отсечки бф остается
прежней, а точка насыще-
ния смещается на величину
разности работ выхода ста-
рого и нового катодов (на
изменение контактной раз-
ности потенциалов).
Путем дифференцирова-
ния кривых задержки мож-
но получить кривые распределения вышедших фотоэлектро-
нов по начальным энергиям. Эти кривые для области частот,
близких к пороговой, изображены на рис. 2.13. Приведен-
ные характеристики энергетического распределения, т. е.
АфЬ') Е 1
кривые, построенные в координатах тт-гр—< =/ (р— >
/v \cmax) К^шах/
почти не изменяют формы при изменении частоты падаю-
щего света и однотипны для всех металлов. Наивероятней-
шее значение начальной энергии фотоэлектронов прибли-
зительно равно половине максимального. Как максималь-
§ 2.2]
ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ МЕТАЛЛОВ
65
ная, так и средняя энергия линейно увеличиваются с ростом
частоты (по закону Эйнштейна). При повышении темпера-
туры фотокатода максимальная энергия распределения не-
сколько увеличивается, а средняя смещается в сторону мень-
ших значений (растут фононные потери). При уменьшении
толщины фоточувствительного слоя металла до значений,
меньших глубины выхода фотоэлектронов, в энергетиче-
ском распределении увеличивается доля быстрых электронов
выходящих из металла без потерь энергии. Форма кривой
приближается к распределению Ферми для электронов
внутри металла (см. рис. 2,13).
В области частот, соответствующих второй границе фото-
эффекта (там, где наблюдается резкий рост квантового
выхода), обнаруживаются значительные искажения формы
кривых энергетического распределения фотоэлектронов:
в распределении возрастает доля медленных электронов,
максимум распределения перестает изменяться с увеличе-
нием частоты. Иногда в спектре фотоэлектронов отчетливо
обнаруживаются два максимума, т. е. существуют две
группы фотоэлектронов — быстрых, энергия которых ра-
стет с частотой, и медленных, энергия которых не зависит
от частоты. Такой характер энергетического распределения
связан с изменением механизма рассеяния фотоэлектронов,
с появлением вероятности потерь энергии крупными пор-
циями.
Распределение фотоэлектронов по углам выхода изуча-
лось для ряда металлов с гладкими поверхностями. Экспе-
риментально установлено, что во всех случаях имеет место
центрально симметричное угловое распределение фотоэлек-
тронов, подчиняющееся закону Ламберта:
n(6) = /;0cose,
где п0 — число электронов, выходящих по нормали к по-
верхности, 6 — направление вылета электрона. Угловое
распределение фотоэлектронов не зависит от угла падения
светового потока.
При использовании металлов в качестве фотокатодов
(для ультрафиолетовой области спектра) чаще всего при-
меняют не массивные металлические пластинки, а тонкие
пленки металла, нанесенные на какую-либо подложку.
Фотоэлектрические свойства тонкопленочных катодов могут
66
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
в сильной степени зависеть от толщины металлического
слоя и рода подложки. Фотоэлектрические свойства метал-
лических катодов сильно изменяются также при наличии
на их поверхности адсорбированных пленок другого ве-
щества.
Рассмотрим процесс осаждения пленки щелочного ме-
талла на каком-нибудь тяжелом металле. Если конденси-
рующийся на поверхности металл более электроположите-
лен, чек ’’ассивный адсорбент (т. е. обладает меньшим срод-
ством к электрону), то по мере его осаждения на поверх-
ности образуется слой легко ионизирующихся атомов (по-
ложительных I jhob). с.и ионы индуцируют в поверхност-
ном слое основного металла отрицательный заряд такой
же величины. Скачок потенциала Дф в двойном слое заря-
дов можно рассчитать как напряжение между двумя заря-
женными плоскостями:
Дф = Naed,
где Na — поверхностная концентрация адсорбированных ио-
нов, d — рчгстояние между заряженными плоскостями,
имеющее прядок атомных размеров (d порядка 1G-8 см).
Работа выхода массивного металла понижается на вели-
чину Дф, линейно увеличивающуюся с ростом концентра-
ции адсорбированных атомов Na. Вначале это снижение
работы выхода сопровождается монотонным увеличением
фототока, спектральная характеристика фотоэмиссии сме-
щается в сторону больших длин волн, оставаясь монотон-
ной (фаулеровской) вблизи порога фотоэффекта. Механизм
фотоэффекта в начальной стадии процесса (при небольших
концентрациях адсорбированных атомов на поверхности)
не изменяется — фотоэлектроны зарождаются в массивном
металле, а выход их облегчается понижением потенциаль-
ного барьера на границе.
При приближении поверхностного слоя адсорбированных
атомов к моноатомному покрытию ход изменения работы
выхода замедляется, и при некотором значении А'., (^ 2/3 от
моноатомного покрытия) работа выхода становится мини-
мальной. Это объясняется тем, что по мере заполнения
«активных» мест (остриев, выступов) поверхности увели-
чивается вероятность адсорбции не ионов, а нейтральных
атомов, точнее — диполей с различной ориентацией заря-
§ 2.2]
ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ МЕТАЛЛОВ
67
дов. В результате этого заряд на поверхности компенси-
руется, и работа выхода снова начинает возрастать, пока
не примет стационарного значения, равного работе выхода
адсорбированного вещества, покрывающего адсорбент сплош-
ной пленкой.
При некоторой концентрации неионизированных адсор-
бированных атомов на основном металле (пока они не об-
разовали сплошной массивной пленки) становится возмож-
ным поглощение излучения этими атомами, сопровождаю-
щееся их фотоионизацией. На фотоэмиссию из основного
металла с пониженной работой выхода будет накладываться
фотоэмиссия с поверхностной пленки, происходящая при
поглощении излучения с определенной частотой, соответ-
ствующей энергии ионизации адсорбированных атомов:
hva — eUi-
Это селективное поглощение света адсорбированными
атомами может лежать в сравнительно длинноволновой
области спектра, так как в поле адсорбционных сил по-
тенциал ионизации адсорбированных атомов оказывается
значительно пониженным по сравнению с потенциалом
ионизации свободных атомов. В действительности доля
излучения, поглощаемого адсорбированной пленкой с кон-
центрацией атомов, близкой к монослою, столь мала, что
изменения формы спектральной характеристики металла
вследствие фотоионизации адсорбированных атомов оказы-
ваются ничтожными и обычно не принимаются во внимание.
Таким образом, роль пленок адсорбированных атомов
на поверхности металла сводится в основном к изменению
его работы выхода и смещению порога фотоэффекта. Для
понижения работы выхода металлов с сохранением формы
их спектральных характеристик часто используют метод
нанесения на поверхность слоя адсорбированных молекул
с большим дипольным моментом (например, ВаО) [15].
Оптимальная поверхностная концентрация ВаО примерно
соответствует мономолекулярному слою.
При увеличении толщины адсорбированной пленки ее
уже нельзя рассматривать как набор изолированных друг
от Друга атомов. На поверхности массивного куска металла
образуется сплошной слой другого вещества, характери-
зуемого собственными оптическими свойствами — коэффи-
68
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
Рис. 2.14. Спектральные ха-
рактеристики пленки калия
на платине.
1 — покрытие меньше моно атом-
ного, 2 — моноатом ное покрытие,
3 — покрытие в несколько атом-
ных слоев, 4 — покрытие тол-
стым слоем металла (калия).
циентами поглощения и преломления света. При толщине
поверхностной пленки, соизмеримой с длиной волны падаю-
щего света, в ней может возникать интерференция. Плот-
ность световой энергии, поглощаемой в такой пленке, будет
определяться результатами интерференции света, падаю-
щего и частично отраженного от подложки. Максимумам
поглощения света в пленке будут
соответствовать и максимумы
фотоэмиссии из нее. Интерферен-
ционные максимумы поглощения
световой энергии и фототока но-
сят отчетливо селективный ха-
рактер, т. е. наблюдаются при
определенных длинах [волн для
каждой толщины пленки.
Оптические константы веще-
ства, определяющие условия ин-
терференции, различны для раз-
ных‘состояний поляризации па-
дающего света. Отсюда—зависи-
мость селективного фотоэффекта
пленочных катодов от направле-
ния поляризации падающего
света. Установлено, что селек-
тивные спектральные характери-
стики металлов получаются при
такой ориентации плоскополяри-
зованного света, когда электри-
ческий вектор электромагнитной
волны Е лежит в плоскости па-
дения светового луча (Е ц). При повороте плоскости поля-
ризации (Е,) селективный максимум исчезает. Это явление
называют векториальным или поляризационным эффектом.
На рис. 2.14 показаны спектральные характеристики
фотоэмиссии платины, покрытой пленкой калия различной
толщины. Векториальный эффект иллюстрируется рис. 2.15,
где приведены спектральные характеристики металличе-
ского катода — сплава натрия с калием с поверхностными
загрязнениями—при освещении его поляризованным светом.
Теперь, когда рассмотрены основные фотоэмиссионные
характеристики металлов, попытаемся ответить на вопрос:
§ 2.3] ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВ 69
Рис. 2.15. Спектральные харак-
теристики Na-K-катода при
различной ориентации плоско-
сти поляризации падающего
света.
можно ли чистые металлы использовать в качестве фото-
катодов для технических фотоэлектронных приборов, чув-
ствительных в видимой и ближайших к видимой областях
спектра?
Для того чтобы фотокатод
квантовой эффективностью в
необходимо сочетание по край-
ней мере трех основных ка-
честв:
1) малой величины работы
выхода, не большей, чем ми-
нимальная энергия кванта ра-
бочего спектрального диапа-
зона (для видимой области
спектра Avm n = 1,5 эв);
2) небольшого коэффици-
ента отражения света;
3) отсутствия значитель-
ных потерь энергии фотоэлек-
тронов, обеспечивающего боль-
шую глубину их выхода,
1
соизмеримую с -.
У металлов по крайней мере
два из этих качеств отсут-
ствуют: работа выхода большинства металлов лежит в пре-
делах 2—5 эв (hv0^> 1,5 эв), что делает их (кроме щелочных
металлов) практически нечувствительными в диапазоне
видимого излучения; все металлы обладают высоким коэф-
фициентом отражения в видимой и ближней ультрафиоле-
товой областях спектра; лишь незначительная доля пада-
ющего света поглощается ими.
В качестве эффективных фотокатодов металлы могут
найти применение лишь в области глубокого ультрафиолета.
обладал достаточно высокой
видимой области спектра.
§ 2.3. Фотоэлектронная эмиссия полупроводников
Внешний фотоэффект полупроводниковых материалов
изучен значительно слабее как теоретически, так и экспе-
риментально. Это объясняется большим многообразием
типов полупроводников и сложностью их энергетической
70
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
структуры. Между тем все технические фотоэлектронные
приборы основаны на использовании полупроводниковых
материалов в качестве фотокатодов, и задача дальнейшего
их усовершенствования или поисков новых эффективных
катодов требует глубокого изучения механизма внешнего
фотоэффекта полупроводников.
Зонная теория позволяет составить общие качественные
представления о фотоэмиссии полупроводников и диэлек-
триков и сделать некоторые заключения о форме спек-
тральных и вольтамперных характеристик фотоэффекта.
Ограничимся рассмотрением фотоэмиссии полупроводников
с самой простой энергетической структурой — чистых полу-
проводников и примесных полупроводников с одним родом
примеси (донорного или акцепторного характера — п или р)
Рассмотрим прежде всего особенности характеристик
поглощения полупроводниками оптического излучения, по-
скольку фотоэлектрические свойства материалов тесно свя-
заны с их оптическими свойствами. В отличие от металлов,
обладающих высоким коэффициентом отражения в видимой
и ближней ультрафиолетовой областях спектра, большин-
ство полупроводников характеризуется значительно мень-
шим коэффициентом отражения света и достаточно высо-
ким коэффициентом поглощения в определенной спектраль-
ной области.
Спектры поглощения различных веществ соответствуют
их энергетической структуре. При поглощении энергии
электромагнитного излучения 'происходят оптические пе-
реходы электронов твердого тела на высшие незанятые
энергетические уровни, причем эти переходы, как и в изо-
лированном атоме, подчиняются определенным правилам
отбора.
Так как в металлах поглощение осуществляется главным
образом электронами проводимости, а пустые уровни лежат
в зоне проводимости непосредственно над заполненными,
металлы характеризуются непрерывным спектром погло-
щения, во всяком случае в области не слишком высоких
частот (в инфракрасном и видимом участках спектра).
Переходы электронов с внутренних оболочек атомов твер-
дого тела мы не рассматриваем, так как они не участвуют
в поглощении электромагнитного излучения в интересую-
щем нас оптическом диапазоне, образуя как в металлах,
§ 2.3] ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВ 71
так и в полупроводниках рентгеновские спектры поглоще-
ния и излучения.
Спектр поглощения в оптическом диапазоне имеет у по-
лупроводников сложную структуру в связи с наличием
нескольких различных групп носителей заряда, способных
поглощать энергию электромагнитного излучения. В опти-
ческом поглощении могут участвовать: 1) электроны ва-
лентной зоны; 2) носители тока, т. е. электроны зоны про-
водимости (или дырки валентной зоны); 3) электроны, свя-
занные на уровнях дефектов или примесей, а также на
уровнях поверхностных состояний. Интенсивность погло-
щения света определяется концентрацией и начальным энер-
гетическим состоянием участвующих в поглощении электро-
нов, а также характером соответствующих энергетических
переходов. В сложном спектре поглощения полупроводни-
ков различают следующие основные области:
1. Полоса собственного (или фундаментального) погло-
щения, которой соответствуют межзонные оптические пере-
ходы электронов из валентной зоны в зону проводимости.
Спектр собственного поглощения характеризуется непре-
рывной кривой, круто спадающей в области частот, соот-
ветствующих энергии фотонов hv Ag. Коэффициент, по-
глощения в собственной полосе достигает значения порядка
104—105 еле1. За границей полосы собственного поглоще-
ния, т. е. при hv Ag, полупроводник становится относи-
тельно прозрачным.
2. Область примесного поглощения. Примесному погло-
щению соответствуют электронные переходы, связанные
с фотоионизацией примесных центров. Атомы, создающие
мелкие примесные уровни (6g kT), практически пол-
ностью термически ионизированы уже при комнатной тем-
пературе (kT0,03 эв) и могут участвовать в поглощении
света лишь при глубоком охлаждении полупроводника.
Примесные атомы, создающие глубокие локальные уровни
(6g порядка нескольких kT), могут ионизироваться опти-
ческим путем, создавая в спектре поглощения полупровод-
ника отдельные линии или узкие полосы за краем основной
полосы поглощения. При высокой концентрации примеси,
а также при повышении температуры линии примесного
поглощения расширяются и сливаются в непрерывную
полосу.
1'2
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
Поскольку концентрация примесных центров на много
порядков меньше концентрации основных атомов решетки,
а следовательно, и концентрации валентных электронов,
вероятность примесного поглощения света в полупроводни-
ках невелика. Коэффициент примесного поглощения обычно
во много раз меньше коэффициента собственного погло-
щения и приближенно может быть оценен из следующего
соотношения:
апр«=И0 17А/Д см 1<104 см 1
А\ — концентрация примеси).
К этому же типу поглощения в локальных центрах
можно отнести и поглощение в приповерхностной области
полупроводника с участием электронов, находящихся на
поверхностных уровнях. В ионных кристаллах типа NaC]
известны также линейчатые спектры поглощения так назы-
ваемыми F-центрами («центрами окрашивания»)—-электро-
нами, находящимися в состояниях возбуждения, возникаю-
щих при рентгеновском облучении этих кристаллов.
Кроме этих видов оптического поглощения, приводящих
к образованию «избыточных» (сверх равновесной концен-
трации) носителей тока, в полупроводниках может осуще-
ствляться поглощение света, при котором концентрация
носителей остается неизменной, например поглощение излу-
чения электронами проводимости с внутризонными перехо-
дами последних. Внутризонные переходы электронов в ва-
лентной зоне невозможны из-за отсутствия там вакантных
состояний, хотя при некоторой концентрации дырок в ва-
лентной зоне может осуществляться поглощение света дыр-
ками с внутризонными их переходами. Спектр поглощения
света свободными носителями имеет непрерывный харак-
тер, коэффицйент поглощения невелик и возрастает с умень-
шением частоты падающего света (а ~ Z,2).
В диэлектриках и полупроводниках может осуществлять-
ся также особый вид поглощения излучения, сопровож-
дающийся образованием экситонов. Экситонное поглощение
состоит в том, что при некоторых условиях валентный
электрон переводится в возбужденное состояние, оставаясь
связанным на водородоподобной орбите с образовавшейся
дыркой. Такая связанная пара возбужденного элек-
трона и дырки может перемещаться по объему кристалла
§ 2.3] ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВ
13
в виде нейтрального образования (не перенося тока). Вблизи
дефектов кристаллической решетки существование экси-
тона обычно прекращается либо в результате термической
диссоциации с возникновением свободного электрона и
дырки, либо в результате передачи энергии экситона (энер-
гии связи электрона и дырки) примесному электрону или
решетке. Таким образом, экситонное поглощение света мо-
жет в конечном счете привести к образованию свободных
электронов. Экситонное поглощение наблюдается в области
Рис. 2.16. Электронные переходы в полупроводнике (а)
и примерный вид спектра оптического поглощения полу-
проводника (6).
Цифрами указаны соответствующие электронные переходы:
1 — межзонные, 2 — примесные, 3 — с участием поверхностных
состояний, 4 — внутризонные, 5 — с образованием экситонов.
частот, близких к границе собственного поглощения hvs
№ Ag, в виде острого селективного максимума, хорошо
заметного при низких температурах.
К нефотоэлектрическому поглощению света, т. е. к по-
глощению без образования свободных электронов, относится
решеточное поглощение, т. е. возбуждение колебаний ре-
шетки кристалла, наблюдающееся главным образом в ин-
фракрасной части спектра.
На рис. 2.16 показаны возможные электронные переходы
в полупроводниках и примерный вид спектра оптического
поглощения.
Основные законы фотоэффекта — закон Столетова и
закон Эйнштейна с вытекающим из него следствием о
существовании порога фотоэффекта —- в полной мере
74
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
применимы и к полупроводникам. Существенное отличие
полупроводников от металлов заключается в том, что их
фотоэлектронная работа выхода, определяемая по порогу
фотоэффекта е<рф = hv0, не совпадает с работой выхода,
определяемой по термоэмиссии.
В металлах уровень Ферми, положение которого опре-
деляет термоэмиссионную способность '(е<рт) металла, сов-
падает с наивысшим заполненным уровнем, с которого
начинается фотоэлектронная эмиссия:
hv0 = еф ф == ефт = — g0.
В полупроводниках уровень Ферми лежит в области
запрещенных значений энергии. Порог внешнего фотоэф-
фекта полупроводниковых материалов hv0 = е<рф, соответ-
ствующий фотоэлектронной работе выхода, т. е. величине
энергии, необходимой для отрыва электрона с наивысшего
заполненного уровня в вакуум, отличается от термоэлек-
тронной работы выхода е<рт на некоторую величину, равную
величине энергетического зазора между наивысшим запол-
ненным уровнем и уровнем Ферми.
У чистых (или у слабо легированных, с небольшим содер-
жанием примеси) полупроводников наивысшим заполнен-
ным уровнем, с которого может начаться внешний фотоэф-
фект при абсолютном нуле температуры, является верхний
уровень заполненной зоны. Следовательно, порог фотоэф-
фекта соответствует величине
hv0 = ефФ = А® +
В то же время термоэмиссия с такого катода определяется
числом электронов, возбуждаемых термически и переходя-
щих в зону проводимости на уровни, лежащие выше уровня
вакуума. Концентрация таких электронов в условиях тер-
модинамического равновесия определяется положением
уровня Ферми относительно уровня вакуума. Термоэлек-
тронная работа выхода чистых полупроводников равна
«фт = ёа + *
Разность ефф — ефт, равная энергетическому расстоя-
нию от наивысшего заполненного уровня до уровня Ферми,
§ 2.3] ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ эмиссия ПОЛУПРОВОДНИКОВ
75
для чистых полупроводников составляет половину ширины
запретной зоны:
hvQ = e^ +
В идеальных примесных полупроводниках с неионизи-
рованными примесными атомами, когда плотность поверх-
ностных состояний мала и изгибом энергетических зон у по-
верхности можно пренебречь, уровень Ферми смещен с се-
редины запретной зоны. Тогда для электронного полупро-
водника
ефт = +
а фотоэлектронная работа выхода для фотоэмиссии из ва*
лентной зоны
hv0 = + Ag = e<pT + Ag---.
В идеальном дырочном полупроводнике уровень Ферми
лежит вблизи вершины валентной зоны и
e<pT = ge + Ag — a Ziv0 = e<pT + ^.
В реальных примесных полупроводниках положение
уровня Ферми относительно дна зоны проводимости вблизи
поверхности практически не зависит от типа проводимости
из-за образования двойного слоя зарядов в поверхностном
слое. И у электронных, и у дырочных полупроводни-
ков уровень Ферми в поверхностной области расположен
близко к середине запретной зоны, и разность ефф — ефт
д®
в большинстве случаев близка к .
Если концентрация примесей в полупроводнике высока
и поглощением света примесными центрами пренебречь
нельзя, то наряду с собственным можно говорить о примес-
ном фотоэффекте. Порог примесного фотоэффекта смещен
в сторону более длинных волн и определяется положением
наивысшего заполненного локального уровня (или верхней
границы примесной зоны), участвующего в фотоэмиссии.
В этом случае разница между <рф и <рт может быть незна-
чительной:
е(фф —Фт) = &л —
(&., — положение локального уровня примеси).
76
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
Если атомы примеси ионизированы или концентрация
электронов в зоне проводимости достаточно высока (Ag по-
рядка нескольких kT), то эмиссия фотоэлектронов может
происходить и с заполненных уровней, расположенных
выше уровня Ферми (например, с заполненных акцептор-
ных уровней или из зоны проводимости). Тогда фотоэлек-
тронная работа выхода может оказаться меньше термо-
электронной: ефф В вырожденных полупроводни-
ках, т. е. в таких, где уровень Ферми смещен в область
разрешенных состояний, ефф = е<рт.
Необходимо иметь в виду, что основную роль в фотоэлек-
тронной эмиссии полупроводников играет собственный фо-
тоэффект, т. е. выход электронов из валентной зоны, свя-
занный с межзонными электронными переходами (/zv0 =
= Ag + go). Примесный фотоэффект, а также фотоэмиссия
электронов с поверхностных уровней отличаются от соб-
ственного значительно меньшей квантовой эффективностью
и заметно проявляются лишь на длинноволновом участке
спектральных характеристик фотоэмиссии (при hv0 Ag -|-
+ g„), так как лишь незначительная доля падающего излу-
чения поглощается электронами на локальных уровнях
примесей, дефектов, поверхностных состояний. Характер
примеси, определяющий тип проводимости полупровод-
ника, влияет на его фотоэмиссионные свойства не столько
непосредственным участием примесных центров в фото-
эмиссии, сколько изменением профиля потенциального
барьера у поверхности.
Поверхность электронных полупроводников всегда за-
ряжается отрицательно относительно объема (вследствие
перехода электронов с донорных уровней в объеме на по-
верхностныеуровни); поле поверхностного заряда тормозит
фотоэлектроны, движущиеся к поверхности п-полупровод-
ника, затрудняя их эмиссию. Для фотоэлектронов, заро-
ждающихся на глубине, превышающей ширину области
объемного заряда, это эквивалентно повышению работы
выхода. В дырочных полупроводниках поверхность заря-
жается положительно и поле этого заряда ускоряет элек-
троны в направлении к поверхности, благоприятствуя их
эмиссии. Это эквивалентно понижению работы выхода для
фотоэлектронов, зарождающихся в объеме полупровод-
ника (см. рис. 2.6).
§ 2.3] ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ эмиссия ПОЛУПРОВОДНИКОВ
77
Опыт показывает, что дырочные полупроводники всегда
оказываются лучшими фотоэмиттерами, чем электронные.
На рис. 2.17 приведены спектральные характеристики
фотоэмиссии кремния, легированного донорной и акцептор-
ной примесями. Как видно, увеличение концентрации ак-
цепторной примеси повы-
шает квантовый выход фо-
тоэмиссии, добавление до-
норной примеси — пони-
жает его. Увеличение кван-
тового выхода в области
низких частот при увели-
чении концентрации донор-
ной примеси нужно отнести
за счет фотоэмиссии элек-
тронов с поверхностных
уровней, поскольку увели-
чивается заселенность их
электронами [16].
Из всего сказанного сле-
дует, что внешний фотоэф-
фект полупроводниковых
катодов вследствие более
сложной и разнообразной
по сравнению с металлами
энергетической структуры
полупроводников представ-
ляет собой процесс, несрав-
ненно труднее поддающий-
ся математическому описа-
нию. Эмиссионные харак-
теристики металлов однотипны (по крайней мере в обла-
сти hv Av0), как однотипны их энергетические спектры.
Разнообразие энергетических спектров полупроводников
чрезвычайно велико, это определяет и разнообразие форм
их спектральных характеристик фотоэмиссии. При нали-
чии различных эмиссионных центров можно ожидать, что
спектральные характеристики будут обладать несколькими
спектральными максимумами (селективный фотоэффект),
которые можно рассматривать как результат наложения не-
скольких спектральных характеристик.
1ю,зв
Рис. 2.17. Спектральная зависи-
мость квантового выхода для крем-
ния с различной концентрацией
примесей.
р — I — дырочный кремний с р =
= 0,21 ом • см; р — 2 — то же с р =
= 0,0018 ом- см (с большей концентра-
цией акцепторов); п — 1 — электронный
кремний ср = 12,5 ом- см; п — 2 —
то же с р ~ 0,0057 ом • см (с большей
концентрацией доноров).
78
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
Для полупроводников не существует универсальной
функции, подобной функции Фаулера для металлов, позво-
ляющей с достаточной точностью определять пороговую
частоту фотоэмиссии. Теория Фаулера неприменима к по-
лупроводниковым материалам. При построении этой тео-
рии предполагалось, что коэффициент а, определяющий
долю фотоэлектрически поглощаемых квантов излучения,
не зависит от исходного энергетического состояния элек-
трона. Для металлов это предположение оправдывалось
формой энергетического распределения электронов вблизи
уровня Ферми: плотность уровней электронов незначи-
тельно меняется от наивысшего заполненного уровня в глубь
зоны. В полупроводниках вблизи верхнего края валентной
зоны, соответствующего наивысшему уровню, с которого
может происходить фотоэмиссия, плотность электронных
состояний быстро возрастает от нуля по мере углубления
внутрь зоны, и параметры, зависящие от v или g>, не могут
считаться постоянными.
Это различие в форме распределения плотности электрон-
ных состояний вблизи наивысшего заполненного уровня
определяет и разницу в ходе спектральных характеристик
металлов и полупроводников в припороговой области:
квантовый выход полупроводниковых катодов в непосред-
ственной близости от длинноволновой границы фотоэффекта
должен быть ниже, чем у металлов (плотность квантовых
состояний близка к нулю). Но по мере увеличения частоты
спектральная чувствительность полупроводников нарастает
быстрее, чем у металлов. Рис. 2.18 иллюстрирует расшире-
ние энергетической области, участвующей в фотоэффекте,
при повышении частоты v у металлов и полупроводников.
Точная теория фотоэмиссии полупроводников должна
строиться на квантовомеханическом расчете электронных
состояний в полупроводнике и вероятности оптических
электронных переходов и до настоящего времени еще не мо-
жет считаться завершенной. За последние годы был предло-
жен ряд теоретических выражений, описывающих спек-
тральную зависимость собственного фотоэффекта чистых или
слабо легированных полупроводников и достаточно хорошо
подтверждающихся экспериментально, хотя в большинстве
случаев на экспериментальных кривых наблюдается допол-
нительный длинноволновый «хвост» фотоэмиссии с низким
§ 2.3] ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВ
79
квантовым выходом при hv Д® + &а (фотоэмиссия с при-
месных или поверхностных уровней). В основе всех теоре-
тических выводов лежит представление об объемном ха-
рактере фотоэмиссии из полупроводников, что подтвер-
ждено большим числом опытных данных.
Рис. 2.18. Схема фотоэмиссии металлов (с) и по-
лупроводников (6).
Двойной штриховкой обозначена область энергетических
состояний, участвующих в фотоэмиссии.
Спайсер [17] на основании феноменологических пред-
ставлений предложил следующий путь для описания спек-
тральной зависимости собственного фотоэффекта полупро-
водников. Он принял, что полный коэффициент поглоще-
ния света а, определяющий затухание интенсивности па-
дающего излучения Fo по мере увеличения глубины его
проникновения:
F(x) = F0<re',
можно представить как сумму фотоэлектрической компо-
ненты <Хф и компоненты ао, не связанной с фотоэмиссией:
а = аф + аа.
аа определяет долю фотонов, поглощенных без создания
фотоэлектронов в вакууме. Это может быть, например,
80
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
поглощение, приводящее к изменению проводимости полу-
проводника. Если принять, что основные потери энергии
фотоэлектронов происходят в результате рассеяния на ре-
шетке, вероятность выхода оптически возбужденных элек-
тронов также может быть описана экспонентой:
р (х, hv) = G (v) v,
где Р — коэффициент «поглощения» электронов на пути
к границе с вакуумом (| = 10 представляет собой глубину
выхода фотоэлектронов), G (v) — вероятность выхода элек-
трона, возбужденного на поверхности полупроводника.
Число электронов, выходящих в единицу времени из слоя
толщиной dx, лежащего на расстоянии х от поверхности,
равно
di = а^ое axG (v) е ?rdx,
а полный фототок из толстого (безграничного) слоя полу-
проводника
СО
I = G(v)%F0\e~^xdx.
о
Квантовый выход фотоэмиссии У = — оказывается равным
ЦфС (V)
, / . 1 \
«ф + ( аа + ~Г)
\ ‘о /
аф возрастает с ростом энергии фотонов, начиная с поро-
говой частоты v0; другая компонента поглощения, аа,
остается неизменной. Глубина выхода фотоэлектронов /0
и множитель G (v) зависят от энергии фотонов слабо.
На основании экспериментального исследования группы
наиболее эффективных полупроводниковых соединений
Спайсер принял следующий закон изменения аф с частотой:
аФ = С [hv — (Ag + ga)]’/s = С (/iv — hv0)^.
Тогда выражение для спектральной зависимости квантового
выхода фотоэмпссии приобретает вид
у = ~ hvo)3,2B
(hv — hv0)3/s у *
§ 2.3] ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ эмиссия ПОЛУПРОВОДНИКОВ
81
Значения постоянных В = G и у = , а также
величина фотоэлектронной работы выхода hv0 = А§ -|- ga
определяются путем совмещения кривых, построенных по
уравнению Спайсера и по результатам измерений. Для
ряда полупроводниковых материалов, характеризующихся
малыми потерями энергии фотоэлектронов, уравнение Спай-
сера дает хорошее совпадение с
экспериментом.
Апкер, Тафт и Дики 118] пред-
ложили приближеннуюформулу,
описывающую как спектральное
распределение квантового выхо-
да, так и энергетическое распре-
деление фотоэлектронов для по-
лупроводников с простой энер-
гетической моделью — с пустой
зоной проводимости и заполнен-
ной валентной зоной. Расчет
производился с приближениями,
аналогичными тем, которые при-
нимал в своем выводе Фаулер.
Полный фототок подсчиты-
вался путем интегрирования по
всем значениям энергий (от нуля
до максимальной Етях = hv—hv0)
Рис. 2.19. Схема энергетиче-
ских переходов (к выводу
формулы Апкера и др.).
электронов, покидающих поверхность полупроводника с на-
чальной энергией Е. Квантовый выход равен
^тах
У= 5 N (Е, v)dE,
Е = 0
где N (Е, v) dE — вероятность того, что падающий фотон
с энергией hv создаст фотоэлектрон с начальной кинетиче-
ской энергией Е (обозначаемой так в отличие от g — исход-
ной энергии электрона, которой он обладал в полупровод-
нике до поглощения фотона).
Если не учитывать потерь энергии фотоэлектронов в ве-
ществе, то, как видно из рис. 2.19, Emax = hv — (Ag + go)
и ^тах —E' = gmax—g, где gтах—энергия, соответ-
ствующая наивысшему заполненному уровню в полупро-
воднике, т. е. верхней границе валентной зоны.
82
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
Вероятность N (Е, v) пропорциональна произведению
ЩЕ, v) = Z(g)f(g)p(v, g),
где Z — плотность состояний в валентной зоне, f — функ-
ция Ферми (для заполненной зоны f = 1), р (v, g) — вероят-
ность выхода электрона с исходной энергией g, поглотив-
шего фотон с частотой т.
Вероятность р (у, g) может быть представлена как произ-
ведение двух независимых переменных:
p(v, g) = s(v, g)/(g+/zv)>
где s — вероятность оптического возбуждения электрона,
т. е. перехода его из состояния с энергией g в состояние
с энергией g + hv, at — вероятность выхода электрона,
перешедшего на уровень g + hv. При g + hv gmax ф-
+ hv0 (Е 0) t = 0; при Е 0 предполагается, что ве-
роятность выхода возрастает пропорционально энергии
фотоэлектрона Е.
В валентной зоне плотность электронных состояний уве-
личивается при удалении от границы зоны по закону
2 (8) r'~' (©max — = (Ещах — Е)1^2.
Если положить, что вероятность s оптического возбу-
ждения электрона возрастает с удаленностью его исходного
состояния от границы зоны также по степенному закону,
то произведение Z (g) s (v, g) может быть представлено как
q (v) (Emax — E)m.’ Если s не зависит от g, показатель
т = 1/а; если s увеличивается пропорционально скорости
возникающих в валентной зоне дырок, т. е. s^(gmax —g)*/2>
то m = 1.
Квантовый выход фотоэмиссии
Z;'niax
Y^q(v) E(Em^-E)mdE^q(y)E™ + 2 =
Е = 0
= q (v) [hv — (g„ + Ag)]m+2 = q (v) (hv — hv0)m^.
При m = 0, hv0 = еср и q (v) = const формула Апкера и др.
обращается в формулу Фаулера для металлов.
Если интегрирование вести не от 0 до Етах, а в пределах
от Е до Етах, т. е. подсчитывать лишь число электронов,
начальная энергия которых достаточна для преодоления
§ 2.3] ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВ 83
задерживающего поля Е — eU, получится выражение для
вольтамперных характеристик фотоэмиссии:
I (V, U) = q (V) (hv - hv^ [(m + 2) (1 - ~
— (m + 1) (1 — V')’n+2],
где
_ us^u
Us~U0’
a Us — потенциал насыщения, t/0 — максимальный за-
держивающий потенциал. Форма вольтамперных характе-
ристик определяет энергетическое распределение вышед-
ших фотоэлектронов.
Теоретически ожидаемые для полупроводников значе-
ния показателя т должны лежать в пределах от 1/2 до 1.
Однако для ряда элементарных полупроводников (Ge, Те)
экспериментальные спектральные характеристики совме-
щаются с теоретическими лишь при больших значениях:
т «=; 3/2 (до 2).
Ограниченность применимости формулы Апкера, Тафта
и Дики объясняется главным образом тем, что при опреде-
лении вероятности s возбуждения электронов не прини-
мались во внимание правила отбора для оптических пере-
ходов в полупроводниках. Предполагалось, что фотоны
с энергией hv могут возбуждать электроны валентной зоны
с любой исходной энергией g, а порог фотоэффекта опре-
деляется переходом электрона с вершины валентной зоны.
Между тем эти предположения верны только для непрямых
электронных переходов (см. § 2.2).
Оптическое поглощение полупроводников, приводящее
к эмиссии фотоэлектронов из объема кристалла, подчиняется
квантовым правилам отбора и может происходить либо
путем непрямых электронных переходов (с участием фоно-
нов), либо путем прямых переходов, в которых начальное и
конечное состояния электрона различаются по величине
волнового вектора k только на пренебрежимо малую вели-
чину вследствие малой величины импульса фотона (-7-) •
Правилами отбора для собственного поглощения излу-
чения в объеме полупроводников и диэлектриков с регуляр-
ной кристаллической структурой (без участия фононов)
84
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
разрешены только прямые оптические переходы электронов,
без изменения k.
Вероятность непрямых электронных переходов в объеме
полупроводника, требующих участия фононов, значительно
меньше (примерно на два порядка), но она повышается при
наличии энергетических уровней, обусловленных различ-
ными нарушениями кристаллической решетки или при-
сутствием примесей. На рис. 2.20, а показаны энергети-
ческая диаграмма полупроводника и схема межзонных
Рис. 2.20. Прямые (по ВС) и непрямые (по АС) оптические переходы
в полупроводнике с плоскими зонами (а) и в полупроводнике с зо-
нами, изгибающимися в поверхностной области р-полупроводника (б).
переходов. Как видно, пороговая энергия для фотоэмиссии
при прямых переходах hvr превышает соответствующее
значение энергии для непрямых переходов:
hva = Ag + go < /ivn «« Ag + 2g„.
Подробное теоретическое обоснование величины показа-
теля т в степенном законе спектральной зависимости внеш-
него фотоэффекта с учетом правил отбора при оптических
переходах было произведено Мессеном [19], а затем тща-
тельно систематизировано Кэйном [20], который теорети-
чески рассмотрел форму зависимости квантового выхода от
энергии фотона hv вблизи порога фотоэффекта для различ-
ных механизмов образования фотоэлектронов и их выхода
с учетом объемных и поверхностных процессов в полупро-
воднике. Результаты исследования Кэйна, относящиеся
§ 2.3] ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВ
85
к фотоэмиссии из чистых полупроводников с плоскими энер-
гетическими зонами (т. е. без изгиба зон вследствие наличия
объемного заряда в приповерхностной области), сведены
в табл. 2.2.
Таблица 2.2
Значение показателя степени т в зависимости
квантового выхода от энергии фотона F= С (hv—hv0)m
вблизи порога фотоэффекта при различных
механизмах образования и рассеяния фотоэлектронов
в полупроводниках
т
прямые оптиче- без рассея- 1
Объем- ские пере- ходы при упругом рассеянии 2
процессы непрямые пере- г без рассея- ния 5/2
ХОДЫ при упругом
рассеянии 5/2
эмиссия из объе- ма при нали- шероховатая поверх- ность 5/2
чии поверх- ностного идеальная 3/2
барьера поверх- ность
Поверх- ностные процессы эмиссия из зоны поверхност- ных уровней прямое опти- ческое воз- буждение непрямое возбужде- ние ® ® о © II V II V II || 1 3/2 2 5/2
эмиссия с уров-
ней поверх- М-о = ефт 2
костных де- фектов ftv0 > с<рт 1
Основным процессом, характеризующимся наибольшим
квантовым выходом и определяющим главную часть спек-
тральной характеристики фотоэффекта чистых и слабо ле-
гированных полупроводников, является фотоэлектронная
эмиссия, обусловленная прямыми оптическими переходами
86
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
в объеме полупроводника. Непрямые переходы обус-
ловливают эмиссию фотоэлектронов, соответствующую
длинноволновому участку спектральной характеристики
со значительно меньшим квантовым выходом. Таким об-
разом, теоретическая спектральная характеристика объем-
ного фотоэффекта из полупроводников имеет вид
/ф = сп (hv — /zv,,)5/2 + Сп (hv — hv„);
при этом hvn rtvH = Ag + go, а величины констант Сп
и Сп определяются вероятностью непрямых и прямых пере-
Рис. 2.21. Спектральная за-
висимость квантового выхода
с атомно-чистой поверхности
кремния.
ходов («сечением поглощения»
для этих оптических перехо-
дов), а также зависят от ин-
тенсивности излучения.
На рис. 2.21 приведена
экспериментально полученная
спектральная характеристика
фотоэмиссии с атомно-чистой
поверхности кремния [16J.
На графике отчетливо разли-
чаются области, соответствую-
щие прямым (hvn — 5,45 эв)
и непрямым (ftvH = 5,15 эв)
переходам. Коэффициент отра-
жения R в исследуемом диа-
пазоне частот оставался прак-
тически неизменным.
Теория Кэйна позволяет
установить преобладающий
механизм образования фото-
электронов и их рассеяния в
различных полупроводниках
путем сопоставления экспериментальных характеристик
спектральной зависимости фотоэмиссии с теоретическими
кривыми.
При наличии изгиба зон у поверхности легированных
полупроводников пороговая энергия (hvn и hvr) становится
функцией глубины зарождения фотоэлектрона, если эта глу-
бина соизмерима с областью объемного заряда (рис. 2.20, б).
Поверхность дырочных полупроводников, как было
показано выше, заряжена положительно. Поле поверхност-
§ 2.3]
ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВ
87
него заряда проникает на некоторую глубину в толщу полу-
проводника, обусловливая изгиб энергетических зон вниз
и облегчая выход фотоэлектронов путем-сообщения им до-
полнительного ускорения в направлении к поверхности.
Если свет проникает в толщу полупроводника на глу-
бину, превышающую область приповерхностного объемного
заряда, то для электронов, зарождающихся на этой глу-
бине, изгиб зон вниз эквивалентен понижению работы вы-
хода на некоторую величину Аф [/zv(l = Ag + ga — еАф(х)].
Для электронов, зарождающихся в области объемного
заряда, порог фотоэффекта различен на разных расстоя-
ниях от поверхности и лишь на поверхности он становится
равным величине hvK = Ag + g„. Поскольку коэффициент
поглощения света а = f (X), то и глубина проникновения
света в полупроводник также зависит от длины волны:
А- = Ф (X). Этим объясняется наблюдаемая у некоторых
полупроводников зависимость фотоэлектрической работы
выхода (определяемой по уравнению Эйнштейна) от длины
волны падающего света.
У электронных полупроводников поверхность заряжена
отрицательно. Для электронов, зарождающихся на большой
глубине, это эквивалентно повышению работы выхода и
смещению порога фотоэффекта в коротковолновую часть
спектра по сравнению с электронами, зарождающимися
в непосредственной близости к поверхности. Гобели и Аллен
[16] рассчитали спектральную зависимость квантового вы-
хода с учетом профиля изгиба зон в примесных полупровод-
никах и путем совмещения экспериментальных характери-
стик с расчетными определили глубину выхода фотоэлек-
тронов. Для кремния она оказалась равной 25 А.
Глубина выхода фотоэлектронов из полупроводников
определяется их энергетическими потерями на пути к гра-
нице с вакуумом. После поглощения кванта света с энер-
гией hv фотоэлектроны, переброшенные в зону проводи-
мости с верхних уровней валентной зоны, перемещаются
в твердом теле с избыточной кинетической энергией, равной
hv — Ag. Если эта энергия невелика, т. е. hv — Ag Ag,
возбужденные электроны (фотоэлектроны) претерпевают
лишь упругое рассеяние на атомах решетки или незначи-
тельные потери энергии недискретного характера при
88
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
неупругом взаимодействии с решеткой («фононные потери»)
или со структурными дефектами полупроводника. Вслед-
ствие большой разницы в массах электрона и атомного
остатка потери при каждом акте взаимодействия не превы-
шают 0,005—0,01 эв. Средняя длина свободного пробега
фотоэлектрона составляет 1е 30—40А, а глубина его
выхода при решеточном рассеянии может достигать /0
300 А. Рассеяние энергии на свободных носителях в по-
лупроводниках практически отсутствует благодаря неболь-
шой концентрации свободных носителей (электронов про-
водимости).
При определенной величине энергии фотонов фотоэлек-
троны в полупроводниках могут испытывать значительные
потери энергии дискретными порциями при взаимодействии
с валентными электронами полупроводника, возбуждая
их, т. е. переводя в зону проводимости путем ударной иони-
зации. При каждом акте такого взаимодействия фотоэлек-
трон теряет значительную часть своей энергии на образо-
вание пары — дырки и свободного электрона, не способ-
ного участвовать в фотоэмиссии, поскольку он оказывается
на уровне ниже уровня вакуума. Для осуществления удар-
ной ионизации фотоэлектрон должен обладать избыточной
кинетической энергией hv — Ag, превышающей ширину
запретной зоны полупроводника:
hv — Ag Ag, или hv ф> 2Ag.
В то же время для выхода фотоэлектрона в вакуум необхо-
димо, чтобы величина hv превышала hv0 — Ag + ga (или
еще большую величину при прямых переходах).
В полупроводниках, у которых g„ ф> Ag, т. е. порог
фотоэффекта превышает порог образования пар: Ag ф g„
ф> 2Ag, преобладают потери энергии на ударную иониза-
цию и глубина выхода фотоэлектронов мала (достаточно од-
ного такого взаимодействия, чтобы фотоэлектрон упал на
уровень ниже вакуумного). Глубина выхода фотоэлектрона
в этом случае не превышает средней длины его свободного
пробега и составляет величину порядка 10 = 1е 10 — 20А.
Квантовый выход таких материалов весьма мал (порядка
10 3). К этому классу неэффективных фотоэмиттеров отно-
сятся почти все известные элементарные полупроводники:
Ge, Si, Se, Те, В (Ag 1 эв, эв), а также большинство
§ 2.3] ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВ 89
широко распространенных полупроводниковых соединений
типа окислов, сульфидов, селенидов металлов. Все полу-
проводники с узкой запретной зоной, Ag <" 0,5 эв (напри-
мер, антимонид индия), также являются неэффективными
фотоэмиттерами.
В полупроводниках с ga Ag в диапазоне частот,
соответствующих значениям энергии от hv0 = Ag go
до hv № 2Ag, преобладает решеточное рассеяние. Если
глубина выхода фотоэлектронов (достигающая 250—300 А)
оказывается того же порядка, что и глубина проникновения
излучения
квантовая эффективность фотоэмиссии таких
материалов может достигать значительной величины (0,1—
0,4). Такое благоприятное для фотоэмиссии соотношение
между шириной запретной зоны и энергией электронного
сродства свойственно лишь небольшой группе полупровод-
никовых материалов, называемых эффективными фотока-
тодами (Cs3Sb, (Na2K)Sb). К этой же группе относятся и
некоторые диэлектрики, и ионные кристаллы, чувствитель-
ные в глубоком ультрафиолете.
Промежуточная группа материалов с g„ ?=« Ag харак-
теризуется меньшей глубиной выхода фотоэлектронов
и квантовым выходом фотоэмиссии порядка 10 2
(Cs3Bi, AgBr).
Некоторое понижение энергии электронного сродства gn
полупроводников с соответствующим увеличением кванто-
вого выхода и смещением порога фотоэффекта в область
более длинных волн может быть получено путем нанесе-
ния на поверхность полупроводника тонкой пленки ве-
щества с большим дипольным моментом (например, цезия
или окиси бария). В отличие от металлов оптимальное по-
нижение g„ полупроводников достигается при больших
толщинах адсорбированных пленок.
Чрезвычайно высокий квантовый выход эффективных
фотокатодов, достигающий значения 0,3—0,4 на энергети-
ческом расстоянии всего в 1 эв от длинноволновой границы
фотоэффекта, вообще говоря, не может быть объяснен
только малыми энергетическими потерями в этих полупро-
водниках. Исследованиями, произведенными в последнее
время [21], было показано, что вследствие особенностей
90
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
кристаллической структуры эффективных фотокатодов в соб-
ственной полосе их оптического поглощения как будто не
действуют квантовые правила отбора для оптических пере-
ходов: непрямые и прямые переходы оказываются равно-
вероятными. Это может быть связано с сильной неупорядо-
ченностью кристаллической решетки эффективных катодов
Рис. 2.22. Кривые задержки для
металлического (Pt) и полупро-
водникового (Те) фотокатодов
(при hv = 5,8 за).
или с малой подвижностью
возникающих при оптическом
возбуждении дырок в валент-
ной зоне. Кроме того, как по-
казывают исследования, все
эффективные фотокатоды —•
дырочные полупроводники.
Положительный заряд поверх-
ности р-полупроводника су-
щественно облегчает эмиссию
фотоэлектронов, способствуя
повышению квантового вы-
хода.
Распределение фотоэлек-
тронов, эмитированных из по-
лупроводников, по начальным
энергиям определяется энерге-
тическим распределением элек-
тронов внутри полупроводни-
ка, т. е. распределением плот-
ности квантовых состояний
в валентной зоне, структурой
зоны и характером оптиче-
ских переходов, а также величиной и характером энергети-
ческих потерь фотоэлектронов в объеме полупроводника.
Энергетическое распределение фотоэлектронов обычно ис-
следуют с помощью метода задерживающего потенциала.
На рис. 2.22 приведены вольтамперные характеристики фото-
эмиссии в системе задерживающего поля (кривые задержки)
для металлического и полупроводникового катодов (Pt
и Те) с близкими значениями работы выхода.
При замене металлического катода полупроводниковым
в приборе с одним и тем же коллектором точка насыщения
вольтамперных характеристик Us смещается, если термо-
электронная работа выхода <рт полупроводника отличается
§ 2.3]
ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВ
91
от фт металла (Us определяется контактной разностью по-
тенциалов фа — Фт; для чистых полупроводников eUs —
_ у Точка отсечки Uo (максимальный за-
держивающий потенциал), положение которой определяется
для металлов только частотой v и не изменяется при замене
одного металлического катода другим:
eU0 = hv — сфо,
в случае замены металлического катода полупроводнико-
вым смещается на величину, равную энергетическому рас-
стоянию от вершины валентной зоны до уровня Ферми:
im'1'
.~2~,
)max ==e(Us + \U0\) = hv — hv0 = hv — (Ag + go),
eU0 ~ hv ~ eqa — (hv0 -- ефт) = hv — ефа — .
Методом задерживающего потенциала часто пользуются
для определения основных элементов зонной энергетической
модели полупроводников: рассчитав фт по контактной раз-
ности потенциалов (Us = фа — фт) при известном материале
коллектора, определяют hv0 = Ag + ga из значения Uo
по уравнению Эйнштейна. Положение уровня Ферми отно-
сительно вершины валентной зоны определяют по смеще-
нию Uo и, наконец, Ag — по границе основной полосы опти-
ческого поглощения.
В энергетическом распределении эмитированных из по-
лупроводника фотоэлектронов, полученном путем диффе-
ренцирования кривых задержки, наблюдается относительно
большее число медленных электронов, чем в распределении
фотоэлектронов, эмитированных из металлов. Максимум
кривых энергетического распределения сдвинут в сторону
малых энергий (-«0,1—0,3 эв). Это объясняется тем, что
в полупроводниках плотность состояний в валентной зоне
убывает к вершине зоны и большая часть фотоэлектронов
выходит с глубоких энергетических уровней.
У некоторых полупроводников (Те, CdTe) максимум
распределения при увеличении частоты сдвигается в сто-
рону больших энергий, у других (InSe, CdS) — практи-
чески не зависит от частоты. На кривых энергетического
распределения некоторых полупроводников обнаружено
92
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
более одного максимума. Небольшой максимум в области
высоких энергий (группа быстрых электронов) может быть
связан с эмиссией электронов с локальных уровней, лежа-
щих выше валентной зоны (с примесных уровней или по-
верхностных состояний), в то время как основная группа
медленных электронов выходит из валентной зоны.
При высоких энергиях фотонов, hv 2> hv0 -f- Д§, в энерге-
тическом распределении фотоэлектронов большинства полу-
проводников отчетливо проявляются две группы электро-
нов — медленные и быстрые, — причем по мере увеличения
v число медленных электронов (энергия которых не зависит
от частоты) увеличивается, а быстрых — уменьшается.
Одной из причин этого явления могут быть вторичные про-
цессы: электроны, переброшенные на высокие энергетиче-
ские уровни в результате поглощения квантов излучения
большой мощности, могут терять часть своей энергии на
ударную ионизацию и все же выходить из вещества, но
с малой начальной скоростью. Если hv 2hv0, то созда-
ваемые ими в зоне проводимости вторичные электроны также
могут участвовать в фотоэмиссии, увеличивая собой группу
медленных фотоэлектронов.
Другим объяснением сложного спектра фотоэлектронов
из полупроводников является сложность структуры ва-
лентной зоны, которая может быть образована путем нало-
жения нескольких зон. Зависимость плотности квантовых
состояний Z (g) от энергии в зоне может носить немонотон-
ный характер даже вблизи края зоны.
Детальное исследование структуры энергетических спек-
тров фотоэлектронов, выполненное для ряда полупровод-
ников [21, 22], указывает на их прямую связь со структурой
зон, участвующих в фотоэффекте, — с распределением плот-
ности квантовых состояний в валентной зоне. Изучение
кривых энергетического распределения фотоэмиссии дает
богатый материал для уточнения зонной теории полупро-
водников и определения преимущественного характера
электронных переходов. На рис. 2.23 показаны кривые
энергетического распределения фотоэлектронов, получен-
ные для одного из эффективных полупроводниковых фото-
катодов (Cs3Sb).
Наряду с энергетическим распределением фотоэлектро-
нов большой интерес представляет распределение фото-
§ 2.3] ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ эмиссия полупроводников 93
электронов по направлениям выхода. Экспериментально
установлено, что для металлов имеет место центрально сим-
метричное угловое распределение, подчиняющееся закону
Ламберта:
/г (6) = n0cos6,
где п0 — число фотоэлектронов, выходящих по нормали
к поверхности.
Рис. 2.23. Энергетическое распределение
фотоэлектронов из полупроводникового
фотокатода типа Cs3Sb.
/ — hv = 4,03 эв; 2 —hv = 4,89 эв; 3 — hv = 5,8 эв
(по Анкеру).
Угловое распределение фотоэлектронов, эмитированных
из полупроводников, почти не исследовалось. Хлебников
и Меламид [231 получили характеристики углового распре-
деления фотоэлектронов, вылетающих из Cs3Sb, сильно раз-
личающиеся при изменении направления освещения фото-
чувствительного слоя: согласно их измерениям, при прямом
освещении (со стороны вакуума) угловое распределение
приближается к ламбертовскому, при освещении со стороны
подложки фотоэлектроны выходят преимущественно под
большими углами к нормали. Особенно ярко это различие
выражено в области, близкой к порогу фотоэффекта.
Авторы считают, что первичное распределение по на-
правлениям начальных импульсов, сообщаемых электронам
94
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
при оптическом возбуждении, может не быть сферически
симметричным. Лишь в результате упругих соударений
электронов с решеткой происходит гомогенизация углового
распределения, зависящая от глубины зарождения фото-
электронов. Позднее Петцель [24] получил для того же Cs3Sb-
катода симметричное угловое распределение фотоэлектро-
нов, хорошо описывающееся законом косинуса и лишь
слегка вытягивающееся по нормали при создании положи-
тельно заряженной пленки на поверхности.
О векториальном селективном фотоэффекте полупровод-
ников также имеется очень мало сведений, что связано
с трудностью получения оптически гладких поверхностей
полупроводниковых катодов. Однако при исследовании
CSgSb-катода Герлих и Хора [25] обнаружили векториаль-
ный эффект, причем, в отличие от металлов, увеличение
фоточувствительности наблюдалось при ориентации элек-
трического вектора световой волны нормально к плоскости
падения луча.
Влияние внешних факторов на фотоэлектронную эмис-
сию полупроводников также имеет свои особенности.
Повышение температуры металлов приводит к плавному
расширению энергетической области, участвующей в фото-
эффекте. У полупроводников, напротив, при нагревании
происходит некоторое обеднение эмиссионными центрами
(термическое опустошение верхних уровней валентной
зоны), снижающее эмиссию вблизи порога фотоэффекта. При
понижении температуры чувствительность возрастает в ко-
ротковолновой части спектра вследствие снижения фонон-
ных потерь и понижается вблизи порога фотоэффекта из-за
расширения запретной зоны полупроводника. У некоторых
полупроводников при охлаждении наблюдается рост чув-
ствительности в определенной узкой спектральной области.
Примесный длинноволновый «хвост» фотоэмиссии исче-
зает при повышении температуры у электронных полупро-
водников и увеличивается у дырочных (по мере термиче-
ского заполнения акцепторных уровней).
Влияние внешнего ускоряющего поля на фотоэлектрон-
ную эмиссию полупроводников представляет особый ин-
терес. Остановимся на этом явлении подробнее.
Создание ускоряющего поля у поверхности металличе-
ских катодов приводит к снижению потенциального барь-
§ 2.3] ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВ
95
ера и увеличению эмиссионного тока в припороговой об-
ласти спектра в соответствии с эффектом Шоттки. В полу-
проводниках, помимо эффекта Шоттки, снижающего по-
тенциальный барьер на величину
Аф = (ае£),/2
(множитель а зависит от диэлектрической проницаемости
е~1 \
е+ I/
вещества:
, происходит дополнительное умень-
шение работы выхода благодаря проникновению электри-
ческого поля внутрь полупроводника. Глубина проникно-
вения поля в слой полупроводника определяется концен-
трацией в нем свободных носителей заряда. Она тем больше,
чем меньше проводимость полупроводника. При большой
плотности поверхностных состояний внутри полупровод-
ника уже существует поле пространственного заряда; внеш-
нее поле либо усиливает его (в р-полупроводниках), либо
ослабляет (в «-полупроводниках, компенсируя отрицатель-
ный заряд на поверхности «-полупроводника).
Снижение потенциального барьера вследствие изгиба
зон у поверхности полупроводника под действием внешнего
поля можно подсчитать, пользуясь следующим выражением:
АФ' = arg sh -> (£ ± 4ло) j,
где р = * J (Р — поляризуемость молекул вещества),
о — поверхностная плотность зарядов (со знаком «-]-»
у дырочных н со знаком «—» у электронных). Полное умень-
шение работы выхода полупроводника при наличии внеш-
него ускоряющего поля равно
Аф = (m£)V2 + arg sh | (E zt 4лю) |.
Если полупроводник обладает высоким поперечным со-
противлением, то протекающий через него эмиссионный ток
создаст внутреннее падение напряжения IR, образующее
наклон энергетических зон. Наклон и изгиб зон внутри
полупроводника сообщают фотоэлектронам дополнительное
ускорение в направлении к поверхности, что — в сочетании
Об
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА 1ГЛ. 2
с уменьшением работы выхода — приводит к росту фото-
тока (рис. 2.24).
При значительной величине внутреннего поля (Е
104 —• 10s в!см) может происходить так называемый «разо-
грев» электронов в полупроводнике: за счет энергии, при-
обретаемой электронами во внутреннем электрическом поле,
среднее значение их кинетической энергии повышается.
Первоначальная кривая максвелловского распределения
электронов по энергиям несколько деформируется. Новое
Рис. 2.24. Изгиб зон, вызванный проникновением элек-
трического поля в полупроводник (о), и наклон и изгиб
зон в полупроводнике при наличии эмиссионного тока (б).
6 — глубина проникновения поля, — понижение потенциаль-
ного барьера вследствие проникновения поля, Щ — падение на-
пряжения в слое полупроводника при эмиссионном токе.
распределение соответствует температуре электронов, ко-
торая может значительно превышать температуру решетки.
Повышение электронной температуры сопровождается по-
вышением термоэмиссионного тока и фотоэлектронной эмис-
сией под действием фотонов с энергией, значительно мень-
шей, чем пороговая [26].
Как видно из рис. 2.25, при столь сильном наклоне зон
участвовать в фотоэмиссии могут электроны, оптически
возбужденные и переведенные на нижний уровень зоны
проводимости, т. е. поглотившие фотон с энергией hv = Ag.
Для того чтобы повышенный термоток не искажал картины,
фотоэмиссию горячих электронов наблюдают в условиях
глубокого охлаждения полупроводника. Для разогрева
электронов не имеет значения направление внутреннего
§ 2.3]
ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ эмиссия ПОЛУПРОВОДНИКОВ
97
поля: эмиссия может наблюдаться и с поверхности, нор-
мальной к направлению вектора напряженности.
Открытие и исследование описанного явления привело
к разработке целого ряда методов создания высоких внут-
ренних полей в полупроводниках и к появлению нового
класса фотокатодов, получивших название «полевых эмит-
теров». Квантовый выход таких устройств может достигать
значительной величины и даже превышать единицу (благо-
даря ударной ионизации, про-
изводимой ускоряемыми силь-
ным полем электронами).
Правда, при этом процесс фо-
тоэмиссии приобретает ряд
свойств, ограничивающих воз-
можность широкого примене-
ния полевых катодов (напри-
мер, инерционность); техниче-
ские приборы, использующие
фотоэмиссию горячих электро-
нов, находятся пока в стадии
разработки.
Следует упомянуть еще о
явлении автофотоэмиссии, воз-
никающей при наложении на
полупроводниковый эмиттер
высоких полей через ваку-
умный промежуток [27]. У
Рис. 2.25. Порог фотоэффекта
в отсутствие поля hv0 = Ag + go
(а) и при разогреве электронов
сильным электрическим полем
hv0 = Ag (б).
поверхности полупроводника, выполненного в виде ост-
рия (рис. 2.26), можно создать внешнее поле с напряжен-
ностью порядка 10s в!см. Если сопротивление полупровод-
ника велико, значительная часть приложенного напряже-
ния падает на нем, напряженность поля у поверхности ка-
тода при этом недостаточна для возникновения заметной
автоэлектронной эмиссии. При освещении острия сопроти-
вление его и падение напряжения на нем уменьшаются,
происходит перераспределение поля между острием и ваку-
умным промежутком (поле как бы «выталкивается» из полу-
проводника). Можно подобрать такие условия, что поле
У катода станет достаточно сильным для возбуждения авто-
электронной эмиссии из зоны проводимости полупровод-
ника, в цепи потечет ток, величина которого будет зависеть
98
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
от освещения катода. Для того чтобы «световая добавка»
автоэлектронного тока была заметной на фоне «сквозного»
тока автоэмиссии, надо устранить из зоны проводимости
термически возбужденные электроны (острие необходимо
Рис. 2.26. Распределение
электрического поля между
полупроводником и вакуум-
ным промежутком без осве-
щения (а) и при освещении
(б) полупроводника.
охлаждать). Кроме того, вели-
чина напряженности поля вбли-
зи катода не должна быть слиш-
ком большой, чтобы не вызвать
туннельного эффекта из валент-
ной зоны полупроводника.
На рис. 2.27 показаны раз-
личные варианты действия поля
на фотоэлектронную эмиссию
полупроводников.
После появления оптических
квантовых генераторов, дающих
направленное излучение чрезвы-
чайно высокой интенсивности
(F 35 emtcM2), появилась воз-
можность исследовать явления
фотоэлектронной эмиссии второ-
го порядка малости. В теории
фотоэффекта показано, что имеет-
ся некоторая весьма малая ве-
роятность одновременного по-
глощения электроном двух фо-
тонов. При этом может наблю-
даться фотоэмиссия в области
длин волн, значительно превы-
шающих длинноволновый порог
обычного однофотонного фотоэф-
фекта. Фототок при двухфотонном фотоэффекте пропорцио-
нален квадрату интенсивности излучения и при обычных
освещенностях обнаружен быть не может:
е8 [2/гу — (Ag-Р ga)]1/2
я zzz1/2 (hv)2 (hv — ga)2
l0 — средняя глубина выхода фотоэлектрона.
Как видно из приведенного выражения, двухфотонный
фотоэффект может происходить при hv + .
ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВ 99
Экспериментально двухфотонный фотоэффект наблюдался
на Сй38Ь-фотокатодах при hv 1,17 эв (hv0 ъ 2 эв) при об-
лучении их излучением лазера. При этом плотность фото-
тока составляла 2,5 • 10 !) а!см\
Анализ фотоэмиссионных свойств металлов и полупро-
водников позволяет сделать некоторые общие замечания о
выборе материала для изготовления фотокатодов.
Рис. 2.27. Различные варианты действия ускоряю-
щего поля на фотоэмиссию полупроводника.
а — эффект Шоттки, б — изгиб зон. в — наклон и изгиб
зон, г — разогрев электронов, д — автофотоэмиссия.
Металлы обладают сравнительно большими значениями
работы выхода, порог фотоэффекта %0 лежит у них в коротко-
волновой видимой или ультрафиолетовой областях спектра.
Вблизи порога (при hv = hv0 + (1-=-1,5) эв) квантовый вы-
ход чистых металлов весьма мал (Y 10 5 — 10-3), что
объясняется главным образом их оптическими свойствами —
высокой отражающей способностью. В далекой ультрафио-
летовой области квантовый выход металлов резко
возрастает, достигая значений порядка 0,1. Таким образом,
практическое использование металлов ограничивается
применением их в качестве фотокатодов для приемников
100
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВНЕШНЕГО ФОТОЭФФЕКТА [ГЛ. 2
ультрафиолетового излучения. Некоторого повышения кван-
тового выхода в результате смещения порога фотоэффекта в
сторону более длинных волн можно достигнуть, получая
на поверхности металлов пленку адсорбированных молекул,
снижающих работу выхода (например, ВаО).
Фотоэмиссионные свойства полупроводников отличаются
значительно большим разнообразием. Большинство из-
вестных полупроводниковых материалов обладает, как и
металлы, значительной работой выхода (небольшими зна-
чениями Хо), и низким квантовым выходом вблизи порога
фотоэффекта (порядка 10 3) (из-за малой глубины выхода
фотоэлектронов, определяемой большими потерями энергии
на ударную ионизацию).
Среди обширного класса полупроводниковых соедине-
ний можно найти материалы со сравнительно небольшой
работой выхода. Вводя примеси и воздействуя на поверх-
ностную структуру, можно смещать спектральную харак-
теристику чувствительности некоторых полупроводников
в длинноволновую область спектра — вплоть до ближнего
инфракрасного диапазона (хотя и с небольшими значениями
квантового выхода). Особое положение среди полупровод-
никовых материалов занимают эффективные фотокатоды,
квантовый выход которых резко возрастает вблизи порога
фотоэффекта, достигая в максимуме значений, близких
к теоретическому пределу (0,3—0,4). Такие свойства, по-
видимому, связаны с особенностями кристаллической и
энергетической структуры этих материалов.
Высокой эффективностью в ультрафиолетовой области
спектра обладают некоторые диэлектрики. Квантовый вы-
ход ионных диэлектрических кристаллов достигает 0,2—0,3
в далекой ультрафиолетовой области.
В отличие от металлов, у которых длинноволновый по-
рог фотоэффекта и величина плотности термотока' нераз-
рывно связаны общей зависимостью с работой выхода (hv0 =
~ сер, т. е. чем больше Zo, тем больше термоток), в полу-
проводниках энергетические уровни, определяющие порог
фотоэффекта и термоэмиссионные свойства, не совпадают.
Это обусловливает возможность существования полупровод-
никовых фотокатодов с большой величиной Zo и малым зна-
чением термотока и позволяет раздельно воздействовать на
их фотоэмиссионные и термоэмиссионные свойства.
ЛИТЕРАТУРА
101
ЛИТЕРАТУРА
1. R. Fowler, Phys. Rev. 38, 45 (1931).
2. Л. H о p д г e й м, УФН 15, 5, 6, 7 (1935).
3. А Юз, Л. Д ю бр ид ж, Фотоэлектрические явления, ОНТИ,
1936.
4. Л. Дю бридж, УФН 19, 74 (1938).
5. Р. С а г г о 1, Phys. Rev. 104, 3, 660 (1956).
6. К. X ери нг, М. Н и к о л ь с, Термоэлектронная эмиссия,
ИЛ, 1950.
7. И. Е. Т а м м, С. Ш у б и н, Zs. f. Phys. 68, 97 (1931).
8. Н. М а у е г, Н. Thomas, S. М е t h f е s s e 1, Z. Physik
147, 395, 419, 442 (1957).
9. С. В. В о н с о в с к и й и др., УФН 4, 115 (1956).
10. R. М a k i п s о п, М. Buckingham, Proc. Phys. Soc. A64,
135 (1951).
11. H. Huntington, Phys. Rev. 89, 357 (1953).
12. H. Fan, Phys. Rev. 68, 43 (1945).
13. П. И. Л у к и p с к и й, С. С. Прилежаев, ЖРФХО60, 111
(1928).
14. Я. Д е - Б у р, Электронная эмиссия и явления адсорбции,
ОНТИ, 1936.
15. П. Г. Б о р з я к, Физика твердого тела 3, 2186 (1961).
16. G. G о b е I 1, F. Allen, Phys. Rev. 127, 141 (1962).
17. W. Spicer, Phys. Rev. 112, 114 (1958); 115, № 6 (1959).
18. L. A p k e r, E. Taft, J. Dickey, Phys. Rev. 74, 10, 1462
(1948).
19. A. M e e s s e n, J. Phys. Radium 22, № 5, 8, 9, 135, 472 (1961).
20. E. Kan e, Phys. Rev. 127, 131 (1962).
21. W. Spicer, Phys. Rev. 128, 243 (1963).
22. A. H. A p с e н ь e в a - Г e й л ь, Внешний фотоэффект с полу-
проводников и диэлектриков, Гостехиздат, 1957.
23. Н. С. X л е б н и к о в, А. Е. Me л а мид, Радиотехника и
электроника 4, 1008 (1959).
24. В. Р е t z е 1, Phys. Stat. Solids 3, № 6, К223 (1963).
25. П. Г е р л и х, X. Хора, Изв. АН СССР 24, № 6, 618 (1960>.
26. Ш. М. К о г а н, В. Б. С а н д о м и р с к и и, Физика твердого
тела 2, 2570 (i960).
27. И. Л. Сокольская, А. И. Климин, Вестник ЛГУ,
№ 4, 42 (1961),
Г Л А В A 3
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
§ 3.1. Фотокатоды
Фотоэлементы с внешним фотоэффектом представляют
собой вакуумные диоды с фотокатодом — электродом, по-
верхность которого эмитирует электроны под действием
излучения, — и анодом — коллектором электронов.
Основные параметры, характеризующие свойства фото-
катодов:
1. Интегральная чувствительность S (см. § 1.2), или
отношение полного фототока (в режиме насыщения) к вели-
чине падающего светового потока неразложенного света
определенного стандартного источника излучения. Для
измерения интегральной чувствительности фотокатодов,
работающих в видимой области спектра, обычно исполь-
зуют лампы накаливания в режиме А — при температуре
вольфрамовой нити, равной 2850° К. Единицей измерения
интегральной чувствительности служит микроампер на
люмен (мка/лм). Возможно применение и других источников
излучения с определением интегральной чувствительности
в амперах на ватт (а/вт).
2. Спектральная чувствительность <SX, или отношение
фототока к мощности монохроматического излучения с дли-
ной волны X, измеряемое в миллиамперах на ватт (ма/вт)
или характеризуемое величиной квантового выхода
или
электрон
фотон
s ГдИ
?. [А] I вт J
S, Г—1 = 0.0807УХ.
§ з.и
ФОТОКАТОДЫ
103
Спектральная характеристика фотокатода определяет за-
висимость его спектральной чувствительности S, от длины
волны излучения X. Различают абсолютные и относитель-
ные спектральные характеристики. В первом случае
выражают в миллиамперах на ватт или в единицах кванто-
вого выхода. Во втором случае спектральные характери-
«S
стики представляют собой зависимость S?. = — = /(?.),
где (Sx)max — спектральная чувствительность в наивысшем
максимуме спектральной характеристики в интересующем
спектральном диапазоне. Чувствительности (Sjmax соот-
ветствует длина волны, обозначаемая как Хтах.
Спектральные характеристики фотокатодов не имеют
границы со стороны коротких волн, но для реальных при-
боров они ограничены коротковолновым пределом оптиче-
ской прозрачности стекла баллона (или материала окна)
фотоэлемента. Длинноволновая граница спектральной ха-
рактеристики фотокатода л0 определяется порогом фото-
эффекта материала фотокатода и зависит от его энергети-
ческой структуры и состояния поверхности. В небольших
пределах эта граница может смещаться в зависимости от
деталей технологического процесса изготовления фотока-
тода или при изменении внешних условий. Иногда на прак-
тике за порог фотоэффекта условно принимают ту длину
волны, при которой относительная спектральная чувстви-
тельность фотокатода составляет 1% от максимальной:
^>.0
(S>.)max
Связь между спектральной и интегральной чувствитель-
ностями фотокатода устанавливает следующее соотношение:
(\)n,ax
S=--------,
683 $ Fykydt,
b
где — относительная спектральная чувствительность
фотокатода (ордината относительной спектральной харак-
теристики), Fy —- спектральное распределение мощности
0,01.
104
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
излучения источника света (в абсолютных или относитель-
ных единицах), kk — относительная спектральная видность.
По величине интегральной чувствительности и по форме
относительной спектральной характеристики фотокатода
можно определить его максимальный квантовый выход
(а следовательно, и квантовый
выход при любой длине волны):
Рис. 3.1. К определению ин-
тегральной чувствительности
фотокатода.
— относительная спектральная
_ 1,24- 10^
max — л “
лтах
Лз
683
М
S.
$
о
Выражение в скобках назы-
вают иногда коэффициентом кон-
версии К В числителе его
стоит постоянная величина, ха-
рактеризующая световой экви-
валент излучения источника све-
та (Ф лм), в знаменателе — пло-
щадь, ограниченная кривой спек-
тральной зависимости фототока
при этом источнике (заштрихо-
ванная область на рис. 3.1):
характеристика фотокатода, F^ —
спектральное распределение излу-
чения, — относительная кри-
вая видностн излучения.
(Sx)max = KS.
Кроме чувствительности и ее
спектрального распределения,
фотокатоды характеризуются величиной плотности тока
термоэмиссии i, (обычно определяемой при комнатной
температуре). Термоток катода — помеха в работе фото-
электронных приборов, поэтому величине его придает-
ся большое значение при выборе типа фотокатода. Ка-
чество фотокатода характеризуется также его термостой-
костью, т. е. диапазоном рабочих температур, в границах
которого чувствительность фотокатода сохраняется в за-
данных пределах и не претерпевает необратимых изменений.
Важная характеристика фотокатода — степень его стабиль-
ности, т. е. способность сохранять параметры неизменными
во времени как при хранении, так и в рабочем режиме.
§ 3.1]
ФО ТО КАТОДЫ
105
Выбор материала фотокатода определяется областью
применения фотоэлемента, главным образом необходимым
спектральным диапазоном чувствительности прибора. Во
многих случаях к фотокатоду предъявляется требование
высокой интегральной чувствительности к общему нераз-
ложенному излучению температурных источников (ламп
накаливания). Высокая интегральная чувствительность мо-
жет быть обеспечена большой протяженностью спектраль-
ной характеристики фотоэмиссии катода в длинноволновую
область спектра (вплоть до ближней инфракрасной об-
ласти), а также высоким квантовым выходом в широком
спектральном диапазоне:
s = -^-=f(4,sx).
В некоторых фотоэлементах, служащих приемниками
монохроматического излучения, используют фотокатоды,
обладающие узкой спектральной характеристикой, но вы-
соким квантовым выходом в требуемом спектральном диа-
пазоне. Существуют фотоэлементы с катодами, чувствитель-
ными лишь в ультрафиолетовой области или обладающими
максимальной чувствительностью в инфракрасной части
спектра.
С момента изготовления первого из применяющихся в на-
стоящее время технических фотокатодов (серебряно-кисло-
родно-цезиевого, в 1930 г.) разработано и исследовано боль-
шое число различных фоточувствительных соединений, но
лишь немногие из них — не больше 4—5 основных типов —
сохранили до сих пор промышленное значение. Наиболее
эффективные фотокатоды были созданы совсем недавно, и
нет никаких оснований считать исчерпанной возможность
синтеза новых эффективных соединений.
Не придерживаясь исторической последовательности,
рассмотрим свойства современных фотокатодов для видимой
и для ближайших к видимой областей спектра, классифи-
цируя их по группам химических соединений в порядке
возрастающей сложности структуры:
1- Эффективные фотокатоды, представляющие собой
соединения I—V групп элементов системы Менделеева:
106
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
а) сурьмяно-цезиевый фотокатод, б) многощелочные фото-
катоды, в) висмуто-цезиевый и висмуто-серебряно-цезие-
вый фотокатоды.
2. Серебряно-кислородно-цезиевый фотокатод.
3. Фотокатоды для ультрафиолетовой области спектра
(металлы и эффективные соединения элементов I—VI групп).
Сурьмяно-цезиевый фотокатод. Сурьмяно-цезиевый фо-
токатод, полученный впервые в 1936 г. П. Герлихом, был
подробно исследован и усовершенствован рядом советских
ученых: П. И. Лукирским, Н. С. Хлебниковым, Н. Д. Мор-
гулисом, П. Г. Борзяком и др.
Изготавливают сурьмяно-цезие-
вый фотокатод путем обработки
в парах цезия слоя сурьмы, на-
несенного термическим испаре-
нием. В процессе прогревания
металлической сурьмы в парах
цезия образуется химическое
соединение интерметаллического
типа Cs3Sb, обладающее отчет-
гооо то бооо . то
Л, А
Рис. 3.2. Спектральная ха-
рактеристика обычного (/) и
сенсибилизированного кис-
лородом (2) сурьмяно-цезие-
вого фотокатода.
ливо выраженными полупровод-
никовыми свойствами. Слой сурь-
мы теряет свой характерный ме-
таллический блеск, становится
полупрозрачным, приобретает
яркую окраску (вишнево-крас-
ную на просвет). Удельное соп-
ротивление образовавшегося полупроводника достигает
105 ом см, температурный коэффициент сопротивления
становится отрицательным. На поверхности полупроводни-
кового слоя Cs3Sb образуется пленка адсорбированных
атомов цезия, снижающая потенциальный барьер и облег-
чающая фотоэмиссию. Интегральная чувствительность
сурьмяно-цезиевых фотокатодов достигает 60—100 мка/лм.
Спектральная характеристика Cs3Sb изображена на
рис. 3.2. Как можно видеть, она не отличается большой про-
тяженностью в длинноволновую область спектра, охваты-
вая лишь ультрафиолетовый и часть видимого диапазонов
с порогом фотоэффекта в желто-оранжевой части и крутым
спадом вблизи порога. В максимуме спектральной харак-
теристики (при %тах — 4200 — 4500 А) квантовый выход
§ 3.1]
ФОТОКАТОДЫ
107
Рис 3.3. Спектральная зависимость
поглощения а и квантового выхо-
да У сурьмяно-цезиевого фотока-
тода.
Утах очень высок, достигая величины 0,25—0,30. Длин-
новолновая граница фотоэффекта 7.0 = 6200 — 7000 А,
что соответствует величине фотоэлектронной работы выхода
hvQ = 1,7 — 2,0 эв.
Существует эмпирически найденный технологический
прием, позволяющий получать сурьмяно-цезиевые катоды
с удлиненной в сторону больших длин волн спектральной
характеристикой и порогом смещенным до 7500—8000 А.
Это — так называемая сенсибилизация катода, заключаю-
щаяся в обработке его не-
значительным количеством
кислорода, вводимогов при-
бор после окончания про-
цесса формирования катода.
Спектральная характерис-
тика при этом приобретает
вид кривой 2, показанной
на рис. 3.2, а интеграль-
ная чувствительность воз-
растает в 1,5—2 раза (до
120—180 мка/лм). Однако
в результате сенсибилиза-
ции увеличивается термо-
ток фотокатода и несколь-
ко ухудшается стабиль-
ность его параметров.
Плотность термотока несенсибилизированного сурьмяно-
цезиевого катода составляет величину порядка 10“18
— 10-15 а/см2, у сенсибилизированных катодов она при-
мерно на порядок выше.
Сурьмяно-цезиевый фотокатод — типичный представи-
тель эффективных фотокатодов, о которых говорилось
в § 2.3. Исследование его полупроводниковых свойств пока-
зывает, что при оптимальном соотношении компонентов со-
единения Cs3Sb (обеспечивающем максимальную квантовую
эффективность катода) проводимость его носит дырочный
характер, что, по-видимому, связано с некоторым наруше-
нием стехиометрического состава (избытком Sb в решетке).
Высокий квантовый выход вблизи порога фотоэффекта и
хорошее согласование формы кривой собственного оптиче-
ского поглощения CssSb и спектральной характеристики
108
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
Рис. 3.4. Спектральная
характеристика квантово-
го выхода для CssSb при
комнатной температуре
(/) и при температуре
—90° С (2).
фотоэмиссии (показанных на рис. 3.3) говорят о том, что
эмиссия фотоэлектронов происходит из валентной зоны по-
лупроводника CsgSb. Лишь припороговый «хвост» спек-
тральной характеристики (исчезающий при глубоком охла-
ждении фотокатода) может быть объяснен эмиссией электро-
нов с заполненных акцепторных уровней.
На рис. 3.4 показана температурная зависимость кван-
тового выхода сурьмяно-цезиевого катода. Повышение
эффективности в спектральной об-
ласти основного фотоэффекта при
охлаждении катода объясняется
снижением энергетических потерь
фотоэлектронов, которые в основ-
ном определяются фононными со-
ударениями (рассеянием при взаи-
модействии с решеткой).
Энергетическая диаграмма сурь-
мяно-цезиевого фотокатода харак-
теризуется следующими константа-
ми (по измерениям Спайсера [1]):
ширина запретной зоны Ag 1,6 эв,
(1,4—1,6 эв по другим источникам),
энергия электронного сродства
= 0,45 эв (или несколько ниже).
Сенсибилизация катода кислородом
приводит, по-видимому, к сниже-
нию на величину порядка 0,1 эв
в результате образования на по-
верхности слоя дипольных молекул
окиси цезия, ориентированных по-
ложительным полюсом наружу. Концентрация акцепторной
примеси в решетке Cs3Sb оценивают приблизительно как
Na «а 10го см 3. Энергия активации примеси 6$ 0,5 эв
(или возможны две группы примесных уровней: с
0,2 — 0,3 и 6g.2 0,7 — 0,8 эв). Примерная энергетическая
диаграмма Cs3Sb показана на рис. 3.5.
Благоприятное соотношение между величинами go и
Ag fee. обеспечивает отсутствие энергетических по-
терь фотоэлектронов на ударную ионизацию (образование
пар) и обусловливает сравнительно большую глубину вы-
хода фотоэлектронов (/0 250 А). Распределение фото-
§ 3.1]
ФОТОКАТОДЫ
109
Рис. 3.5. Возможная энергети-
ческая диаграмма сурьмяно-це-
зиевого фотокатода.
электронов, эмитированных из CsgSb-катода, по начальным
энергиям приведено на рис. 3.6 [2]. При энергиях фотонов
hv 4 эв (к = 3126 А) отчетли-
во видны две группы фотоэлек-
тронов — медленные и быст-
рые, причем по мере увеличе-
ния частоты число быстрых
электроновуменьшается, а мед-
ленных — увеличивается. Это
может быть связано, как уже
говорилось в гл. 2, с началом
ударной ионизации и выходом
медленных вторичных электро-
нов (hv =:2hv0) илисучастиемв
фотоэмиссии электронов, лежа-
щих на различных уровнях сложной валентной зоны (спектр
энергетического распределения отражает сложную струк-
Рис. 3.6. Кривые энергетического распределения фотоэлектронов,
эмитированных сурьмяно-цезиевым фотокатодом.
/ — X = 6200 А, 2 — X = 6461 Аь 3 — X = 4047 А,о 4 — X = 3126 А, 5 — X =
= 2848 А, 6 — X = 2537 А.
Миязава [3] полагает, что валентная зона Cs3Sb, обра-
зованная из 5 р-уровня сурьмы, расщеплена и это опреде-
по
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
ляет различный вид зависимости g = / (&) для движения
электрона в двух основных кристаллографических напра-
влениях (Рх и Р2 на рис. 3.7). На рисунке показана ширина
запретной зоны, определяемая термическими переходами
(по А'В), составляющая величину 0,56 — 0,6 эв. Вели-
чина Ag, определенная по границе оптического поглоще-
ния с переходами по АВ, равна 1,6 эв. Порог фотоэффекта
при непрямых электронных переходах (по А'С) соответ-
ствует hv0 = 1,9 эв, порог для прямых переходов опреде-
ляется отрезками А"С и А'"С. Хлебников и Меламид [2]
также считают, что валентная
зона Cs3Sb является слож-
ной, образованной в резуль-
тате наложения двух зон с
различными верхними грани-
цами (лежащими на расстоя-
ниях в 2,0 и 2,3 эв от уровня
вакуума).
Электронно-микроскопиче-
ские исследования показы-
вают, что сурьмяно-цезиевый
фотокатод обладает однород-
ной мелкозернистой структу-
рой и равномерным распреде-
лением эмиссионных центров
по поверхности. Кристалличе-
ская структура катода соответствует объемноцентрирован-
ной кубической решетке. Толстые слои Cs3Sb кристалли-
зуются с образованием «сферолитов», заметных на поверх-
ности фоточувствительного слоя по линиям их соприкос-
новения.
Соединения других щелочных металлов с сурьмой
(типа A3Sb) обладают квантовой эффективностью, снижаю-
щейся по мере уменьшения атомного номера щелочного
металла, и порогом фотоэффекта, смещающимся в сторону
более коротких волн. При переходе от цезия к рубидию, ка-
лию и натрию порог фотоэффекта смещается до 4000 А
(у Na3Sb — см. рис. 3.8), а интегральная чувствительность
понижается до 1 мка/лм. Неожиданное исключение состав-
ляет сурьмяно-литиевый фотокатод, обладающий сравни-
тельно высокой чувствительностью (S 35 — 40 мка/лм) и
§ 3,1]
ФОТО КАТОДЫ
111
длинноволновым порогом фотоэффекта Хо 6200 А. При
этом плотность термотока катода весьма мала (меньше
10 16 а/см2), благодаря чему Sb-Li-фотокатод нашел неко-
торое применение в приборах, где величина термотока
является решающим параметром.
Объяснение особых свойств Sb-Li-катода было найдено
после того, как был произведен количественный анализ
состава фоточувствительного слоя [4]. Оказалось, что в со-
ставе слоя, образованного пу-
тем прогревания сурьмы в па-
рах лития, обнаруживаются
калий и натрий (иногда и це-
зий), причем в количестве, пре-
вышающем содержаниелития,
иногда вообще не обнаружи-
ваемого. Замена лития на ка-
лий и натрий происходит в ре-
зультате ионного обмена со
щелочными металлами, содер-
жащимися в стекле и обладаю-
щими большими скоростями
испарения. Таким образом, так
называемый сурьмяно-литие-
вый фотокатод представляет
собой на самом деле многоще-
лочное соединение сурьмы.
Многощелочные фотокато-
ды. Систематическое исследо-
Рис. 3.8. Спектральная зави-
симость квантового выхода для
соединений различных щелоч-
ных металлов с сурьмой.
1 — Cs3Sb, 2 — Rb,Sb. 3 — KjSb,
4 — Na3Sb.
вание различных комбинаций двойных и тройных соедине-
ний сурьмы с различными щелочными металлами привело
к созданию в 1956 г. [5] нового высокоэффективного фото-
катода, получившего название многощелочного фотокатода.
В Советском Союзе технология изготовления многощелочных
фотокатодов была впервые разработана группой А. А. Мо-
стовского [6].
Многощелочной фотокатод, содержащий Sb, Na, KhCs,
представляет собой при оптимальном соотношении компо-
нентов соединение вида (Na2K)Sb. Цезий, вводимый в объем
после окончания формирования этого соединения, т. е.
после насыщения сурьмы натрием и калием, образует на
поверхности пленку адсорбированных атомов порядка
112
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
Рис. 3.9. Спектральные
характеристики одно-
многощелочных фотока-
тодов.
1 — Na3Sb, 2 — K3Sb,
Cs2Sb, 4 — Na,KSb.
(Cs)Na.KSb.
моноатомной концентрации. В некоторых приборах приме-
няется и двухщелочной фотокатод (Na2K)Sb без цезия,
отличающийся крайне малой плотностью термотока
(tT 10 17 а/см2).
На рис. 3.9 показаны спектральные характеристики
одно- и многощелочных соединений сурьмы. Спектральная
характеристика двухщелочного фо-
токатода близка к характеристике
сурьмяно-цезиевого, интегральная
чувствительность его составляет
30—40 (до 60) мка/лм. Более
высокий квантовый выход в обла-
сти X 4000 А и существенно
меньший термоток делают этот ка-
тод удобным для некоторых специ-
альных приборов.
Спектральная характеристика
многощелочного фотокатода типа
(Na2K)Sb-Cs простирается за пре-
делы видимого диапазона, вплоть
до длин волн Хо 8700 — 9000 А.
Путем сенсибилизации кислородом
иногда удается еще больше сме-
стить длинноволновый порог фото-
эффекта >.о в сторону больших длин
волн. Квантовый выход многоще-
лочных фотокатодов в максимуме
спектральной характеристики до-
стигает величины V 0,3—0,4 (т. е.
приближается к теоретическому
пределу, соответствующему У=0,5).
Многощелочные фотокатоды об-
ладают наибольшей интегральной
3 —
5 —
чувствительностью из всех известных в настоящее время
фотокатодов: их интегральная чувствительность составляет
в среднем S 150 —180 мка/лм, достигая 250 мка/лм у наи-
более чувствительных образцов.
Обладая большей, чем сурьмяно-цезиевые фотокатоды,
длинноволновой границей фотоэффекта, т. е. меньшей вели-
чиной фотоэлектронной работы выхода, многощелочные
катоды характеризуются меньшей плотностью термотока:
§ З.п
ФОТОКАТОДЫ
113
iT 10 10 а!см2, т. е. более высокой термоэлектронной ра-
ботой выхода. Такое несоответствие не должно вызывать
недоумения, поскольку и тот и другой фотокатоды — дыроч-
ные полупроводники, в которых фотоэмиссия происходит
в результате собственного объемного поглощения света и
выхода электронов из валентной зоны. Величина е<рф = /zv0
определяется положением вершины валентной зоны отно-
сительно уровня вакуума, а <рт — положением уровня
Ферми, зависящим от наличия примесей и величины по-
верхностного заряда, т. е. между этими параметрами нет
прямой связи. Этим же объясняется и отсутствие однознач-
ной корреляции между величинами iT и 2.0 для различных
экземпляров многощелочных фотокатодов.
Подробное исследование структуры, оптических и элек-
трических свойств различных соединений сурьмы с одним
или несколькими щелочными металлами позволило выявить
особенности, определяющие высокую эффективность много-
щелочных фотокатодов. В табл. 3.1 приведены основные
величины, характеризующие зонные модели различных
соединений сурьмы, а также тип проводимости, квантовый
выход, соответствующий максимуму спектральной харак-
теристики, и тип кристаллической решетки (по Спай-
серу [1]) этих материалов.
Как видно из таблицы, эффективные соединения сурьмы
отличаются от неэффективных следующими особенностями:
1. При примерно одинаковой ширине запретной зоны
эффективные фотокатоды обладают меньшей энергией элек-
тронного сродства. Для них выполняется соотношение
ga Ag, обеспечивающее отсутствие потерь на ударную ио-
низацию. У первых двух соединений (Na3Sb и K3Sb) ga^> Ag.
2. Все эффективные соединения обладают дырочной
проводимостью, что, как было показано, благоприятствует
выходу фотоэлектронов вследствие изгиба зон у поверхности
(образования положительного заряда на поверхности).
Зонная модель и тип проводимости полупроводников,
по-видимому, связаны с кристаллической структурой ре-
шетки. Как показал рентгеноструктурный анализ, все
эффективные соединения с p-типом проводимости обладают
кубической кристаллической структурой, все малоэффек-
тивные — гексагональной. Тип решетки определяет харак-
тер внедрения примеси, ее преобладающий знак.
Свойства сурьмяно-щелочных соединений
Таблица 3.1
Соединение Ширина запретной зоны Ag, ss Энергия электрон- ного срод- ства , эв Хгпах> А %о, А Кванто- вый вы- ход ^гпах Тип проводи- мости Тип кристалличе- ской структуры Интегральная чувствитель- _ мка ность S, лм
Na3Sb 1,1 2,0—2,4 2700 3700 0,02 п гексагональная < 1
K3Sb 1,1 1,1—1,8 3500 5000 0,07 п » 5
Rb‘Sb 1,0 1,2 0,10 р
CSgSb 1,6 0,45 4000 6200 0,26 р кубическая 100
(NaaK)Sb 1,0 1,0 3700 6500 0,30 р » 60
(NasK)Sb-Rb* 1,0 0,7
(NaaK)Sb-Cs 1,0 0,55 4200 8500 0,40 р 200
(CsaK)Sb 1,0 1,1 0,4 80
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ [ГЛ.
§ 3.11
ФОТОКАТОДЫ
115
Многощелочные катоды типа (Na2K)Sb и (Na2K)Sb-Cs
характеризуются одинаковыми полупроводниковыми свой-
ствами: обработка двухщелочного катода цезием не изме-
няет ни ширины запретной зоны, ни типа проводимости,
а лишь снижает внешнюю работу выхода (энергию электрон-
ного сродства gn) благодаря образованию на поверхности
полупроводникового слоя дипольной пленки адсорбирован-
ного цезия с положительным зарядом, обращенным наружу.
Цвет и остальные оптические свойства фотокатода при этом
не изменяются. Исключи-
тельные свойства много-
щелочного фотокатода
(Na2K)Sb-Cs определяются
удачным сочетанием малой
ширины запретной зоны Ag,
характерной для соедине-
ний сурьмы с калием и нат-
рием, и малой энергии
электронного сродства gn,
свойственной Cs3Sb.
Энергетическое распре-
деление фотоэлектронов,
эмитированных из много-
щелочного фотокатода, по-
казано на рис. 3.10.
Кроме многощелочных
фотокатодов, полученных
на основе соединения Sb с
Рис. 3.10. Энергетическое распре-
деление фотоэлектронов, испускае-
мых многощелочным фотокатодом
(Cs)Na2KSb.
Na и К, получивших широкое
распространение, описано еще несколько двойных соедине-
ний сурьмы со щелочными металлами, также обладающих
сравнительно высокой интегральной чувствительностью.
Так, болгарскими физиками Каневым и Наневым [7] полу-
чен сурьмяно-рубидиево-цезиевый фотокатод [(CsRb)-Sbl,
отличающийся от сурьмяно-цезиевого более высокой
интегральной чувствительностью, порогом фотоэффекта
7000 А и большей стабильностью параметров при по-
вышении температуры. Спектральная характеристика его
показана на рис. 3.11.
Описанный Соммером [8] K-Cs-Sb-фотокатод обладает
интегральной чувствительностью S 50 — 80 мка/лм и
значительно меньшей, чем сурьмяно-цезиевый, плотностью
116
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
Рис. 3.11. Спектральное распределе-
ние фототока для Sb-Rb-Cs-катода (о).
Для сравнения приведены характери-
стики Sb-Cs (X) и Sb-Na, K-Cs (сплош-
ная линия)-катодов.
термотока (tr 10 16 а/см2). Возможно, что эффективные
комбинации соединений элементов I и V групп периодиче-
ской системы типа AiBv этим не исчерпываются.
Производились попытки воздействовать на свойства
многощелочных фотокатодов путем введения различного
рода примесей (Bi, Те и др.), но пока не удалось ни суще-
ственным образом сместить длинноволновую границу фото-
эффекта в сторону больших длин волн, ни повысить вели-
чину интегральной чувствительности. Многощелочные фото-
катоды (Na2K)Sb-Cs про-
должают оставаться са-
мыми чувствительными
из всех существующих
фотокатодов. Только
сложность технологии их
изготовления (не обеспе-
чивающей пока достаточ-
ной воспроизводимости
параметров) несколько
ограничивает широкое
применение этих фото-
катодов.
Висмуто-цезиевые фо-
токатоды. Соединения
щелочных металлов с
аналогом сурьмы вис-
мутом обладают значи-
тельно меньшей эффективностью. В течение некоторого
времени имел распространение висмуто-цезиевый фотока-
тод (Cs3Bi), который отличался от CsgSb-фотокатода мень-
шим квантовым выходом, меньшей интегральной чувстви-
тельностью (S 3—5, до 20 мка!лм) при примерно такой же
протяженности спектральной характеристики (рис. 3.12).
Интересная особенность этого фотокатода — сильное обра-
тимое изменение его чувствительности при изменении тем-
пературы в условиях значительного охлаждения. Так,
в области температур ниже —90° С температурный градиент
чувствительности висмуто-цезиевого катода резко возра-
стает и чувствительность может увеличиться примерно
в 15 раз по сравнению с чувствительностью при комнатной
температуре [9].
§ 3.1
ФОТОКАТОДЫ
117
теристпки висмуто-цезиевого
сенсибилизированного (7) и не-
сенсибилизированного (2) фото-
катодов.
Низкая чувствительность висмуто-цезиевых фотокатодов
в какой-то мере связана со значительной неоднородностью
получающихся пленок Cs3Bi,
с крупнокристаллической их
структурой. Эксперименталь-
но было установлено, что вве-
дение в состав катода испарен-
ного серебра препятствует ро-
сту кристаллов Cs3Bi, способ-
ствуя образованию однород-
ного мелкокристаллического
фоточувствительногослоя. Ис-
следования, проведенныевэтом
направлении, привели к разра-
ботке нового сложного фотока-
тода, содержащего висмут, се-
ребро, кислород и цезий [ 10,11 ].
Висмуто-серебряно-цезие-
вый фотокатод изготавливают
путем последовательного осаждения на стекло слоев вис-
мута и серебра, окисления их в тлеющем разряде в кисло-
роде и прогревания в парах цезия. В процессе активирова-
Рис. 3.13. Спектральная характе-
ристика Bi-Ag-O-Cs-фотокатода.
ния в парах цезия, по-ви-
димому, образуется соеди-
нение Cs3Bi и окислы цезия
с вкраплениями свободного
серебра и возможной при-
месью цезия. Небольшое
количество цезия адсорби-
руется на поверхности ка-
тода, снижая потенциаль-
ный барьер.
Спектральная характе-
ристика Bi-Ag-0-Cs-катода,
приведенная на рис. 3.13,
охватывает широкую об-
ласть видимого диапазона
спектра с пологим макси-
мумом при Хгаах 4500—5000 А и пороговой длиной волны
\i-а 8000 А. Такая равномерная (панхроматическая) спек-
тральная зависимость фототока с максимумом чувствитель-
118
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
|ГЛ. 3
ности, почти совпадающим с максимумом на кривой вид-
ности глаза, чрезвычайно удобна для целого ряда приме-
нений. По максимальному квантовому выходу (V 0,10)
Bi-Ag-O-Cs-катод уступает эффективным сурьмяно-щелоч-
ным фотокатодам. Интегральная чувствительность его до-
стигает 100 мка!лм.
Как и эффективные сурьмяно-щелочные соединения,
Bi-Ag-O-Cs-катод — дырочный полупроводник. Поглоще-
ние света происходит в основном в валентной зоне Cs3Bi
(введение Ag и О не влияет на оптические свойства этого
соединения). Однако у чистого соединения Gs3Bi кванто-
вый выход на порядок ниже, т. е. не превышает 0,01.
Механизм действия Bi-Ag-O-Cs-катода не вполне ясен,
хотя с достаточной достоверностью установлено, что увели-
чение квантового выхода связано с присутствием в слое
частиц серебра. Окись цезия способствует смещению порога
фотоэффекта в сторону более длинных волн, понижая
энергию электронного сродства примерно на 0,3 эв.
Зонная структура Bi-Ag-O-Cs-катода характеризуется
следующими величинами: А§ 0,7 эв, ga 0,9 эв. Соот-
ношение между ga и Ag (ga > Ag) неблагоприятно для
фотоэмиссии, так как порог фотоэффекта hv0 = + Ag
оказывается больше порога образования пар, равного
2Ag, и энергетические потери на ударную ионизацию
уменьшают глубину выхода фотоэлектронов. Сравнительно
высокая эффективность этого катода объясняется, по-види-
мому, тем, что присутствие серебра как-то изменяет либо
порог образования пар, либо длину свободного пробега
электронов.
Серебряно-кислородно-цезиевый фотокатод. Впервые
этот катод был получен в 1930 г., т. е. по времени это первый
из технических фотокатодов и в то же время наиболее
сложный из них как по своей структуре, так и по механизму
действия, до настоящего времени не до конца выясненному.
Основу Ag-O-Cs-фотокатода составляет окись цезия Cs2O
(или смесь нескольких окислов) с примесью свободного
цезия и с вкраплениями металлического серебра в виде дис-
персных коллоидальных частиц. На сильно развитой неод-
нородной поверхности катода лежит пленка адсорбирован-
ных атомов цезия. Изготовление Ag-O-Cs-катода заклю-
чается в прогревании в парах цезия частично или полностью
§ 3.1]
ФОТОКАТОДЫ
119
окисленного слоя серебра. При частичном окислении с
поверхности толстого слоя серебра катод образуется на мас-
сивной серебряной подложке. При полном окислении тон-
кой пленки серебра получаются полупрозрачные фотока-
тоды. Введение избыточного серебра путем его подпыления
на обработанный фотокатод повышает интегральную чув-
ствительность и несколько улучшает стабильность работы
фотокатода. Возможна сенсибилизация катода кислородом
с целью смещения порога
фотоэффекта в длинноволно-
вую область.
Спектральная характе-
ристика серебряно-кисло-
родно-цезиевого фотокатода
изображена на рис. 3.14.
Как видно, этот катод от-
личается от всех ранее рас-
смотренных наибольшей
протяженностью спектра л ь-
ной характеристики в длин-
новолновую область спек-
тра : основной максимум его
спектральной чувствитель-
Рис. 3.14. Спектральная' характе-
ристика Ag-O-Cs-фотокатода.
ности лежит в ближней инфракрасной части спектра
(^-inax ^ 8000—8500 А), пороговая длинаоволны достигает
полутора микрон (\ 12 000 — 15 000 А). Ag-O-Cs-фото-
катод — единственный из эмиссионных фотокатодов, обла-
дающий чувствительностью в инфракрасном диапазоне с
X 0,9 — 1,5 мк.
Серебряно-кислородно-цезиевый фотокатод нельзя от-
нести к группе эффективных фотокатодов, так как квантовый
выход его в коротковолновом максимуме спектральной чув-
ствительности (Х„ах = 3500 А) не превышает 0,01 (1%), а
в длинноволновом максимуме составляет всего 0,003—0,005.
Правда, эти числа, полученные при расчете квантового
выхода относительно падающего света, не вполне отражают
физическую картину фотоэмиссии. Учет чисто оптических
потерь падающего излучения, произведенный в одной из
недавно выполненных работ [12], показал, что более 90%
падающего света теряется на отражение и — что харак-
терно лишь для этого катода — на рассеяние, имеющее диф-
120
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
фузный характер (у тонких катодов — также на пропуска-
ние). Таким образом, квантовый выход, пересчитанный
относительно поглощенного излучения, оказывается не
столь уж маленьким — порядка 0,05—0,10. Авторы ра-
боты обнаружили определенную корреляцию между вели-
чиной чувствительности Ag-O-Cs-катодов и характеристи-
кой рассеяния излучения слоем. Ответственным за рассея-
ние они считают слой невосстановленной окиси серебра,
остающейся под фотокатодом и играющей роль отражающей
подложки. Фоточувствительный слой представляет собой,
по-видимому, среду оптически неоднородную.
Несмотря на невысокий квантовый выход, интегральная
чувствительность серебряно-кислородно-цезиевых фотока-
тодов достаточно велика. Она составляет в среднем 20—
40 мка!лм, а у полупрозрачных катодов, сенсибилизирован-
ных серебром, достигает 60 мка!лм. Это объясняется луч-
шим, чем у других катодов, совмещением максимума его
спектральной чувствительности с максимумом излучения
ламп накаливания (при стандартной температуре нити).
Недостаток Ag-O-Cs-фотокатода — большая плотность тер-
мотока. При комнатной температуре она достигает вели-
чины порядка 10 13—1011 а/см2.
В то время как свойства щелочных соединений сурьмы
могут быть вполне удовлетворительно объяснены на основе
энергетических моделей этих полупроводников, механизм
действия Ag-O-Cs-фотокатода до сих пор выяснен недоста-
точно. Окись цезия, составляющая основу этого катода,
в чистом виде представляет собой диэлектрик со сравни-
тельно большой шириной запретной зоны (Ag 2 эв), в то
время как длинноволновый порог фотоэффекта очень
мал: hv0 соответствует фотоэлектронной работе выхода
е<р 0,8 — 0,9 эв. Таким образом, фотоэмиссия из слоя
Ag-0-Cs в длинноволновой области спектра никак не может
происходить в результате поглощения фотонов электро-
нами валентной зоны Cs2O. На это же указывает и отсут-
ствие корреляции между спектральной характеристикой
чувствительности и характеристикой оптического поглоще-
ния окиси цезия (соответствующие кривые изображены на
рис. 3.15, т— прозрачность фоточувствительной пленки).
Только в ультрафиолетовой области спектра фотоэмиссия
может быть связана с поглощением в основной полосе Cs2O;
§ 3.11
ФОТО КАТОДЫ
121
в видимой области оптическое поглощение, по-видимому,
не является фотоэлектрическим.
Окись цезия, содержащая примесь избыточного цезия и
распределенное в объеме се-
ребро, представляет собой
полупроводник с электрон-
ным типом проводимости.
Некоторая часть физиков
[13, 14] предполагает, что
именно наличие донорной
примеси цезия и атомарно-
го серебра определяет его
фотоэлектрические свойст-
ва: фотоэмиссию в длинно-
волновой области (X
7500 — 8500 А) они свя-
зывают с переходом элек-
тронов с локальных при-
месных уровней цезия, расположенных в верхней части
запретной зоны, коротковолновый максимум — с уровнями
атомарной примеси серебра. Существенную (если не основ-
Рис. 3.16. Предполагаемая энер-
гетическая диаграмма примес-
ного электронного полупровод-
ника Cs2O-Ag-Cs.
щается с теоретической кри-
вой функции Фаулера, справедливой лишь для металличе-
ских эмиттеров. Кроме того, некоторые образцы фотокато-
дов обладают отрицательным температурным коэффициентом
Рис. 3.15. Спектральная зависи-
мость оптического поглощения
(1 — т) = f (hv) и чувствительно-
сти пленки окиси цезия.
ную) роль может играть так-
же участие в фотоэффекте элек-
тронов, связанных на поверх-
ностных уровнях, плотность
заполнения которых у донор-
ных полупроводников весьма
высока. Предполагаемая энер-
гетическая диаграмма полу-
проводника Cs2O-Ag-Cs пока-
зана на рис. 3.16. Стрелками
указаны возможные центры
фотоэмиссии.
В отличие от остальных
фотокатодов, форма конца
спектральной характеристики
Ag-O-Cs-катода хорошо совме-
122
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
проводимости, что также характерно для металлов.Это может
быть результатом того, что донорные уровни цезия вы-
рождаются в примесную зону и уровень Ферми располагает-
ся в области разрешенных состояний (как у металлов).
Возможно также участие в фотоэмиссии электронов из зоны
проводимости.
Рассмотрение Ag-O-Cs-фотокатода с позиций полупро-
водниковой модели не может объяснить целого ряда его
свойств. Так, например, необъяснимо с точки зрения при-
месного фотоэффекта полное отсутствие связи между про-
водимостью фоточувствительного слоя (концентрацией при-
меси) и чувствительностью его в припороговой области
Рис. 3.17. Предполагаемая структура тонкого
Ag-O-Cs-фотокатода.
спектра. Необъяснима также особая роль серебра в меха-
низме фотоэмиссии этого катода: введение дополнительного
серебра сильно повышает чувствительность в области длин-
новолнового максимума (приписываемого примеси цезия).
Установлено, что серебро присутствует в фоточувстви-
тельном слое не в виде атомарной примеси, а в виде микро-
частиц — коллоидальных зерен различного размера. Изуче-
ние эмиссионных свойств тонких пленок серебра, диспер-
гирующих при испарении на дискретные частицы, позво-
лило составить представление о серебряно-кислородно-
цезиевом фотокатоде как о двухфазной системе, состоящей
из комбинации примесного электронного полупроводника
и дисперсно-металлического катода, образованного вкрап-
лениями коллоидальных частиц серебра. Работа выхода
микрочастиц серебра понижена обволакивающей их плен-
кой Cs2O и адсорбированных атомов свободного цезия [15].
Примерная структура полупрозрачного Ag-O-Cs-катода
показана на рис. 3.17. Мелкие частицы серебра в силу огра-
§ 3.1]
ФОТО КАТОДЫ
123
ниченности их размеров (нарушения периодичности решетки
на границах) обладают дискретным спектром поглощения.
Длинноволновый максимум спектральной чувствительности
катода может определяться эмиссией из этих частиц. Полу-
проводниковая кислородно-цезиевая составляющая фото-
катода определяет, по этой теории, чувствительность в
ультрафиолетовой области спектра.
Такая точка зрения выдвигает на первый план роль
структуры слоя в его фотоэмиссионных свойствах. Как
было показано, между структурой — размерами зерен се-
ребра и их распределением в слое — и чувствительностью
катода в припороговой области спектра существует вполне
определенная корреляция [16]: катоды с пониженной рабо-
той выхода и высокой чувствительностью в длинноволновой
области спектра, как правило, обладают однородной мелко-
зернистой структурой фоточувствительного слоя. Наличие
крупных зерен, различного рода неоднородностей и дефек-
тов в структуре фоточувствительного слоя характерно для
катодов с работой выхода, большей 1 эв.
Наличие структурных элементов в фоточувствительном
слое определяет и ярко выраженную «пятнистость» поверх-
ности Ag-O-Cs-фотокатода — различную величину работы
выхода в разных участках поверхности. Порог фотоэффекта
при этом определяется некоторым усредненным по поверх-
ности эффективным значением работы выхода, зависящим
от структуры. Исследование Ag-O-Cs-фотокатода с помощью
эмиссионного электронного микроскопа [17] показало, что
только в коротковолновой области спектра (при
6000 4) эмиссионные центры равномерно распределены
по поверхности катода. По мере приближения к порогу
фотоэффекта наблюдается усиливающаяся эмиссионная не-
однородность катода: эмиссия фотоэлектронов под дей-
ствием инфракрасного излучения происходит из отдельных
пятен, островков, расположение которых на поверхности
сходно со структурными неоднородностями, наблюдаемыми
в оптический микроскоп.
Сильная «пятнистость» Ag-O-Cs-фотокатодов проявляется
также в том, что их вольтамперные характеристики, снятые
в тормозящем поле (кривые задержки), оказываются ано-
мально растянутыми (без области насыщения), что делает
невозможным определение энергетического распределения
124 ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ ГЛ. 3
фотоэлектронов, эмитированных с таких катодов, обычным
методом. Отсутствие выраженного насыщения на кривых
Е.эВ
Рис. 3.18. Энергетическое распределение фотоэлектронов, испускае-
мых полупрозрачным Ag-O-Cs-фотокатодом.
1 — распределение термоэлектронов, 2 — 11 000 А, 3 — К = 8000 А, 4 —
Z = 6000 А, 5 — X = 4600 А. 6 — к = 4200 А, 7 — к = 4000 А, 8 — к = 3650 А,
9 — к = 3022 А.
задержки объясняется действием аномального эффекта
Шоттки при сложении внешнего поля с контактным «полем
пятен», существующим между участками с различной рабо-
той выхода [18].
§ 3.1]
ФОТОКАТОДЫ
125
Только при использовании дополнительного третьего
электрода — ускоряющей сетки, компенсирующей «поле
пятен», — удалось получить характеристики распределения
фотоэлектронов, эмитированных из Ag-O-Cs-фотокатода, по
начальным энергиям. Полученные кривые приведены на
рис. 3.18.Как видно, при%<^
4400 A (hv0 2,8 эв ««
Ag + gft) относительное
числобыстрых фотоэлектро-
нов начинает уменьшаться,
а медленных — увеличи-
ваться . Пр и 3000А быст-
рые электроны практически
совсем исчезают. Средняя
энергия медленных фото-
электронов не зависит от
длины волны и составляет
0,3 эв.
Основные параметры
наиболее важных современ-
ных технических фотокато-
дов для видимой и ближней
инфракрасной областей
спектра сведены в табл. 3.2.
Спектральные характери-
стики их показаны на об-
щем графике на рис. 3.19.
При выборе типа фото-
катода для различных об-
Рис. 3.19. Спектральные характе-
ристики наиболее употребительных
фотокатодов.
1 — Ag-O-Cs, 2 — Sb-Cs, 3 — Bi-Ag-O-Cs,
4 — Sb-Na. K-Cs.
ластей применения фотоэлемента обычно руководствуются
следующими соображениями:
1. Для о ближней инфракрасной области спектра
J> 8000 А) пригоден только серебряно-кислородно-цезие-
вый фотокатод. В тех случаях, когда инфракрасная чув-
ствительность не является необходимой, применение этого
катода нецелесообразно из-за его высокой термоэмиссии,
затрудняющей применение фотоэлемента в условиях слабой
освещенности, а также из-за сравнительно низкой интеграль-
ной чувствительности.
2. В приборах, служащих приемниками излучения
в узкой спектральной области (чаще всего в синей части
Таблица 3.2
Параметры фотокатодов основных типов для видимой и ближней инфракрасной областей
спектра
Тип катода ^•max ’ Максимальный квантовый выход ^max 4, A scp Smax Плотность термотока t'T, а/см*
мка!. IM
Ag-0-Cs 8000—8500 0,003—0,005 12 000—15 000 20—40 60 lO-ia—Ю-n
Sb-Cs 4200—4800 0,20 -0,30 6000—7000 40-80 120 io-i®—ю-i»
Sb-Cs-0 4400-4900 0,18-0,20 7500 80—100 180 IO-1*
Bi-Cs 3800 0,01 7500 3-5 20 IO-15
Bi-Ag-O-Cs 4500—5000 0,10 7500—7800 30—60 110 10-11—10-13
Sb-Li 3700 6200 25—30 40 < 10-1®
Sb-NaK 3700 0,25 6700 30—40 60 < 10-1®
Sb-NaK-Cs 4400 0,30-0,40 8700-9000 150—180 250 10-1’
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ [ГЛ.
§ a.il
ФОТОКАТОДЫ
127
спектра, например в спектрометрии, при регистрации све-
чения люминофоров и т. д.), наиболее целесообразно при-
менение катодов с высоким квантовым выходом в этом диа-
пазоне. Обычно в таких приборах применяют сурьмяно-
цезиевый фотокатод, теперь все шире используют и много-
щелочные катоды, обладающие меньшим термотоком.
Рис. 3.20. Спектральные характеристики некоторых фотокатодов, из -
готовленных в колбе с увиолевым окном.
I — Sb-Na ^1“-). 2 — Sb-K 3 —InSb(Cs), 4 — Sb-Na,
K-Cs (90*5“ \ _ Sb-CsflOO—Y е - Ag-O-Cs (зО —Y
3. Там, где требуется малый ток термоэмиссии (при ра-
боте со слабыми световыми сигналами), весьма ценен катод
типа Na2K-Sb или (KCs)Sb.
4. В телевидении и других областях, требующих равно-
мерной чувствительности во всем видимом диапазоне излу-
чения, находит применение Bi-Ag-O-Cs-катод. Однако и
здесь многощелочной фотокатод (Na2K)Sb-Cs может с ним
конкурировать.
Фотокатоды для ультрафиолетовой области спектра.
Из всех рассмотренных выше технических фотокатодов наи-
большей чувствительностью в ближней ультрафиолетовой
области спектра обладают сурьмяно-цезпевые и многоще-
лочные фотокатоды. Спектральные характеристики этих
катодов показаны на рис. 3.20.
128
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
Рис. 3.21. Спектраль-
ные характеристики
Mg-фотокатода (/) и
фотокатода из сплава
Mg + 5% Ва (2).
В некоторых случаях приема ультрафиолетовой радиа-
ции чувствительность фотокатодов к видимому излучению
нежелательна. Фотокатодами, спектральные характеристики
которых целиком лежат в ультрафиолетовой области спектра
(Хо<^ 4000 А), могут служить катоды из большинства чи-
стых металлов. Наибольшее распро-
странение получили катоды из маг-
ния, напыляемого в вакууме на под-
ложку из увиолевого стекла, а также
пленки кадмия, тантала, никеля,
вольфрама и др. Недостаток металли-
ческих катодов — пологий ход спект-
ральной характеристики вблизи по-
рога фотоэффекта, низкий квантовый
выход в ближней ультрафиолетовой
части спектра (-« 103). Так, фото-
катоды из магния, обладающего длин-
новолновой, границей фотоэффекта
?.о = 3300 А, в области Х= 2537 А
имеют спектральную чувствительность
0,2—0,3 Maiem, т. е. квантовый
выход У л- 1,5- 10 3.
Более крутым фронтом спектраль-
ной характеристики и селективным ее
характером обладают бинарные си-
стемы из двух металлов. Полупроз-
рачные магниево-серебряные фотока-
тоды имеют в той же области спектра
чувствительность 0,6 — 0,9 ма/вт
[191. Применяют также фотокатоды,
полученные на основе сплава магния с барием. Чувстви-
тельность этих катодов, соответствующая максимуму спек-
тральной характеристики (Апах = 2900 А), достигает
17 ма1вт (У««0,07). Длинноволновая граница фотоэф-
фекта соответствует А, ~ 4000 А (рис. 3.21) [20].
Из полупроводниковых катодов чувствительным при-
емником ультрафиолетового излучения может служить
сурьмяно-калиевый катод, обладающий в области длин
волн порядка 3000 А спектральной чувствительностью
S? 30 ма!вт. Спектральная характеристика его показана
на рис. 3.20. Там же приведена спектральная характера-
§ 3.1]
ФОТО КАТОДЫ
129
стика фотокатода из антимонида индия, обработанного це-
зием [21]. Менее эффективны катоды типа Na8Sb.
Особый интерес представляют фотокатоды для «солнечно-
слепых» приемников. Полосой солнечной слепоты называют
область спектра в интервале длин волн 2200—2900 А,
соответствующую сильному поглощению излучения озоном
земной атмосферы (в солнечном спектре практически от-
сутствует излучение с
такими длинами волн).
Солнечно-слепые при-
емники, чувствительные
Рис. 3.23. Спектральные характе-
ристики Cs2Te (/) и Rb2Te (2)
(в колбе из увиолевого стекла).
Рис. 3.22. Спектраль-
ная характеристика
Cs2Te.
только в этом узком участке спектра, могут работать без
защиты от естественного освещения.
Наилучшие фоточувствительные материалы для таких
приемников — теллуриды цезия и рубидия (Cs2Te и Rb2Te)
[22]. Эти полупроводники со сравнительно большой шири-
ной запретной зоны (почти прозрачные в видимой области
спектра) относятся к группе эффективных фотокатодов.
Они обладают большой крутизной спектральных характе-
ристик и высоким квантовым выходом вблизи порога фото-
эффекта. Спектральная характеристика Cs2Te показана на
рис. 3.22. При пороге фотоэффекта % 3300 А квантовый
выход этого катода в области Хтах = 2800 А достигает
130
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
значения У^. 0,2 — 0,3. Спектральная характеристика ру-
бидиевого теллурида несколько сдвинута в область более
коротких волн (Zraax = 2600 А) и отличается еще большей
крутизной спада вблизи порога фотоэффекта: при [измене-
нии длины волны от 2500 до
3000 А квантовый выход его сни-
жается на два порядка (рис. 3.23).
В более глубокой ультрафио-
летовой области применяют плен-
ки галоидных соединений щелоч-
ных металлов: CsJ, CsBr, RbJ,
КВг, а также CuJ. Спектраль-
ные характеристики их показа-
ны на рис. 3.24 [23].
§ 3.2. Оптические свойства
фотокатодов
W00 1500 2000^ 2500 р^ак было показано в § 3.1,
’ фотокатоды представляют собой
Рис. 3.24. Характеристики пленК11 ПОЛУПРОВОДНИКОВОГО Ма-
материалов, чувствительных J г
в далекой ультрафиолетовой териала, состав и структура ко-
части спектра. торого формируются в вакууме.
1 - CsBr, 2 — CsJ, 3 — RbJ,
4 — КВг, 5 — CuJ.
Некоторые из них однородны по
всему объему (Sb-Cs, Sb-Na,
K-Cs), другие представляют срав-
нительно сложные образования, включающие в себя под-
ложку, основной полупроводниковый слой («промежуточ-
ный слой» по старой терминологии) и пленку адсорби-
рованных на поверхности атомов (Ag-0-Cs) *).
В фотоэлектронных приборах фотокатоды выполняют
в виде пленок, нанесенных либо на металлическую пла-
стинку, либо на внутреннюю поверхность стеклянной колбы
(последнее — чаще). Толщину фоточувствительных пленок
выбирают различной в зависимости от направления освеще-
ния катода. Можно подразделить фотокатоды на два основ-
ных типа: сравнительно толстые (массивные) непрозрачные
катоды, освещаемые с фронта, т. е. со стороны эмитирующей
*) Устаревший термин «сложные фотокатоды», которым иногда
пользуются, предполагает обязательное наличие всех трех элемен-
тов в любом эффективном неметаллическом катоде.
§ 3-21
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ФОТОКАТОДОВ
131
поверхности, и тонкие полупрозрачные катоды, в которых
фотоэлектронная эмиссия осуществляется на просвет, т. е.
катод освещается с тыла, со стороны стеклянной подложки.
Современное развитие фотоэлектронных приборов идет по
пути все более широкого использования полупрозрачных
фотокатодов. Толщина даже толстых катодов, ограниченная
условием обеспечения достаточно высокой поперечной про-
водимости полупроводникового слоя, обычно не превышает
десятых долей микрона; полупрозрачные фотокатоды обла-
дают толщиной порядка 200 -300 А.
Фотоэлектронная эмиссия — явление объемное, и вели-
чина фототока определяется не всем падающим на поверх-
ность световым потоком, а количеством лучистой энергии,
поглощенной в той части фоточувствптельного слоя, из ко-
торой могут эмитировать электроны. Следовательно, чув-
ствительность фотокатода изменяется при изменении его
толщины и направления падения на него светового потока.
Если отвлечься от оптических явлений на границах фото-
чувствительного слоя с вакуумом и подложкой, то легко
видеть, что при фронтальном освещении чувствительность
фотокатода растет при увеличении толщины фоточувствп-
тельного слоя лишь до тех пор, пока эта толщина не достиг-
нет величины, соизмеримой со средней глубиной выхода
фотоэлектронов. Если а — коэффициент поглощения света
материалом фотокатода, ар — коэффициент поглощения
электронов (по Спайсеру, принимая, что рассеяние фото-
электронов в объеме полупроводника носит диффузный ха-
рактер, т. е. может быть описано экспоненциальным зако-
ном), то величина фототока оказывается пропорциональной
интегралу:
<!
I '~'J\ aF^e~ai'poe~9xdx,
6
где р0 — вероятность выхода фотоэлектронов, возбужден-
ных на поверхности фотокатода (рис. 3.25, а).
Тогда
а
^aFoPo J e-^xdx = -^Fopo(l~e-^a).
при фототок 1 стремится к постоянному пре-
5*
132
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
(ГЛ. 3
дельному значению
Лпах — Const — а Р0Р0-
Для слабого поглощения света а
1 — CaloFopo,
<f (₽-v)
и
т. е. фототок пропорционален доле светового потока, по-
<Рогтюкатод
Рис. 3.25. Зависимость затуха-
ния излучения F (х) в фоточув-
ствительном слое и вероятности
выхода фотоэлектронов р (х) от
глубины окисления при прямом
(а) и обратном (б) освещении.
глощаемого в слое толщиной
й — 10.
Если учесть, что часть па-
дающего светового потока от-
ражается на границевакуум—
катод (отражением от подлож-
ки можно пренебречь, считая
катод бесконечно толстым), то
получим зависимость фотото-
ка от оптических параметров
фоточувствительного слоя:
/ = 6(1-/?)/^.
Коэффициент отражения 7?
можно выразить через опти-
ческие постоянные материала
катода п и k [п — показатель
преломления, k — показатель
поглощения, связанный с
коэффициентом поглощения а
соотношением а = k\. По
л /
формуле Бера для отражения
от поглощающих сред
(П-1Е + Г-
Л (п + 1)2 +А2’
1 Р 4п
A (n+I)2 + А2’
Тогда чувствительность фотокатода при толщине слоя
Равна
с_ 7_4п ct
~ К ~ (Я- I)2 + й2 ’ aT(W
§ 3.2]
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ФОТОКАТОДОВ
133
Из формулы видно, что в материалах с большим коэффициен-
том поглощения k (например, в металлах) вследствие зна-
чительного отражения поглощается лишь незначительная
доля лучистой энергии, причем на очень малой глубине.
Чувствительность таких материалов мала.
Чувствительность полупрозрачных фотокатодов, в ко-
торых осуществляется фотоэлектронная эмиссия на про-
свет, достигает максимального значения при вполне опре-
деленной оптимальной толщине фоточувствительного слоя.
При меньшей, чем оптимальная, толщине поглощение в слое
недостаточно, при большей толщине затрудняется выход
фотоэлектронов. Приведем приближенный расчет без учета
оптических явлений на границах сред.
На расстоянии х от границы фоточувствительной пленки
с подложкой (рис. 3.25, б) в слое толщиной dx поглощается
часть излучения
dFx = aFoeaxdx.
Вероятность выхода фотоэлектронов, возбужденных в этом
слое,
р (х) = рое~<л1~х^.
Фототок
it
I~aFopo \e-a'e-<d-x^dx= FcpOp--- (e~ad--exd).
о pa
Оптимальная толщина фоточувствительного слоя соответ-
ствует условию
= FoPoTT^ (₽е ₽d — ае ad) = °
\О.л /при x = d р — a '
или
= aerj<',
т. е.
^0 „ р In п ----: 7. . In CtZn .
a —р Р а —(1//0) 0
Поскольку коэффициент оптического поглощения а и
глубина выхода фотоэлектродов /0 зависят от длины волны
падающего излучения, максимальная спектральная чув-
ствительность для разных длин волн получается при разной
оптимальной толщине полупрозрачного фотокатода.
134
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
Анализируя полученное выражение, можно видеть, что
для работы в области больших длин волн (а и, вероятно,
/0 уменьшаются с увеличением длины волны излучения)
оптимальная толщина фотокатода должна быть боль-
шей, чем для работы в области коротковолнового излу-
чения.
При’’”изменении толщины фоточувствительного слоя
кроме чувствительности будет изменяться и форма спек-
тральной характеристики фотокатода: чем толще катод,
, тем выше его чувстви-
тельность в длинновол-
новой области спектра и
меньше — в коротковол-
новой. Варьируя толщи-
ну слоя, можно по жела-
нию изменять положение
селективных максиму-
мов на спектральной ха-
рактеристике фотокато-
да. На рис. 3.26 показаны
4000 6000 6000 10000 „ экспериментально полу-
ченные "относительные
Рис. 3.26. Спектральные характери-
стики Ag-O-Cs-фотокатода при раз-
личной толщине фоточувствительного
слоя (освещение с фронта).
Толщина слоя, определенная глубиной окис-
ления серебра, возрастает от первой кри-
вой к четвертой.
спектральные характе-
ристики полупрозрачно-
го Ag-O-Cs-фотокатода с
различной толщиной фо-
точувствительного слоя.
Полученные выше
формулы лишь в общих
чертах отражают характер зависимости чувствительности от
толщины и оптических параметров фоточувствительного слоя.
Для точного расчета оптимальной толщины фотокатода необ-
ходимо учитывать все оптические явления, происходящие
на границах системы и в самом слое (многократное отраже-
ние от границ сред). В результате интерференционных явле-
ний экспериментально полученные зависимости фототока
реальных катодов от их толщины обнаруживают периодиче-
ский характер. Колебания фототока постепенно затухают
по мере увеличения толщины катода, а положение экстре-
мумов смещается при изменении длины волны. Эксперимен-
тальные кривые I = f (d) для фронтального и тылового
§ 3.2]
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ФОТОКАТОДОВ
135
освещения полупрозрачного сурьмяно-цезиевого фотокатода
показаны на рис. 3.27.
Для точного определения доли излучения, поглощенной
в фоточувствительной пленке (и объемного распределения
поглощения в слое), необходимо знать оптические кон-
станты материала фотокатода и его толщину. Прямое изме-
рение толщины фотокатода невозможно: фоточувствитель-
ные пленки формируются в вакууме и мгновенно разру-
шаются на воздухе. Для определения оптических констант
и толщины фотокатодов обычно пользуются специально
изготовленными приборами, в которых фотокатод наносится
на дно колбы в виде слоя
переменной толщины с из-
вестным относительным
распределением толщины
вдоль клина, определяемым
геометрией распыления
первичной пленки. На та-
ком клинообразном фото-
катоде отчетливо видна ин-
терференционная картина,
состоящая из темных и свет-
лых полос — экстремумов
отражения. По расстоянию
Рис. 3.27. Зависимость фототока
(в относительных единицах) от тол-
щины слоя Cs3Sb при прямом (7) и
обратном (2) освещении (Х=6300 А).
между первыми интерференционными экстремумами, полу-
чающимися при освещении катода, можно приближенно оп-
ределить его толщину в различных участках клина.
Выражение, связывающее величины коэффициентов от-
ражения 7? и пропускания т слабопоглощающих пленок с их
толщиной и оптическими постоянными п и k материала
(см., например, [24]), позволяет определить п и k фотокато-
дов. По методу Мурмана можно определить эти постоян-
ные и путем подбора их значений, обеспечивающих совме-
щение экспериментальных кривых I = f (Д с расчетными
125], либо с помощью графоаналитических вычислений [26].
Позднее Мале [27] использовал метод одновременного
определения оптических констант и толщины полупрозрач-
ных пленок, не требующий изготовления интерференцион-
ного клина. Этот метод позволяет рассчитывать п и k по
измеренным значениям коэффициентов пропускания т и
отражения при фронтальном R и тыловом R’ освещении
136
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
пленок, нанесенных на прозрачную плоскопараллельную
подложку.
Оптические параметры сурьмяно-цезиевого фотокатода
исследованы в настоящее время довольно полно. Спектраль-
ные зависимости показателей преломления п и поглоще-
ния k, полученные Меламидом для катода оптимальной тол-
щины, изображены на рис. 3.28 [26]. При общей тенденции
к увеличению п с уменьшением длины волны (п = 3,4 при
Рис. 3.28. Спектральная зависимость оптиче-
ских параметров п и k Sb-Cs-фотокатода.
/.== 4000 А и 2,3 при /. ^> 6000 А) на приведенной
характеристике отчетливо видны области аномальной дис-
персии, соответствующие полосам поглощения Cs3Sb. Коэф-
фициент поглощения а этого катода велик в коротковолно-
вой области (ос = 4,4 • 105 с.и 1 при X = 4000 А) и быстро
падает (более чем на порядок) при увеличении длины волны
до 7000 А, соответствующей порогу фотоэффекта. Оптималь-
ная толщина сурьмяно-цезиевого фотокатода, обеспечиваю-
щая наибольшую чувствительность в сине-зеленой части
спектра, составляет dom 270 А. В области таких малых
толщин наблюдается зависимость п и k от толщины катода:
при ее уменьшении п снижается, a k несколько возрастает.
На практике контроль толщины полупрозрачных фото-
катодов осуществляют измерением прозрачности испаряе-
мого первичного сдоя (сурьмы в случае сурьмяно-цезиевого
катода), связанной с толщиной катода экспериментально
§ 3.2]
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ФОТОКАТОДОВ
137
установленными соотношениями. Соотношение между тол-
щиной фотокатода и толщиной первичного слоя металла
определяется так называемым «коэффициентом разбуха-
ния», или «цезиевым фактором». Для сурьмяно-цезиевых
фотокатодов он в среднем равен 7,5.
Оптические постоянные серебряно-кислородно-цезиевых
фотокатодов обнаруживают примерно такую же зависи-
мость от толщины слоя, но начинающуюся при вдвое боль-
ших толщинах. Спектраль-
ная зависимость п и k у
этих катодов иная: показа-
тель преломления п растет
в длинноволновой области
спектра при увеличении X
(от значения п 1,7 при
X = 6000 А,до п 2,3 при
X = 12 000 А), а показатель
поглощения k падает, про-
ходя через максимум в об-
ласти X «е 5000 А (рис.
3.29). Максимальный коэф-
фициент поглощения а №
№2,5- 105сл«~1.Между форма-
Л, 4
Рис. 3.29. Спектральная зависи-
мость оптических параметров п nk
Ag-O-Cs-катода.
ми спектральных зависимостей поглощения ифототока нет от-
четливой корреляции, как у сурьмяно-цезиевого катода [28].
Необычный вид дисперсионной кривой п = f (X), обнару-
женный у Ag-O-Cs-катода, характерен для некоторых ме-
таллов в области больших длин волн (например, для се-
ребра). Это также говорит в пользу предположения об
участии в фотоэмиссии коллоидальных металлических
вкраплений Ag (или сплава AgCs, по предположению
Н. С. Хлебникова).
Оптические постоянные многощелочных фотокатодов
были определены с помощью комбинированного метода Мур-
мана и Мале [29]. Характер зависимостей п (л) и k (7)
иллюстрируется рис. 3.30. о Аномальная дисперсия в об-
ласти длин волн 4000—4500 А (соответствующая максимуму
спектральной чувствительности катода) указывает на суще-
ствование в этой области резко выраженной полосы собствен-
ного поглощения. Толщина donT полупрозрачных много-
щелочных фотокатодов, соответствующая максимальной
138
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
интегральной чувствительности при о освещении катода с
тыла, составляет примерно 300—350 А.
Экспериментально установленный факт, что чувствитель-
ность полупрозрачных фотокатодов оптимальной толщины
(любого типа) при их освещении с тыла всегда в 1,5—1,7 раза
превышает чувствительность, которой они обладают при ос-
вещении с фронта (см., например, рис. 3.27), может быть
объяснен чисто оптическими факторами. Из полученных
Рис. 3.30. Оптические постоянные
многощелочного фотокатода.
Рис. 3.31. Ход светового луча
при прямом (а) и обратном (б)
освещении катода.
величин п и k следует, что коэффициент отражения света на
границе катод—вакуум всегда значительно (в 2—3 раза)
превышает коэффициент отражения на границе катод —
стекло (поскольку п фотокатодов выше п стекла). Поэтому
при тыловом освещении в фоточувствительную пленку про-
никает больший световой поток, чем при фронтальном осве-
щении со стороны вакуума. На рис. 3.31 схематически пока-
зан ход светового луча при фронтальном и тыловом освеще-
нии катода. Доля отраженного света показана стрелками
соответствующей толщины, доля поглощенной энергии по-
казана двойной штриховкой. Рисунок наглядно иллюстри-
рует разницу в потерях на отражение света при различных
направлениях светового потока. При изменении направле-
§ 3.2]
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ФОТОКАТОДОВ
139
Рис. 3.32. Спектральные харак-
теристики полупрозрачного Ag =
— О =Cs = фотокатода при пря-
мом (/) и обратном (2) освеще-
нии.
ния светового потока несколько изменяются и спектраль-
ные характеристики чувствительности катодов. На рис. 3.32
это показано для Ag-O-Cs-фотокатода.
Повышение эффективности использования света в фото-
катодах в результате снижения потерь на отражение, про-
пускание и нефотоэлектрическое поглощение света за пре-
делами слоя, из которого фотоэлектроны могут выходить,—
задача чрезвычайной важности. Проблема максимального
использования светового потока для создания фотоэлектро-
нов представляет собой, по существу, проблему оптического
повышения чувствительности
фотокатодов.
Известные величины опти-
ческих констант фотокатодов
и глубины выхода фотоэлек-
тронов могут дать возмож-
ность рассчитывать поглоще-
ние света в поставляющем
фотоэлектроны слое катода
Для любых толщин фоточув-
ствительной пленки и для лю-
бых подложек. Выполненным
для сурьмяно-цезиевого като-
да расчетом [30] было пока-
зано, что эффективность ис-
пользования света в толстых катодах мала. Значитель-
ное повышение эффективности можно получить, исполь-
зуя даже при фронтальном освещении катодные пленки
с толщиной порядка глубины выхода фотоэлектронов, осо-
бенно при применении замкнутой сферической конструкции
фотокатода, в которой свет поглощается после многократ-
ного отражения от стенок. В такой конструкции дополни-
тельное повышение эффективности использования света
может быть получено при применении наружного зер-
кального слоя на баллоне.
Значительное оптическое увеличение чувствительности
плоских фотокатодов может быть достигнуто за счет
интерференции света при нанесении слоев оптимальной
толщины на хорошо отражающую подложку. Такое повы-
шение чувствительности непрозрачных сурьмяно-цезиевых
и многощелочных фотокатодов удалось получить путем их
140
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
изготовления в виде тонких слоев на зеркальной подлож-
ке из термически испаренного алюминия [30, 31].
На рис. 3.33 показан ход изменения коэффициента отра-
жения многощелочного фотокатода с толщиной 232 А
на алюминиевой подложке (расчетная кривая с эксперимен-
тальными точками). Как видно, при выбранной толщине
фотокатода вследствие интерфе-
ренционных явлений наблюдает-
ся глубокий минимум отражения
в области К~«5000 А, сопро-
вождаемый максимумом погло-
щения. При изменении толщины
катода область повышенного
Рис. 3.34. Зависимость инте-
гральной чувствительности
многощелочного фотокатода
от толщины слоя.
Рис. 3.33. Спектральная зависи-
мость коэффициента отражения
многощелочного фотокатода на алю-
миниевой подложке.
1 — катод на стекле, 2 — катод
на алюминиевой подложке.
поглощения смещается, что позволяет варьированием тол-
щины катода изменять его спектральную характеристику.
На рис. 3.34 показана зависимость интегральной чув-
ствительности многощелочного фотокатода на алюминиевой
подложке и части того же катода на стекле от толщины
слоя [26]. Как видно, при оптимальной толщине катода на
зеркальной подложке чувствительность его может быть уве-
личена вдвое. Таким способом были изготовлены много-
щелочные фотокатоды (для прямого освещения) с непрев-
зойденно высокой интегральной чувствительностью, до-
стигавшей у некоторых образцов 350 мка/лм.
§ 3.3]
УТОМЛЕНИЕ И СТАРЕНИЕ ФОТОКАТОДОВ
141
Следует упомянуть еще об одном методе увеличения
эффективности использования падающего излучения [321:
если направить световой поток
на фотокатод, нанесенный на
оптически плоское стекло, под
углом ср, обеспечивающим усло-
вие полного внутреннего отра-
жения:
Вакуум
Рис. 3.35. Оптическое уси-
ление чувствительности фото-
катода при полном внутрен-
нем отражении света в слое.
то луч будет многократно отра-
жаться от границ системы, не
выходя наружу, и в конце кон-
цов полностью поглотится фото-
чувствительной пленкой. Чув-
ствительность катода возрастет благодаря устранению по-
терь на отражение света. Схема освещения такого катода
показана на рис. 3.35.
§ 3.3. Утомление и старение фотокатодов
Чувствительность фотокатодов не остается неизменной
в течение срока службы прибора. Медленное изменение (как
правило, падение) чувствительности катода со временем,
наблюдающееся независимо от того, эксплуатируется при-
бор или просто хранится, называют старением фотокатода.
Старению подвержены как сложные полупроводниковые
катоды, так и чисто металлические. Объясняется старение
медленным изменением поверхностной структуры фоточув-
ствительного слоя, связанным с неидеальным вакуумом
в колбе прибора, с наличием незначительного натекания
газа в колбу по вводам, с газовыделением стенок колбы и
деталей прибора. Появление и миграция по поверхности
металлического катода чужеродных атомов, адсорбирую-
щихся на катоде из объема колбы, изменяют работу выхода
катода и ход спектральной характеристики вблизи порога
фотоэффекта. Сложные полупроводниковые катоды стареют
более интенсивно, так как, помимо появления на поверх-
ности адсорбированных пленок, в полупроводниковых
слоях возможны объемные диффузионные процессы, свя-
142
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
занные с физико-химическим обменом между слоем и газо-
вой фазой или слоем и подложкой.
Для рассмотренных в предыдущем параграфе техниче-
ских фотокатодов характерна постепенная стабилизация
свойств после их изготовления — при хранении приборов
без подачи напряжения и в темноте. При этом наиболее
значительные изменения чувствительности наблюдаются
в течение первых дней — до месяца — хранения приборов.
У фотокатодов разных типов чувствительность меняется
при хранении различно, причем характер изменения чув-
ствительности зависит от деталей технологического про-
цесса изготовления катода: от рода подложки, режима обез-
гаживания колбы, температуры и времени активирования
катодов и т. д. Но даже и при стандартной обработке като-
дов существует определенный разброс стабильности от
образца к образцу.
Кислородно-цезиевые катоды сравнительно стабильны
при хранении без протекания через прибор тока. Только
в припороговой области спектра — при измерении чув-
ствительности с фильтром, пропускающим инфракрасное
излучение, — наблюдается небольшое снижение чувстви-
тельности, стабилизирующейся после 10—15 дней хранения.
Хорошо сохраняется при хранении чувствительность и
сурьмяно-цезиевых катодов.
Наибольшая нестабильность обнаруживается у много-
щелочных катодов, причем чем выше чувствительность ка-
тода при изготовлении, тем больший спад ее наблюдается
в течение первых 10—20 дней после изготовления прибора.
В результате этого процесса чувствительность таких като-
дов может стабилизироваться на уровне «а 60—70% от
начального значения.
Действие освещения на фотоэлементы, хранящиеся без
подачи напряжения (без прохождения через них тока), об-
следовалось недостаточно. Свойства Ag-O-Cs- и Bi-Ag-O-Cs-
катодов, по-видимому, не изменяются при освещении; на
Sb-Cs- и многощелочные катоды освещение влияет сильнее.
Так, отмечалось изменение спектральной характеристики
Sb-Cs-катодов в результате освещения: чувствительность их
возрастает в области, близкой к порогу фотоэффекта [33].
Одновременно повышается ток термоэмиссии, растет про-
водимость слоя. Спектральная характеристика многощелоч-
§ 3.31
УТОМЛЕНИЕ И СТАРЕНИЕ ФОТОКАТОДОВ
143
ных катодов также несколько меняет форму при освещении:
изменяется относительная высота спектральных максиму
мов в области 3000—3700 А.
Изменение чувствительности фотокатодов в рабочем ре-
жиме (при подаче напряжения и освещения) называют утом-
лением катодов.
Чисто металлические катоды не обнаруживают утомле-
ния, являющегося характерной особенностью полупровод-
никовых фоточувствительных слоев. Наибольшее изменение
чувствительности (спад, а в отдельных случаях возрастание
с последующим спадом) происходит в первые несколько
часов после включения фотоэлектронного прибора. Затем
чувствительность стабилизируется, а при прекращении
освещения частично или полностью восстанавливается.
Каждое новое включение вновь вызывает утомление фото-
катода.
Характер и величина снижения чувствительности при
утомлении AS/S или А/// приФ = const зависят от типа фо-
токатода (и технологии его изготовления), от интен-
сивности освещения (величины фототока), напряжения на
коллекторе, температуры и других условий работы прибора.
При прочих равных условиях сильнее других утомляются
серебряно-кислородно-цезиевые катоды. Значительно
меньше (примерно в 4 раза) — сурьмяно-цезиевые, причем
сенсибилизированные кислородом катоды утомляются в
2—2,5 раза сильнее несенсибилизированных. В качестве
примера можно привести следующие опытные данные: чув-
ствительность Ag-O-Cs-катода при большой освещенности
(2500 лк) снижается за несколько часов работы на 60—80%
от начального значения. В тех же условиях чувствитель-
ность Sb-Cs (О)-катода уменьшается не больше чем на
40—50%. Висмуто-серебряно-цезиевые катоды по утомле-
нию близки к сурьмяно-цезиевым (несенсибилизирован-
ным). Об утомлении многощелочных катодов пока еще на-
коплен недостаточный материал; можно только утверждать,
что утомляются они сильнее, чем сурьмяно-цезиевые, но
слабее кислородно-цезиевых.
Общими для всех катодов являются следующие законо-
мерности процесса утомления:
1. Утомление возрастает с увеличением падающего на
катод светового потока или, точнее, с увеличением освещен-
144
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
ности катода. Так, например, чувствительность Ag-O-Cs-
катода снижается на 80% при освещенности 2500 лк, при
малой освещенности ( ^50 лк) она уменьшается всего на
15—20%. На рис. 3.36 приведены характеристики снижения
чувствительности серебряно-кислородно-цезиевого катода
при различных его освещенностях.
2. Даже при неизменной величине фототока (в режиме
насыщения) утомление катода увеличивается при возраста-
нии анодного напряжения, причем по-разному для различ-
ных катодов. Сильнее других влияние анодного напряжения
Рис. 3.36. Утомление Ag-O-Cs-фо-
токатода при различных освещен-
ностях.
сказывается на утомлении
сурьмяно-цезиевых и вис-
муте- серебряно - цезиевых
катодов, слабее —кисло-
родно-цезиевых. Поданным
Борзяка [34], изменение
анодного напряжения силь-
нее всего влияет на утом-
ление катодов, облучаемых
инфракрасным светом.
3. Четкая связь вели-
чины утомления с длиной
волны падающего на катод
света, по-видимому, отсут-
ствует. Наблюдающееся
многими авторами уменьшение утомления при увели-
чении длины волны [35] связано большей частью с из-
менением величины текущего через прибор тока при
различной спектральной чувствительности катодов. Бор-
зяк обнаружил утомление кислородно-цезиевых катодов
даже при облучении их инфракрасным светом с длиной
волны большей, чем пороговая длина волны, % )> Ао (что
позволило ввести понятие о пороге утомления, не совпа-
дающем с порогом фотоэффекта).
4. При охлаждении катодов утомление их увеличивается.
Напротив, нагревание или облучение инфракрасным светом
ускоряет процесс восстановления чувствительности после
выключения фотоэлемента.
5. В результате утомления фотокатодов чувствитель-
ность их понижается во всем спектральном диапазоне не-
равномерно, форма спектральной характеристики изме-
§ 3.3]
УТОМЛЕНИЕ И СТАРЕНИЕ ФОТОКАТОДОВ
145
няется (на отдельных участках ее чувствительность фотока-
тода может и повышаться). Характер изменения спектраль-
ной характеристики зависит от начальных свойств фотока-
тода, особенностей его спектральной характеристики: по-
разному утомляются катоды с ярко выраженными или слабо
намеченными максимумами спектральной характеристики.
На рис. 3.37 изображены спектральные характеристики
некоторых фотокатодов до и после утомления. Для фотока-
тодов всех типов характерно, что в результате утомления по-
рог фотоэффекта смещается (на величину порядка несколь-
ких сот ангстрем) в сторону более коротких волн, т. е.
Рис. 3.37. Изменение спектральных характеристик Ag-0-Cs (а) и мно-
гощелочного (б) фотокатодов в результате утомления.
1 — спектральная характеристика до утомления, 2 — после утомления.
в результате утомления повышается фотоэлектронная ра-
бота выхода. Эго не влечет за собой одновременного пониже-
ния термоэмиссии — напротив, часто наблюдается рост
термоэмиссии с катода при его утомлении.
6. Утомление фотокатодов сопровождается изменением
проводимости фоточувствительного слоя. Так, при изме-
нении чувствительности Ag-O-Cs-катодов в результате утом-
ления в 2—3 раза сопротивление их может возрасти на
2—3 порядка.
У Sb-Cs-катодов, напротив, наблюдается понижение
продольного сопротивления при утомлении.
7. При освещении какого-либо одного участка фотока-
тода утомляется весь катод, даже если освещенный и
146
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
темный участки изолированы друг от друга. Утомление фото-
катода можно наблюдать даже при постороннем потоке
электронов, например, от накаленного катода.
8. Характер изменения фототока во времени может быть
приближенно описан экспонентой (хотя истинный ход кри-
вой несколько сложнее). После выключения освещения
в течение некоторого времени наблюдается продолжение
спада чувствительности (последействие утомления), и только
после длительной выдержки в темноте чувствительность
фото катода восстанавливается.
9. Утомление Ag-0-Cs- и Bi-Ag-O-Cs-катодов носит об-
ратимый характер, повторяясь при каждом новом включе-
нии прибора. Чувствительность утомленных многощелоч-
ных катодов восстанавливается чрезвычайно медленно,
процесс этот ускоряется нагреванием катода (до 80—100° С).
Чувствительность Sb-Cs-катодов восстанавливается в тем-
ноте лишь частично либо вовсе не восстанавливается. Во
время повторной экспозиции Sb-Cs-катода при большой
освещенности чувствительность его изменяется меньше,
чем при первом утомлении (так, при освещенности 2500 лк
в течение 2,5 ч чувствительность Sb-Cs-катода падает на
50%, при повторном включении — всего на 10—20%).
При длительном утомлении в структуре Sb-Cs-катода по-
являются видимые на глаз необратимые изменения: в об-
ласти катодного ввода образуется желтое пятно, контакт
с вводом постепенно нарушается.
Как показали исследования, утомление представляет
собой процесс изменения не только поверхностной струк-
туры фоточувствительного слоя (работы выхода), но и
глубинный процесс изменения объемных свойств полупро-
водника, включая его энергетическую структуру. При
утомлении катода изменяются оптические свойства слоя
(снижается коэффициент поглощения), смещается граница
фотоэффекта, изменяется концентрация примесных центров.
Так, для Sb-Cs- и многощелочных катодов отмечают увели-
чение концентрации акцепторной примеси в результате
утомления.
С помощью спектрального анализа фоточувстви-
тельных пленок было установлено, что утомление много-
щелочных катодов сопровождается уменьшением содержа-
ния в них натрия и калия и уменьшением относительного
§ 3.31
УТОМЛЕНИЕ И СТАРЕНИЕ ФОТОКАТОДОВ
147
количества натрия по сравнению с калием. Изменяется и
форма кривых распределения фотоэлектронов по энергиям,
что также свидетельствует о глубоком изменении энергети-
ческой структуры вещества катода.
Относительно природы утомления до сих пор еще не
выработано общепринятой точки зрения. Тот факт, что
утомление свойственно лишь полупроводниковым катодам,
свидетельствует о существенной роли сопротивления полу-
проводникового слоя, т. е. наличия поля в толще катода,
тем большего, чем больше фототок U = IR. Увеличение
утомления при росте сопротивления охлажденных като-
дов подтверждает этот вывод. Снижение сопротивления слоя
(например, путем введения проводящих подложек) способ-
ствует уменьшению утомления катодов. Для этой цели,
например, под тонкие полупрозрачные сурьмяно-цезиевые
катоды наносят предварительно распыленные подложки
из хрома, обладающего высокой проводимостью в весьма
тонких слоях. Такой же эффект уменьшения утомления
достигается при введении дополнительного серебра в толщу
Ag-O-Cs-катодов.
Наличие поля внутри фоточувствительного слоя вызы-
вает, по-видимому, обратимые или необратимые электроли-
тические процессы (создает ионную составляющую проводи-
мости), приводящие к перераспределению структурных эле-
ментов катода. Изменение работы выхода катода можно от-
части объяснить втягиванием полем ионизированных атомов
щелочного металла с поверхности в глубь катода. Химиче-
ское взаимодействие их с материалом подложки обусловли-
вает необратимую долю утомления. Возможно и частичное
испарение с поверхности катода адсорбированных атомов
щелочных металлов — поглощение света вызывает некото-
рый нагрев фоточувствительного слоя. Измерения, произ-
веденные с Sb-Cs-катодом, показали, что температура
пленки при плотности фототока порядка 17 мка/см2 повы-
шается до 35° С; такой нагрев, вообще говоря, недостаточен
для объяснения спада чувствительности только вследствие
испарения цезия.
Помимо этих внутренних причин, связанных с особен-
ностями полупроводниковой структуры фотокатодов,
другой — и может быть основной — причиной утомления
служат чисто внешние факторы. Процесс прохождения
148
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
фототока через вакуумный промежуток сопровождается
бомбардировкой катода ионами остаточных газов, разруша-
ющих или химически отравляющих поверхность фоточув-
ствительного слоя. Фоточувствительный слой под воздей-
ствием ионной бомбардировки] может обедняться адсорбиро-
ванными атомами щелочных металлов (что сопровождается
повышением работы выхода, смещением порога фотоэф-
фекта), а нарушение равновесной концентрации адсорбиро-
ванных атомов может вызвать диффузию примесей из
объема, в результате чего изменяется как поверхностная,
так и объемная структура слоя. Прямое измерение давления
паров цезия в колбе с Sb-Cs-катодом показало, что при
подаче напряжения и освещении катода давление паров
цезия над катодом возрастает (при комнатной температуре
оно составляет.-.: Ю14 мм рт. ст., в колбах с Ag-O-Cs-като-
дом давление паров цезия порядка 10 16 мм рт. ст.) [36].
Электронный поток с катода бомбардирует противолежащие
элементы прибора — поверхность стеклянного баллона,
анод, — вызывая десорбцию газов из них. В колбах с сурь-
мяно-цезиевыми и многощелочными катодами обнаружено
значительное повышение давления водорода и метана при
прохождении тока [37].
Интенсивный сорбционный обмен через газовую фазу
между катодом и другими элементами прибора (стеклянной
колбой, металлическими электродами) приводит к измене-
ниям в составе фоточувствительного слоя, влияющим как
на общую чувствительность, так и на форму спектральной
характеристики катода.
Экспериментально установлено, что утомление кисло-
родно-цезиевых катодов удается сильно снизить уменьше-
нием открытой поверхности чистого стекла в колбе фото-
элемента [33].
Как видно, природа утомления фотокатодов сложна и
до конца не выявлена. Повышение стабильности фотокато-
дов достигается на практике путем эмпирически подбирае-
мых для приборов каждого типа режимов обработки,
специальных технологических приемов и подходящих подло-
жек. В отдельных случаях стабилизации чувствительности
катодов удается достигнуть тренировкой приборов — вы-
держкой их под специально подобранной нагрузкой (с осве-
щением и под напряжением).
§ 3.4]
КОНСТРУКЦИИ ФОТОЭЛЕМЕНТОВ
149
§ 3.4. Конструкции фотоэлементов
с внешним фотоэффектом
Фотоэлементы с внешним фотоэффектом представляют со-
бой двухэлектродные вакуумные приборы, оформленные
в стеклянном баллоне или в баллоне с увиолевым или квар-
цевым окном (для работы в ультрафиолетовой области
спектра). Форма баллона чаще, всего выбирается сфериче-
ской или цилиндрической.
Анод фотоэлемента выполняется в виде кольца из тонкой
никелевой проволоки, располагаемого в центре колбы;
в ряде конструкций в качестве анода используется испари-
тель металла (сурьмы, висмута — в зависимости от типа
фотокатода), необходимый для нанесения фоточувствитель-
ного слоя. В этом случае анод несколько смещают относи-
тельно центра колбы для того, чтобы не затенять поверх-
ности катода.
Катод фотоэлемента представляет собой фоточувстви-
тельный слой, нанесенный либо на внутреннюю поверхность
стекла колбы (площадью, равной примерно половине пло-
щади поверхности баллона), либо на металлическую пла-
стинку, изогнутую в форме полуцилиндра.
Вогнутая форма катода, освещаемого с внутренней сто-
роны (со стороны вакуума), повышает эффективность исполь-
зования падающего светового потока: отраженная часть
его поглощается другими участками катода. Если катод
выполнен в виде полупрозрачного слоя, освещаемого с
внешней стороны (со стороны стекла) — на просвет, — более
целесообразно нанесение фоточувствительного слоя на
плоскую поверхность — на торцовую часть цилиндриче-
ского баллона.
На рис. 3.38 схематически изображены основные типы
конструкций фотоэлементов.
Вывод катода, изготовляемого на стекле колбы, осуще-
ствляется с помощью впаянной в стекло платиновой (или
платинитовой) проволочки. Надежность контакта со слоем,
особенно в случае полупрозрачных катодов без металличе-
ской подложки, повышается путем покрытия небольшого
участка стекла в месте впая ввода проводящим слоем вжи-
гаемой в стекло платины, восстанавливаемой из специ-
альной пасты. Большая поверхность катода (^10 см2)
150
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
позволяет работать с рассеянными световыми потоками, со-
здающими малую освещенность на поверхности катода, что
чрезвычайно важно для уменьшения утомления. Кроме
того, освещение всей поверхности катода широким пучком
снижает влияние неравномерности чувствительности раз-
личных участков поверхности катода.
При средних освещенностях фотокатода величина ра-
бочего фототока в цепи фотоэлемента весьма мала, при ра-
боте с малыми световыми потоками приходится иметь дело
с токами порядка 10 9 — 10'10 а (и не выше 100 мка).
Рис. 3.38. Основные типы конструкций фотоэлементов с внешним
фотоэффектом.
кольцо
В этих условиях необходимо принимать специальные кон-
структивные меры для снижения тока утечки между элек-
тродами фотоэлемента, обеспечивая хорошую изоляцию
между выводами электродов. При монтаже выводов анода и
катода в общий цоколь (рис. 3.38, а) ток утечки по цоколю
не может быть сделан меньше чем 10 8 — 10 7 а. Для
уменьшения его разносят выводы электродов в различные
цоколи, имеющие форму колпачков (рис. 3.38, б), или
используют конструкции без цоколей с удлиненными нож-
ками. Наилучший эффект дает применение охранного
кольца между выводами катода и анода, позволяющего
исключить ток утечки как по наружной, так и по внутрен-
ней поверхностям баллона. Конструкции фотоэлементов
с охранным кольцом показаны на рис. 3.38, виг.
§ 3.5]
ТЕХНОЛОГИЯ ИЗГОТОВЛЕНИЯ ФОТОЭЛЕМЕНТОВ
151
§ 3.5. Технология изготовления фотоэлементов
Основной этап технологического процесса изготовления
фотоэлементов с внешним фотоэффектом — нанесение и
обработка фотокатода. Поэтому технология изготовления
фотоэлектронных приборов целиком определяется типом
применяемого катода. Тем не менее имеется ряд общих тех-
нологических вопросов, с рассмотрения которых и начи-
нается этот параграф.
Выбор сорта стекла. Стекло, которое выбирается для
изготовления фотоэлементов, должно быть оптически про-
зрачным в требуемом спектральном диапазоне и химически
стойким. Обычные сорта технических стекол, применяемые
в электровакуумном производстве (С89-1, С89-2, С90-1,
С49-1 и др.) хорошо пропускают видимые и инфракрасные
лучи (до 2—3 мк), но непрозрачны для ультрафиолетового
излучения уже при % = 3000—3500 А. Поэтому фотоэле-
менты, предназначенные для работы в ультрафиолетовой
области спектра, изготавливают в колбах из специальных
увиолевых стекол,о не имеющих примеси железа (прозрач-
ных до Z 2200 А), либо в колбах с впаянным окном из
кварца (прозрачным до % 1800 А) или из синтетического
сапфира (прозрачным до Z < - 1500 А). Кварц и сапфир
можно сваривать со стеклом типа С49-1 и С49-2.
В химическом отношении промышленные электровакуум-
ные стекла достаточно устойчивы (за исключением свинцо-
вого стекла С87-1, темнеющего в присутствии паров щелоч-
ных металлов и поэтому непригодного для изготовления
колб фотоэлементов).
Опыт показывает, что некоторые фотокатоды, особенно
чувствительные к внешним воздействиям, получаются более
эффективными, а главное — более стабильными, лишь
когда их наносят на стеклах с повышенной химической
стойкостью (например, на стекле С89-2). Таковы, например,
полупрозрачные серебряно-кислородно-цезиевые катоды.
В качестве вводов, обеспечивающих контакт с фоточув-
ствительным слоем, нанесенным на стекло, используют пла-
тиновую проволоку (диаметром № 0,2 мм), ввариваемую
в баллон так, что внутренний ее конец остается прижатым
к поверхности стекла. Замена платины на платинит требует
зачистки вваренного конца проволоки, окисляющегося
152
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
Г ГЛ. 3
при впаивании. Покрытие участка стекла около вывода
тонким слоем платины (восстанавливаемой из H2PtCl6
органическим восстановителем и прочно вжигаемой в стекло
при температуре 550° С), кроме улучшения контакта, пре-
дохраняет платинит от окисления. При изготовлении колбы
из стекла С-49 катодный ввод выполняют в виде молибде-
нового или коварового диска, ввариваемого в колбу с по-
мощью токов высокой частоты. Внутреннюю поверхность
металлического контакта покрывают платиновой или се-
ребряной пастой, восстанавливаемой также путем местного
Рис. 3.39. Катодный ввод,
вваренный в стеклянную
колбу.
термической обработке
нагревания. На рис. 3.39 пока-
заны образцы катодных вводов
фотоэлементов.
Анод и другая металлическая
арматура фотоэлементов (экра-
ны, испарители) изготавливают
из обычных вакуумных мате-
риалов, чаще всего из никеля,
предварительно очищенного и
обезгаженного. Основное уело
вие, которому должен отвечать
материал вспомогательной ар-
матуры, — это устойчивость при
прибора, исключающая испаре-
ние вещества и попадание загрязнений на стекло. Стек-
лянную колбу, на стенку которой наносится фоточув-
ствительный слой, тщательно моют с целью обезжи-
ривания и удаления следов минеральных солей и дру-
гих загрязнений. Обезжиривают колбу, наливая в нее
раствор хромпика (К2Сг2О,) в серной кислоте, после чего
колбу прополаскивают горячей дистиллированной водой
и слабым раствором (=« 2%) плавиковой кислоты. Кроме
того, применяют различные способы бескислотной очистки
поверхности стекла, например очистку поверхности
ультразвуком в щелочных или нейтральных ваннах. Хоро-
шие результаты дает дополнительная обработка поверхно-
сти стекла ионной бомбардировкой при тлеющем разряде
в кислороде.
Поскольку в состав всех современных фотокатодов вхо-
дят чрезвычайно химически активные щелочные металлы,
откачивают и обрабатывают фотоэлементы на вакуумных
§ 3.5]
ТЕХНОЛОГИЯ ИЗГОТОВЛЕНИЯ ФОТОЭЛЕМЕНТОВ
153
постах при высоком вакууме (не ниже 10 7 мм рт. ст.) с
обязательным вымораживанием паров масла диффузионного
насоса охлаждаемой жидким азотом ловушкой.
Современная тенденция к повышению степени и чистоты
вакуума при изготовлении стабильных и надежных элек-
тронных приборов весьма прогрессивна особенно при из-
готовлении фотоэлектронных приборов. В отличие от дру-
гих электронных приборов, фотоэлементы работают без
повышения температуры электродов (там нет накаливаемо-
го катода, способствующего «жестчению», улучшению ва-
куума в процессе работы). При комнатной температуре на
поверхности колбы и арматуры прибора образуются пленки
адсорбированных молекул, представляющих собой главным
образом конденсирующиеся пары масла и органической
смазки вакуумных кранов. Бомбардировка замасленных по-
верхностей электронным потоком приводит к накоплению
на них зарядов и к интенсивной десорбции газов. Поскольку
фотокатод представляет собой тонкую пленку большой по-
верхности с малой работой выхода, то он активно погло-
щает из газовой фазы наиболее «агрессивные» компоненты.
Таким образом, недостаточно высокий вакуум и замас-
ливание вакуумного баллона — одна из причин нестабиль-
ности работы фотокатода. В связи с этим следует настоятель-
но рекомендовать применение новых конструкций диффузи-
онных насосов с улучшенным маслоотражателем, введение
сорбционных ловушек для масла (на основе цеолитов или
алюмогелей), переход на бессмазочные металлические ва-
куумные затворы. Наиболее прогрессивными следует счи-
тать новые методы безмасляной откачки изделий с помощью
сорбционных и электроразрядных (или ионно-сорбционных)
насосов [38].
Чистые щелочные металлы, необходимые для активиро-
вания фотокатодов, получают непосредственно на вакуум-
ном посту в ампулах, привариваемых через штенгель к кол-
бе фотоэлемента. Для этого в ампулу закладывают никеле-
вую капсулу с таблетками, состоящими из солей щелочного
металла и восстановителя. Чаще всего для этого исполь-
зуют хроматы (или бихроматы) щелочных металлов, а в
качестве восстановителя — измельченный в порошок титан
или алюминий. Таблетки этой смеси устойчивы на воздухе.
Дозировку количества получаемого щелочного металла
' 154 ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ [ГЛ. 3
осуществляют путем выбора размера или числа закладыва-
емых таблеток с известным содержанием солей.
Предварительно обезгаженную никелевую капсулу перед
началом активирования фотокатода разогревают токами
высокой частоты, в результате чего соль щелочного металла
восстанавливается, и испарившийся металл конденсируется
на холодных стенках стеклянной ампулы. Для цезия реак-
ция восстановления из хромата такова:
4Cs2CrO4 ф- 5Ti 5TiO2 ф- 2Cr2O3 ф- 8Cs.
Начинается реакция при температуре 950—1000° С и
протекает с выделением тепла (экзотермически).
В процессе восстановления щелочных металлов выделя-
ется большое количество газов, не являющихся продук-
тами химической реакции, а обусловленных главным об-
разом наличием в исходных материалах летучих примесей
и адсорбированных газов. При этом давление в системе,
несмотря на непрерывную откачку, может повыситься до
10 2 мм рт. ст. и сопровождаться зажиганием высокоча-
стотного разряда. В состав выделяющихся газов входит
главным образом водород (до 90%), а также пары воды, ком-
поненты воздуха — азот, окись и двуокись углерода — и
углеводороды.
Во избежание появления загрязняющих налетов на
стекле, связанных с испарением различных примесей, со-
держащихся в таблетках щелочных смесей, в отдельных слу-
чаях, при изготовлении приборов с повышенными требова-
ниями к фотокатодам, операцию восстановления щелочных
металлов производят на отдельном вакуумном посту — вос-
становленный металл при этом перегоняется горелкой в
стеклянные капилляры (или шарики) с тонкими стенками,
которые в запаянном виде помещают в ампулу обрабаты-
ваемого фотоэлемента. Очищенный вакуумной перегонкой
металл вводят в объем колбы фотоэлемента, разбивая стек-
лянный капилляр нагреванием капсулы или ударом сталь-
ного бойка, перемещаемого магнитом.
Кислород, применяющийся при изготовлении большин-
ства фотокатодов для окисления исходных материалов или
для сенсибилизации активированного катода, обычно полу-
чают также на вакуумном посту в специальных резервуа-
§ 3.51
ТЕХНОЛОГИЯ ИЗГОТОВЛЕНИЯ ФОТОЭЛЕМЕНТОВ
155
рах. Для этого в стеклянный баллон закладывают неболь-
шое количество соединения, легко разлагающегося при на-
гревании с выделением чистого сухого кислорода. Чаще
всего для этой цели используют марганцовокислый калий
(КМпО4), разлагающийся с выделением кислорода при
нагревании баллона:
4КМпО4 -> ЗО2 + 4МпО2 + 2К2О.
Нагревание осуществляют либо с помощью газовой го-
релки (коптящим пламенем при температуре >=« 300° С),
либо электрической печью. Применяют также нихромовые
спирали, запаянные непосредственно в баллончики с мар-
ганцовокислым калием. Это позволяет плавно регулировать
скорость выделения кислорода путем изменения накала
спирали. Во избежание попадания твердых частиц в ва-
куумную систему баллончик с марганцовокислым калием
снабжают пористым фильтром из спеченного стекла (или
пробкой из стеклянной ваты). Медленное натекание кисло-
рода в фотоэлемент можно осуществить с помощью треххо-
довых капиллярных вакуумных кранов, допускающих и
прямую прокачку баллончика через широкую трубку. При-
меняют также металлические регулируемые натекатели.
Другой способ введения кислорода в фотоэлемент — на-
гревание гильзы, наполненной перекисью бария (ВаО2) и
помещенной в ампулу, которая приварена непосредственно
к штенгелю прибора. Гильзу с перекисью бария подвергают
обезгаживанпю в печи вместе с прибором. Разложение соеди-
нения с выделением кислорода начинается лишь при нагре-
вании гильзы до температуры ^800° С, что осуществляют
либо индукционными токами, либо током, текущим непо-
средственно через вваренные в ампулу вводы. Скорость
выделения кислорода легко регулируется изменением
накала.
Пленки металла (серебра, сурьмы, висмута) при изго-
товлении фотокатодов наносят на стекло методом термичес-
кого испарения этих металлов из специальных испарителей.
Конструкции испарителей могут быть самыми различ-
ными. Один из вариантов конструкции испарителя се-
ребра изображен на рис. 3.40. Здесь 1 — экран, защища-
ющий окно фотоэлемента от запыления, 2— вольфрамовая
156
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
спираль, охватывающая отрезок проволоки испаряемого
серебра, 3 — траверзы.
Спираль разогревается переменным током от сети; вклю-
чают ее через понижающий трансформатор. Часто приме-
няют нагревание спирали индукционным током, для чего
траверзы закорачивают так, чтобы они со спиралью обра-
зовали замкнутый контур, возбуждаемый высокочастотным
генератором.
Хрупкие металлы типа сурьмы напыляют не из вольфра-
мовой спирали, а из никелевой проволоки, на которую !их
предварительно наплавляют в виде
шарика (температура испарения
сурьмы невелика: ;;-600°С). При-
меняют также испарение металлов
(Sb, Bi, Сг), электролитически оса-
жденных на нить испарителя. При
этом толщину конденсирующейся
на стекле пленки можно контроли-
ровать по величине навески, рас-
пыляемой до основания. Использу-
Рис. 3.40. возможный ва- ют также’ испарители ленточного
риант конструкции испа- типа, в которых на тонкую лен-
рителя. точку никеля или тантала предва-
рительно наносится слой металла
(Sb, Bi) путем напыления из тигля на отдельной установке.
Рассмотрим теперь основные этапы технологии произ-
водства конкретных типов фотоэлементов.
1. Изготовление фотоэлементов с сурьмяно-цезиевым ка-
тодом (со слоем на стекле) [35]. Вымытые, просушенные
и смонтированные баллоны фотоэлементов направляют на
вакуумную обработку. При напайке на пост к колбам
фотоэлементов приваривают ампулы с цезиевыми таблетка-
ми. Подготовленные к вакуумной обработке колбы изобра-
жены на рис. 3.41.
Первый этап обработки фотоэлементов на вакуумном
посту—обезгаживание стекла колб при температуре по-
рядка 400—450° С в общей печи (по 10—20 шт. на каждой
вилке). Наличие в колбе испарителя сурьмы заставляет
ограничивать температуру нагревания прибора, удлиняя
время обезгаживания, поскольку при t = 300° С сурьма
начинает частично испаряться, При изготовлении массив-
§ 3.5]
ТЕХНОЛОГИЯ ИЗГОТОВЛЕНИЯ ФОТОЭЛЕМЕНТОВ
157
них фотокатодов с этим можно не считаться; при нанесении
весьма тонких слоев сурьмы для полупрозрачных фотока-
тодов необходимо либо снижать температуру прогревания
до 300—350° С, либо применять защиту сурьмы от прежде-
временного неконтролируемого испарения и окисления. Та-
кой защитой может служить либо
охлаждение испарителя (при выдвиж-
ной его конструкции), либо покрытие
навески сурьмы тонкой пленкой бла-
городного металла (Pt, Pd, Au или Ag).
Защищенная таким покрытием сурь-
ма начинает испаряться лишь при
температуре ^600° С.
После окончания прогревания
колб никелевую капсулу с цезиевой
смесью обезгаживают и восстанав-
ливают чистый цезий из соединения
(прогреванием токами высокой ча-
стоты).
Следующий этап — испарение сурь-
мы. Толщину испаренного слоя сурь-
мы контролируют визуально: при
изготовлении массивных катодов ис-
парение продолжают до момента ис-
чезновения светящейся нити лампы
накаливания, наблюдаемой сквозь
стенку колбы фотоэлемента. Полу-
ченный непрозрачный слой сурьмы
обладает серым цветом, типичным
металлическим блеском, толщина его
соответствует примерно 1500 А.
Для активирования катода в парах цезия обычно исполь-
зуют специальную активировочную печь, которую после-
довательно надевают на каждый обрабатываемый фотоэле-
мент. На электроды активируемого фотоэлемента подают
напряжение (100—150 в) для того, чтобы с помощью микро-
амперметра с набором шунтов (или многопредельного уси-
лителя) непосредственно наблюдать за ходом изменения фо-
тотока, текущего через формирующийся катод, освещаемый
постоянным источником. Активирование катода ведут при
непрерывной откачке прибора. В серийном производстве
Рис. 3.41. Колба фото-
элемента, напаивае-
мая на вакуумный
пост.
/ — испаритель сурьмы
(служит анодом фотоэле-
мента), 2 — катодный
ввод, 3 — никелевая кап-
сула с таблеткой, содер-
жащей соль цезия.
158
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
фотоэлементов с сурьмяно-цезиевым катодом широко при-
меняют групповой метод обработки фотоэлементов, когда
прогреванию в активировочной печи подвергают одновремен-
но 2—3 прибора, напаянные на общий штенгель. Контроль
изменения фототока осуществляют для одного из катодов.
По мере нагревания и выдержки обрабатываемых при-
боров при температуре активирования 150—180° С испаряю-
Рис. 3.42. Изменение фототока в про-
цессе активирования Sb-Cs-катода.
щийся в ампуле цезий
поступает в баллон фото
элемента и вступает во
взаимодействие со слоем
сурьмы. При этом обра-
зуется полупроводнико-
вое соединение сурьмы
с цезием, сначала отве-
чающее стехиометриче-
скому соотношениюСзЗЬ,
затем Cs3Sb2 (желтого
цвета, слабо фоточув-
ствительное), в дальней-
шем насыщающееся цезием вплоть до образования устой-
чивого соединения типа Cs3Sb интенсивно-красного цве-
та. После того, как вся сурьма прореагирует с цезием,
образовав насыщенное соединение, поглощение цезия пре-
кращается и избыток паров цезия откачивается.
Продолжение экспозиции катода в атмосфере паров
цезия может привести к появлению избыточной примеси
цезия в фоточувствительном слое, снижающей его эффек-
тивность (катод с оптимальными свойствами —• дырочный
полупроводник, избыток цезия может создать донорные
уровни в его решетке, что, помимо всего прочего, приведет
к повышению термоэмиссии). Кроме того, нежелательный
результат «перецезирования» — появление утечки по стеклу
вследствие адсорбции на нем избыточного цезия. Пример-
ный ход изменения фототока в процессе активирования ка-
тода показан на рис. 3.42.
При достижении максимального (установившегося) зна-
чения фототока прогревание прекращают, ампулу с остат-
ками цезия отпаивают. Охлажденный фотоэлемент можно
снимать с поста. Если фотокатод необходимо сенсибилизи-
ровать кислородом, то после охлаждения в фотоэлемент
§ 3.5]
ТЕХНОЛОГИЯ ИЗГОТОВЛЕНИЯ ФОТОЭЛЕМЕНТОВ
159
вводят кислород через узкий капилляр из баллона, в кото-
ром давление его составляет - ПО 3 мм рт. ап. При этом
фотоэлемент остается включенным в цепь измерения фото-
тока, и процесс сенсибилизации продолжают пока фототок
не вырастет в 1,5—2 раза, после чего начнется его снижение.
В момент начала спада фототока подачу кислорода прекра-
щают, и откачанный фотоэлемент отпаивают с поста.
Процесс обработки полупрозрачных сурьмяно-цезиевых
фотокатодов отличается от описанного только тем, что пер-
воначальный слой сурьмы испаряют до строго определен-
ной толщины, контролируемой по изменению прозрачности
стекла, на которое он напыляется. Контроль осуществляют
с помощью источника света с направленным световым пото-
ком и фотоэлемента с линейной световой характеристикой.
Толщину исходного слоя сурьмы выбирают в зависимости
от требуемой спектральной характеристики катода в пре-
делах 30—40 А (до 100 А), при этом прозрачность пленки
сурьмы т составляет 80—85% (до 50%) [39, 40].
2. Изготовление фотоэлементов с многощелочными ка-
тодами. Многощелочные фотокатоды делают чаще всего
полупрозрачными, хотя разработана и технология изготов-
ления массивных катодов [41].
Три щелочных металла (К, Na, Cs), необходимые для
обработки многощелочного катода, обычно вводят в фото-
элемент через один общий штенгель. Калий и натрий в виде
соответствующих таблеток их солей могут быть помещены
в общую ампулу, так как их можно восстанавливать одно-
временно. Последовательность в обработке сурьмы этими
металлами определяется различием давления их насыщаю-
щих паров (рк при 200° С составляет 10 3, a pNa 10 4 мм
рт. ст.) и соответственно разной температурой активиро-
вания. Цезий вводят в фотоэлемент после окончания обра-
ботки катода в парах калия и натрия, поэтому во избежание
отравления катода газами, выделяющимися при его вос-
становлении из солей, цезий помещают в отдельную ампулу
(через тройник) в виде предварительно перегнанного чистого
металла в стеклянной изоляции.
Процесс обработки многощелочного фотокатода состоит
из следующих операций:
а) Восстановление калия и натрия (при примерном ве-
совом соотношении исходных хроматов от 1: 1,25 до 1:2) [41].
160
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
б) Испарение сурьмы до толщины слоя соответствующей
прозрачности (т № 60%).
в) Обработка сурьмы калием. Для этого на ампулу с К
и Na надевают подогреватель («ампулочную печь»), колбу
фотоэлемента вместе с ампулой накрывают активировочной
печью и прогревают при температуре 180—220° С. Ампулоч-
ная печь обеспечивает интенсивную перегонку щелочных
металлов в баллон фотоэлемента благодаря градиенту тем-
пературы AZ 20—50° С.
Обработка калием считается законченной, когда ка-
тод приобретает характерный фиолетовый цвет, а ве-
личина постепенно возрастающего фототока достигает ма-
ксимального значения. После обработки калием инте-
гральная чувствительность катода составляет около
0,8—1 мка/лм.
г) Обработка катода натрием. Эту обработку осуществля-
ют, повышая температуру активировочной печи до 240—
250° С. Фототок снова начинает расти, цвет катода изменя-
ется, становясь коричнево-желтым. Фототок увеличивается
в 20—30 раз и снова проходит через максимум. Для удале-
ния избытка щелочных металлов фотоэлемент еще раз про-
гревают после отпайки ампулы с остатками К и Na. При
правильной дозировке щелочных металлов фоточувстви-
тельность катода несколько возрастает при охлаждении,
достигая значения 20—40 мка/лм.
Контроль процесса активирования фотокатода по мак-
симуму фототока может быть заменен (или дополнен) из-
мерением проводимости фоточувствительного слоя, для чего
необходимо иметь на катодном стекле два контактных ввода.
При достижении максимального фототока, т. е. при обра-
зовании насыщенного соединения типа A3Sb, проводимость
слоя становится минимальной. Избыток щелочного металла,
как и недостаток его, т. е. отклонение от стехиометрического
состава, приводит к увеличению проводимости полупровод-
никового слоя.
д) Обработка двущелочного катода цезием. Для этого
стеклянную ампулу с металлическим цезием разбивают и
прогревают катод в парах цезия при температуре 230—
240° С. Фототок снова возрастает в несколько раз, через
некоторое время появляется утечка по стеклу (измеряемая
с выключенной подсветкой). Цвет катода при обработке
§ 3.5]
ТЕХНОЛОГИЯ ИЗГОТОВЛЕНИЯ ФОТОЭЛЕМЕНТОВ
161
цезием не изменяется. Удаление избытка цезия прогрева-
нием еще повышает чувствительность катода.
Весь цикл обработки катода продолжается 1,5—2 ч.
Можно применять и групповой метод обработки многоще-
лочных катодов.
Описанный здесь способ изготовления фотоэлементов с
многощелочным фотокатодом не является единственно
возможным: калий и натрий можно также вводить из
отдельных ампул. Допустимо изменение последовательно-
сти их введения: так, сначала сурьму можно обрабатывать
натрием, потом — калием [42]. В некоторых приборах
щелочные металлы вводят не из ампул, привариваемых к
колбе через штенгель, а из таблеток солей, которые поме-
щены в никелевых капсулах внутри колбы. Необходимое
количество щелочного металла восстанавливают, прогре-
вая соответствующие таблетки прямым или индукционным
током.
В ряде приборов после удаления избытков цезия сенси-
билизируют катоды кислородом, что позволяет получать
спектральные характеристики катодов, сдвинутые в об-
ласть больших длин волн [42].
3. Изготовление фотоэлементов с серебряно-кислородно-
цезиевым катодом. Массивные непрозрачные серебряно-
кислородно-цезиевые катоды изготавливают в колбах с
предварительно осажденным на стенках слоем серебра (или
на металлических пластинках, покрытых серебром гальва-
ническим способом). Серебро наносят на стекло химическим
путем, осаждая его из раствора азотнокислого серебра при
реакции с органическим восстановителем. Окисление по-
верхностного слоя серебра (после обезгаживания колбы на
вакуумном посту) производят в тлеющем разряде в кисло-
роде. Давление кислорода при этом составляет '-0,5—
1 мм рт. ст. Разрядное напряжение на электроды фото-
элемента подают от трансформатора через ограничитель-
ное сопротивление короткими импульсами. По мере увели-
чения толщины пленки окисла на поверхности серебра
вид слоя серебра изменяется, приобретая яркую интерфе-
ренционную окраску, сначала желтую, затем синюю, фио-
летовую (сама окись серебра прозрачна). По цвету окис-
ленного серебра можно судить о толщине окисленного
слоя. Обычно окисление заканчивают на стадии сине-
6 Н. А. Соболева и до.
162
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
фиолетовой окраски (это соответствует толщине оксидной
пленки порядка нескольких сот атомных слоев).
После откачки кислорода в ампуле восстанавливается
цезий, и катод активируют в печи при температуре 180—
200° С. Поскольку серебряно-кислородно-цезиевый катод
представляет собой электронный полупроводник с низким
значением как фото-, так и термоэмиссионной работы выхода,
в процессе формирования катода одновременно с фотото-
ком растет и ток термоэмиссии с катода (практически парал-
лельно, так как разница между <рф и <рт незначительна).
Термоток с большой поверхности катода (примерно не-
сколько квадратных сантиметров) при температуре активи-
рования 200° С может достигать величины порядка
1СГ5—10 4 а. По изменению термотока удобно контролиро-
вать процесс активирования катода, не вводя внутрь акти-
вировочной печи осветительной лампы для измерения фото-
тока.
По достижении максимального значения термотока (после
чего следует быстрый его спад) прогревание катода пре-
кращают и ампулу с цезием отпаивают. Вторичным прогре-
ванием при той же температуре удаляют избыток цезия.
При этом термоток снова растет, достигая большего, чем
при активировании, значения. В момент начала медленного
спада термотока прогревание заканчивают. Чувствитель-
ность массивных серебряно-кислородно-цезиевых катодов
при серийном изготовлении фотоэлементов достигает ве-
личины порядка 30—40 мка/лм.
При изготовлении полупрозрачных серебряно-кислород-
но-цезиевых катодов исходную пленку серебра наносят на
стекло методом термического испарения. Толщину этой
пленки, оцениваемую по прозрачности (или по коэффици-
енту отражения со стороны стекла), можно варьировать,
добиваясь желаемой спектральной характеристики.
При испарении серебра отчетливо проявляется его
свойство коагулировать в очень тонких слоях, образуя
вместо сплошных пленок на стекле дисперсную систему
изолированных частиц. Это можно усмотреть из харак-
терного вида зависимости прозрачности пленки серебра
от толщины (времени конденсации). На рис. 3.43 пока-
зана такая кривая, из которой видно, что после на-
чального понижения прозрачности наступает «просветле-
§ 3.53
ТЕХНОЛОГИЯ ИЗГОТОВЛЕНИЯ ФОТОЭЛЕМЕНТОВ
163
ние» стекла, обусловленное разрывом пленки, и только в
более толстом слое образуется сплошное серебро, понижаю-
щее прозрачность до нуля и обладающее нормальной метал-
лической проводимостью.
Чаще всего для получения фотокатодов с высокой инте-
гральной чувствительностью серебро испаряют до дости-
жения минимума прозрачности (или максимума отражения).
Это соответствует прозрачности пленки порядка 35—40%
[44]. Структура напыленного слоя — однородность и раз-
меры отдельных зерен серебра — в сильной степени зависит
от режима испарения: от
скорости конденсации
серебра (от накала испа-
рителя), от температуры
подложки, степени ваку-
ума. Для получения одно-
родной мелкозернистой
пленки серебра испарять
его надо медленно на
холодную подложку и в
вакууме не хуже 106 мм
рт.ст. [16].
Окисление тонкой
пленки серебра во из-
бежание выгорания слоя
Рис. 3.43. Изменение прозрачности
тонкой пленки серебра в процессе ее
напыления.
около контактного ввода (из-за большого разрядного
тока порядка нескольких миллиампер) производят в высоко-
частотном разряде, индуцируемом в фотоэлементе через на-
ружный электрод, прижимаемый к поверхности катодного
стекла (без контакта с выводом). Пленка серебра окисляется
полностью, становясь почти совершенно прозрачной. Раз-
ряд зажигают короткими импульсами, числом и продол-
жительностью которых регулируют процесс окисления
серебра.
По мере превращения пленки серебра в окись ее сопро-
тивление возрастает, ток разряда вызывает ее интенсивное
нагревание, и при слишком длительном разряде можег на-
чаться диссоциация окиси серебра с образованием других
стойких соединений, неблагоприятно влияющих на фоточув-
ствительность катода (прозрачная пленка окисла при этом
несколько мутнеет). Это обстоятельство требует весьма
6*
164
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
тщательного подбора режима окисления для каждой кон-
кретной конфигурации фотоэлемента.
После откачки кислорода на слой окисленного серебра
напыляют.дополнительную пленку серебра. Прозрачность
при этом снова снижается на 20—40%. Активирование ка-
тода с избыточным свободным серебром в парах цезия про-
изводят обычным способом с контролем по максимальному
термотоку. Активированный! катод приобретает характер-
ный сине-фиолетовый цвет (на просвет).
После активирования катода и отпайки ампулы с цезием
на остывшую поверхность фоточувствительного слоя (имею-
щего чувствительность того же порядка, что и массивные
катоды) вновь напыляют серебро, измеряя при этом вели-
чину фототока при постоянном освещении катода через зе-
леный светофильтр. По мере дополнительного напыления
серебра чувствительность катода возрастает и проходит
через максимум. Прогревание обработанных таким способом
фотокатодов (на посту или после отпайки с поста) способ-
ствует повышению стабильности их работы и некоторому
снижению термоэмиссионного тока. Иногда прогревание
производят одновременно с тренировкой фотокатода, т. е.
при подаче на электроды напряжения и при освещении
катода [45]. При прогревании, по-видимому, ускоряется
процесс коагуляции серебра и формирования устойчивой
структуры фоточувствительного слоя. В некоторых случаях
готовый катод перед отпайкой с вакуумного поста подвер-
гают сенсибилизации кислородом, что также несколько по-
вышает его чувствительность. В результате такой тщатель-
ной обработки катода чувствительность его может быть
доведена до 50—60 мка/лм, а порог фотоэффекта растянут
вплоть до л0 1,4—1,6 мк.
4. Изготовление фотоэлементов с висмуто-серебряно-
цезиевым катодом (Bi-Ag-0-Cs). Висмуто-серебряно-
цезиевый катод применяют практически только в виде
полупрозрачных слоев. Поскольку при его изготовлении
необходимо испарять два металла, в конструкции фотоэле-
мента предусмотрен сложный двойной испаритель, позволя-
ющий независимо друг от друга подавать напряжения на
спирали, нагревающиесеребро и висмут. Последовательность
технологических операций обработки этого катода может
варьироваться. Один из способов обработки следующий.
§ 3.6J ХАРАКТЕРИСТИКИ И ПАРАМЕТРЫ ФОТОЭЛЕМЕНТОВ 165
Висмут, испаренный и осажденный в виде слоя с прозрач-
ностью «^40%, окисляют в тлеющем разряде до восстанов-
ления прозрачности. Затем на слой окисленного висмута
напыляют серебро (с прозрачностью «=60%). Активирова-
ние в парах цезия производят обычным способом с контро-
лем по фототоку. Избыточный цезий, как правило, не уда-
ляют и катод не сенсибилизируют [11].
Как видно из изложенного, процесс производства фо-
тоэлементов сложен, он требует высокой квалификации
работников и пока еще практически не механизирован. В
заводскую практику вводят сейчас отдельные элементы ав-
томатизации методов изготовления фотоэлементов: нагре-
вание печей с программным устройством, автоматически
изменяющим режим их работы, подачу разрядных импуль-
сов через реле времени, групповые методы обработки при-
боров, но все эти меры не вносят пока радикальных изме-
нений в существующую (лабораторную) методику. Проблема
полной автоматизации серийного производства фотоэле-
ментов с максимальной воспроизводимостью их параметров
ждет еще своего решения.
§ 3.6. Характеристики и параметры
фотоэлементов
Основные характеристики фотоэлементов следующие:
1. Спектральная характеристика, выражающая зави-
симость. чувствительности фотоэлемента от длины волны
падающего монохроматического излучения. Спектральная
характеристика определяет область спектра, в которой мо-
жет применяться данный фотоэлемент.
Форма спектральной характеристики определяется ти-
пом фотокатода, его толщиной, материалом подложки и окна
фотоэлемента. Спектральные характеристики приборов с
фотокатодами одинакового типа могут несколько разли-
чаться также в зависимости от конструктивных особенно-
стей прибора и технологии его изготовления.
С целью стандартизации параметров фотоэлектронных
приборов разработана система обозначения типовых спек-
тральных характеристик фотокатодов, применяющихся в
различных фотоэлектронных приборах. Некоторые из ти-
повых характеристик приведены на рис. 3.44. В табл. 3.3
166
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
дана расшифровка принятой нумерации спектральных ха-
рактеристик фотокатодов.
Таблица 3.3
Типовые спектральные характеристики фотоэлементов
Обозначе- ние спек- тральной характе- ристики Область спектраль- ной чувствитель- ности, А ^max’ & Тип фотокатода
С-1 6000—11000 8000±1000 Ag-0-Cs
С-2 4000—6000 4500Jr500 Sb-Cs, массивный
С-3 2150—6000 3800±500 Sb-Cs, в колбе с увиоле- вым окном
С-4 3300—6500 4200—4400 Sb-Cs, полупрозрачный
С-5 3000—8000 4000—5100 Bi-Ag-0-Cs
С-6 3000—6000 3900±500 Sb-Cs, на металлической подложке
С-7 3200—7500 5000±500 Bi-Ag-0-Cs
С-8 3000—8000 4250±500 Sb-Na, K-Cs
С-9 1600—6500 3900 ±500 Sb-Cs(O), в колбе с квар- цевым окном
С-10 2150—3500 (3000) 2250±100 Mg, в колбе из увиоле- вого стекла
С-11 3000—8500 4300±500 Sb-Na, K-Cs, полупроз- рачный
С-12 2500—6500 4100 ±500 Sb-Cs(O), в колбе с увио- левым окном
С-13 2150—8300 4000±500 Sb-Na, K-Cs, в колбе с увиолевым окном
С-14 2000—4000 2300—2800 Cs2Te
С-15 1600—6000 3800-4200 Sb-Cs, на кварцевой под- ложке
2. Световая характеристика, выражающая зависимость
фототока от светового потока при неизменном спектральном
составе его и при постоянном напряжении на электродах.
Световые характеристики вакуумных фотоэлементов ли-
нейны при небольших освещенностях фотокатода (вплоть
до плотности фототока в несколько десятков мка/см2). При
больших освещенностях наблюдаются отклонения от ли-
нейности световых характеристик — наклон графика зави-
симости I = /(Ф) снижается. Причина этого — утомление
фотокатода (снижение его чувствительности тем большее,
§ 3.6] ХАРАКТЕРИСТИКИ И ПАРАМЕТРЫ ФОТОЭЛЕМЕНТОВ
167
2000 3000 Ш 5000 6000 7000 8000
в)
300040005000 6000 7000
3000 4000 5000 6000 70008000
0) Л’Л
I-ис. 3.44. Типовые относительные спектральные характеристики
фотоэлементов.
а спектральная характеристика типа С-1, б — типа С-2, в — типа С-3, г —
типа С-6, д — типа С-7, е — типа С-11.
168
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
чем больше освещенность), а также появление зарядов
на стенках баллона и возникновение пространственного
заряда.
Значительные отклонения хода световой характеристики
от линейного наблюдаются у фотоэлементов, в которых по-
лупроводниковый фотокатод, нанесенный без проводящей
подложки на стекло баллона, обладает значительным про-
дольным сопротивлением. Вследствие падения напряжения
от протекающего по слою фотоэмиссионного тока потенциал
участков катода, удаленных от катодного ввода, может за-
метно отличаться от потенциала центральной области
(достигая значений, близких к потенциалу анода). При
небольших освещенностях катода это приводит к непол-
ному отбору фототока — часть электронов с центральной
области попадает на положительно заряженные периферий-
ные участки катодного слоя. Катод работает в ненасы-
щенном режиме, вследствие чего закон Столетова пере-
стает выполняться.
При больших освещенностях, когда разность потенциа-
лов между удаленными и центральным участками катода
достигает величины 50—100 в, фотоэлектроны, попадающие
из центра катода на периферийные участки, могут вызвать
вторичную эмиссию электронов, сопровождающуюся рез-
ким ростом тока в анодной цепи. Такая форма световой ха-
рактеристики часто наблюдается у фотоэлементов с сурьмя-
но-цезиевым катодом, нанесенным на стекло.
У полупрозрачных фотокатодов других типов также могут
обнаруживаться аномалии световых характеристик, свя-
занные с высоким продольным сопротивлением и неэквипо-
тенциальностью фоточувствительного слоя. Устранить этот
недостаток можно путем нанесения фоточувствительного
слоя на тонкую проводящую подложку (например, в каче-
стве подложек под тонкие сурьмяно-цезиевые фотокатоды
применяют слои хрома, поглощающие не более 10% све-
тового потока; применяют также прозрачные проводящие
подложки из двуокиси олова SnO2). Увеличение протяжен-
ности контактных покрытий путем нанесения на катодное
стекло кольцевого слоя испаренного металла (Al, Ag, Pt)
также уменьшает перепад напряжения на фоточувствитель-
ном слое. Катоды, изготовленные на металлической пла-
стинке, полностью свободны от описанного недостатка.
§ 3.6] ХАРАКТЕРИСТИКИ И ПАРАМЕТРЫ ФОТОЭЛЕМЕНТОВ ГбЭ’
На рис. 3.45 и 3.46 изображены световые характеристики
фотоэлементов с серебряно-кислородно-цезиевым катодом
и сурьмяно-цезиевым фотокатодом, обладающими высо-
ким продольным сопротивлением.
Применение фотоэлементов для измерительных целей
при больших световых потоках ограничено искажениями
линейного хода световой характеристики, при малых све-
товых потоках — наличием темнового тока и его флукту-
ациями.
3. Вольтамперная, или анодная, характеристика, выра-
жающая зависимость фототока от напряжения между элек-
тродами при неизменном световом потоке.
Вольтамперные характеристики вакуумных фотоэлемен-
тов изображены на рис. 3.47. Независимо от конструкции
фотоэлементов вольтамперные характеристики их представ-
ляют собой кривые с областью насыщения. Величина на-
пряжения, при которой фототок достигает насыщения,
зависит от размеров и конфигурации электродов и не-
сколько увеличивается с возрастанием светового потока
(влияние появляющегося пространственного заряда).
В случае катодов с высоким продольным сопротивлением
неэквипотенциальность фоточувствительного слоя (раз-
ность потенциалов между отдельными его участками) ска-
зывается и на форме вольтамперной характеристики: у та-
ких фотоэлементов отсутствует область насыщения фото-
тока. Фототок возрастает с увеличением напряжения и
может значительно превысить истинное значение тока фото-
эмиссии, в результате вторично-эмиссионного усиления.
Вольтамперные характеристики фотоэлемента с высо-
коомным сурьмяно-цезиевым катодом изображены на
рис. 3.48.
4. Частотная характеристика, выражающая зависимость
амплитуды переменной составляющей фототока от частоты
модуляции светового потока (частоты его прерывания). Ча-
стотная зависимость характеризует инерционность процесса
преобразования световой энергии в электрическую, связан-
ную либо с природой процессов переноса зарядов между
электродами, либо с наличием межэлектродной емкости
прибора (зависящей от конструкции прибора).
В вакуумных фотоэлементах инерционность может про-
являться только в области весьма высоких частот: время
170 ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ [ГЛ. 3
Рис. 3.45. Световая характеристи-
ка вакуумного фотоэлемента с
Ag-O-Cs-катодом.
Рис. 3.46. Световые характери-
стики фотоэлемента с Sb-Cs-ка-
тодом, обладающим высоким
продольным сопротивлением.
Кривая 1 снята при слабых све-
товых потоках, 2—при сильных.
Виден скачок вторично-эмисси-
онного усиления фототока.
Рис. 3.47. Вольтамперные ха-
рактеристики вакуумных фото-
элементов.
Рис. 3 48. Вольтамперные харак-
теристики фотоэлемента с высо-
ким продольным сопротивлением
фоточувствительного слоя.
§ 3.6] ХАРАКТЕРИСТИКИ И ПАРАМЕТРЫ ФОТОЭЛЕМЕНТОВ
171
пролета электронов при нормальных напряжениях и в при-
борах обычных размеров не превышает 10 8 сек', сам акт фо-
тоэмиссии можно считать безынерционным (10-14—10-12 сек).
Межэлектродная емкость фотоэлементов при сравни-
тельно большом расстоянии между катодом и анодом со-
ставляет величину, не превышающую 10—50 пф, и может
служить причиной спада частотной характеристики лишь
при работе фотоэлемента с весьма высоким сопротивлением
нагрузки.
Параметрами фотоэлемента в рабочем режиме являются:
а) спектральная и интегральная чувствительности, опре-
деляемые типом фотокатода и уже рассмотренные в § 1
этой главы;
б) величина темнового тока /т, т. е. тока, протекающего
в цепи фотоэлемента в отсутствие освещения. Темновой ток,
различный для фотокатодов разных типов, сильно зависит
от температуры окружающей среды.
Кроме того, важными характеристиками фотоэлемента
служат:
а) характер и величина утомления, определяющего ста-
бильность работы фотоэлемента во времени;
б) зависимость чувствительности фотоэлемента от окру-
жающей температуры.
Стабильность работы фотоэлемента определяется не
только типом фотокатода (хотя главным образом этим), но
и конструктивными особенностями прибора: объемом колбы,
соотношением поверхностей фотокатода и чистого стекла
баллона, материалом подложки, наличием газопоглоти-
теля, металлической арматуры, слюды и т. д. Относитель-
ной стабильности характеристик фотоэлементов можно
достичь, подвергая их после изготовления специальной
тренировке под напряжением и при освещении.
Изменение окружающей температуры вызывает некото-
рое изменение параметров фотоэлементов: при нагревании
выше 100° С снижается чувствительность (у некоторых фо-
тоэлементов до 50%), особенно в спектральной области
вблизи порога фотоэффекта, сильно (по экспоненциальному
закону) возрастает темновой ток. При нагревании до 150—
200° С наступают необратимые изменения свойств фотока-
тодов. При охлаждении прибора чувствительность фото-
катода также понижается, кроме того, растет сопротивление
172
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
полупроводникового слоя фотокатода, вызывая аномаль-
ный ход световой и вольтамперной характеристик, увеличи-
вается утомление фотокатода. На рис. 3.49 показана тем-
пературная зависимость чувстви-
тельности фотоэлемента с Sb-Cs-
фотокатодом. Рекомендуемый ин-
тервал рабочих температур фото-
элементов составляет от +50
до —20° С.
§ 3.7. Темновые токи и шумы
фотоэлементов
При измерении с помощью
фотоэлемента весьма слабых све-
товых потоков фототок может
оказаться одного порядка (или
даже существенно меньше) с тем-
Рис. 3.49. Зависимость чув-
ствительности фотоэлемента
с Sb-Cs-фотокатодом от тем-
пературы.
новым током, протекающим в цепи фотоэлемента в тем-
ноте. Непостоянство темнового тока во времени, сильная
зависимость его от окружающих условий (температуры,
влажности и т. д.) затрудняют компенсацию его путем
выбора соответствующей электрической схемы и делают
невозможным точное измерение слабых световых сигналов.
Пороговой чувствительностью фотоэлемента (или поро-
гом чувствительности) называют минимальную величину
светового сигнала, который может быть зарегистрирован
фотоэлементом с заданной точностью при наличии естест-
венных помех. Чем меньше этот минимальный сигнал,
тем выше пороговая чувствительность прибора. Наличие
темнового тока ухудшает пороговую чувствительность фото-
элемента.
Темновой ток фотоэлементов состоит из двух компо-
нент: 1) тока термоэмиссии катода и 2) тока утечки между
электродами. Величина плотности тока термоэмиссии опре-
деляется типом фотокатода: как уже выше было сказано,
наибольшего значения термоток достигает у серебряно-кис-
лородно-цезиевых фотокатодов. При комнатной темпера-
туре плотность термотока серебряно-кислородно-цезиевых
катодов лежит в пределах от 10~13 до 10 11 а! см2. Плотность
термотока сурьмяно-цезиевых катодов составляет 101'1—
§ 3.7]
ТЕМНОВЫЕ ТОКИ И ШУМЫ ФОТОЭЛЕМЕНТОВ
173
10'15 а!см\ многощелочных —10~18—10'15 а!см\ Наимень-
шей термоэмиссией обладают двухкомпонентные многоще-
лочные (Sb-Na, К)- и (Sb-K, Cs)-катоды (tT 10~18 а/см2').
Полный термоток фотоэлемента зависит от площади катода.
Понизить термоэлектронную составляющую темнового тока
можно только уменьшением поверхности фотокатода или
его охлаждением.
Другая, иногда более значительная, составляющая тем-
нового тока фотоэлемента — ток утечки между электродами.
Величина его определяется сопротивлением изоляции стекла
баллона и цоколя. Утечка по стеклу обусловлена не столько
объемной, сколько поверхностной проводимостью внутрен-
ней и внешней сторон колбы фотоэлемента. Внешняя элек-
тропроводность стекла возрастает во влажной атмосфере,
так как на поверхности стекла образуется тончайшая пленка
раствора электролитов, возникающая в результате гидро-
лиза силикатов, входящих в состав стекла. Поверхностная
проводимость при этом увеличивается на несколько поряд-
ков. С целью уменьшения влияния влажности некоторые
фотоэлементы выпускают с влагостойким покрытием колбы.
Например, фотоэлемент Ф-1 имеет колбу с внешним покры-
тием дихлорметилсиланом (CH3)2SiCl2, что обеспечивает
сохранение высоких изоляционных свойств стекла в усло-
виях повышенной влажности.
Причина проводимости внутренней поверхности баллона
фотоэлемента — конденсация на ней остаточных паров
цезия (или других щелочных металлов); адсорбированный
цезий может образовать проводящие мостики. Миграция
атомов цезия по внутренней поверхности баллона приводит
к нестабильности токов утечки — к медленным изменениям
сопротивления изоляции с течением времени.
При наличии цоколя суммарный ток утечки (по цоколю
и по стеклу баллона) составляет величину порядка К?8—
Ю~7 а. Снизить его можно конструктивным путем — раз-
нося выводы катода и анода, увеличивая длину ножки
(см. § 3.4).
Исключить ток утечки из измерений можно введением
охранного кольца между электродами. Так, например, в
измерительном вакуумном фотоэлементе Ф-1 имеется охран-
ное кольцо из хромистой стали, которое герметично
впаяно между частями предварительно разрезанной колбы.
174
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ 3
Пользуются также охранными кольцами, наносимыми только
на внешнюю поверхность горловины колбы в виде слоя из
аквадага. Схема включения измерительного фотоэлемента с
охранным кольцом изображена на рис. 3.50. Как видно, ток
утечки по баллону исключается из измерений, и через микро-
амперметр протекает только эмиссионный ток. Следует,
однако, помнить, что применение охранного кольца может
дать эффект лишь в том случае, если сопротивление утечки
значительно превышает сопротивление измерительного при-
бора (нагрузки фотоэлемента, которой может служить вход-
ное сопротивление усилителя фототока). В противном слу-
чае показания прибора будут искажаться, поскольку при-
бор шунтируется сопротивлением
утечки.
На практике часто применяют
метод исключения темнового тока,
заключающийся в модуляции све-
тового потока и использовании уси-
лителей переменного тока. В самом
деле, если на пути измеряемого
светового потока поставить преры-
ватель, например вращающийся
диск с равномерно расположенны-
ми по окружности отверстиями («световую сирену»), то
в цепи фотоэлемента будет течь модулированный с за-
данной частотой фототок и постоянный темновой ток.
Усилитель переменного тока усиливает только переменную
составляющую фототока и исключает из измерений постоян-
ный темновой ток. В этом случае — при работе с модулиро-
ванным световым потоком и применении усилителей пе-
ременного тока, усиливающих сигнал в определенном
диапазоне частот Д/ = /у — /у (А/ — частотная полоса
усилителя), — фактором, ограничивающим возможность ре-
гистрации слабых световых потоков, являются флук-
туационные помехи или шумы фотоэлектронного уст-
ройства.
Рассмотрим схему рис. 3.51, которая содержит фотоэле-
мент и усилитель. В отсутствие модуляции светового потока,
падающего на фотоэлемент, в цепи ei о течет постоянный
фототок 10. На входное сопротивление усилителя никакого
переменного напряжения сигнала не подается, и прибор на
Рис. 3.50. Схема включе-
ния фотоэлемента сохран-
ным кольцом.
§ 3 7J
ТЕМНОВЫЕ ТОКИ И ШУМЫ ФОТОЭЛЕМЕНТОВ
175
выходе усилителя должен был бы показывать нуль. На
самом деле, как следует из опыта, на выходе усилителя об-
наруживается напряжение, эффективная величина которого
может быть измерена, а вчастотномспектреэтогонапряжения
присутствуют все частоты, соответствующие полосе про-
пускания усилителя. Это беспорядочное колебание напря-
жения, попадающее на вход усилителя и усиливаемое им,
называют шумом фотоэлектронного устройства, так как оно
создает шум звуковоспроизводящей аппаратуры, если ее
подключить к усилителю.
Источниками шумов могут быть как чисто внешние при-
чины, например наведение напряжения на входном сопро-
тивлении посторонними полями, шумы от вибрации аппа-
ратуры и др., так и внутрен-
ние причины, органически
присущие всем электронным
приборам. Внешние шумы,
или помехи, могут быть све-
дены к минимуму путем тща-
тельной экранировки аппа-
ратуры, хорошо выполнен- „
r н Рис. 3.51 Схема включения
ного монтажа И защиты от фотоэлемента в цепь усилителя,
проникающего излучения.
Внутренние шумы принципиально неустранимы. Про-
исхождение этих шумов объясняется корпускулярной при-
родой света и электричества, состоящей в том, что как све-
товой поток, так и электрический ток представляют собой
не непрерывный поток энергии, а поток дискретных частиц
(фотонов, электронов). Плотность этого потока претерпе-
вает случайные статистические флуктуации — беспорядоч-
ные, случайно распределенные отклонения от среднего
значения. По аналогии с потоком сыплющихся дробинок
флуктуации тока эмиссии с катода называют дробовым
эффектом фототока. Акты эмиссии отдельных электронов
никак не связаны между собой: выход одного электрона не
влияет на выход и движение остальных. Импульсы тока в
цепи фотоэлемента, создаваемые отдельными электронами,
можно считать независимыми друг от друга, случайно
распределенными во времени.
Если в среднем за промежуток времени т поверхность
катода испускает м0 электронов, т. е. среднее значение тока
176
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ 3
эмиссии равно /0 = -у-, то в отдельные короткие промежутки
времени т число эмитируемых электронов п может сильно
отличаться от этого среднего значения. Отклонение истин-
ного мгновенного значения тока эмиссии от его среднего
значения равно
Ы = — п0) = ~ \п.
Усредненное за большой промежуток времени t отклонение
А/, очевидно, равно нулю, так как в среднем положительные
и отрицательные отклонения, равные по величине, встре-
чаются одинаково часто. Но среднеквадратичное значение
отклонения эмиссионного тока отлично от нуля. Подсчи-
Рис. 3.52. Закон распределения ве-
роятностей случайных процессов.
жением
тать его можно, инте-
грируя Ап по всем зна-
чениям:
(An)2 = ^(An)2p(An)dAn.
о
Здесь р (Ап) — веро-
ятность того, что истин-
ное мгновенное значение
п отличается от среднего
на Ап.
Распределение веро-
ятностей отклонений,
вызванных случайными причинами за длительный проме-
жуток времени, описывается в теории вероятностей выра-
_ (Дп)3
',(4л)=/55Г
называемым нормальным или гауссовым законом распре-
деления (рис. 3.52).
Подстановка этого выражения под знак интеграла и вы-
числение последнего дает
(Ап)2 = п0,
откуда следует
------------------ р2 ———— л 2 р
(А/)2 = ^(Ап)2 = ^-п0 = ^-/0
§ 3.7]
ТЕМНОВЫЕ ТОКИ И ШУМЫ ФОТОЭЛЕМЕНТОВ
177
Средний квадрат наблюдаемых флуктуаций тока эмис-
сии прямо пропорционален первой степени эмиссионного
тока (его постоянной составляющей) и заряду электрона
и обратно пропорционален промежутку времени т, в тече-
ние которого производится измерение.
Присутствие в выражении для среднеквадратичного зна-
чения отклонения эмиссионного тока величины е — заряда
электрона — наглядно иллюстрирует физическую природу
флуктуаций, связанную с дискретностью, конечной величи-
ной переносимых порций электричества. Флуктуации от-
сутствовали бы, если бы поток электричества был непре-
рывным: при е -> О (А/)2 -> 0. Из полученного выражения
можно видеть, что для измерения слабых световых сиг-
налов с высокой точностью необходимо пользоваться
измерительными приборами с максимальной постоянной
времени.
Для того чтобы определить средний квадрат флуктуа-
ционной (переменной) составляющей фототока в полосе
частот пропускания усилителя А/ = Д — Д, необходимо
подсчитать сумму квадратов действующих значений тока
по всем частотам.
Шумовые колебания тока могут быть представлены
в спектре частот с помощью разложения колебаний в ряд
Фурье [46], где к-я гармоника составляет
*k — С/г Sln + Ф*) = Аь Sm—g- t + Bk COS —— t,
где 9 — произвольный длительный промежуток времени.
Среднеквадратичное значение
Л = Q sin*1 (юД + <рА) = 1 С| = 1 (Л1 + В1),
так как усредненное по времени значение функции sin2 со/
равно Vz-
Полный средний квадрат тока шума
___ ^2 __ 1 k ДА?
Лр = 5^*==-2’ S (Ak-\-Bk).
k
Если ограничиться частотами f 10’ гц (при которых
период колебания превышает время пролета электронов от
178
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ 3
катода до анода), то можно показать, что все частоты пред-
ставлены в спектре дробового эффекта с одинаковой интен-
сивностью (равновероятны).
Для оценки эффективного значения &-й гармоники флук-
туационного тока можно воспользоваться полученным выше
выражением для среднего квадрата (квадрата эффективного
значения) флуктуационного тока за малый период времени т:
Примем за интервал времени т период гармонического
колебания
тогда
А, = В,г = V2
или
Полный средний квадрат действующего значения тока
шума будет равен
k А/?
F - — У f'F ь — 2g/° д/г
др ~ 2 Z Q /v 0 /v’
k
а так как
\k = Mf,
TO
7fp = 2eI0Af.
Чем шире диапазон частот усилительного устройства,
тем больше суммарная величина флуктуационного тока,
измеряемая на его выходе. Протекая по нагрузочному со-
противлению j?H> флуктуационный ток создает на нем паде-
ние напряжения, среднее квадратичное значение которого
равно
= 2e/0A/F..
10 представляет собой среднее значение эмиссионного тока
в цепи фотоэлемента, включающего в себя как постоянную
§ 3 7]
ТЕМНОВЫЕ ТОКИ И ШУМЫ ФОТОЭЛЕМЕНТОВ
179
составляющую фототока I, так и темновой ток /т:
Д) = 4“ ^т,
^p = 2e(Z + /T) bfR*.
— переменное напряжение на входе усилителя (RK —
сопротивление нагрузки фотоэлемента, которое служит одно-
временно и входным сопротивлением усилителя) усили-
вается наряду с полезным сигналом, ограничивая его ми-
нимальную величину.
Помимо этого фототок в цепи фотоэлемента претерпевает
флуктуационные колебания из-за непостоянства чувстви-
тельности фотокатода во времени — хаотических отклоне-
ний квантового выхода облучаемой поверхности фотокатода
от некоторой средней величины. Эти флуктуации чувстви-
тельности происходят в результате диффузионных и мигра-
ционных процессов в объеме и на поверхности катода, при-
водящих к тому, что величина работы выхода в каждой
точке катода и в каждое мгновение может несколько отли-
чаться от усредненного значения. Указанные процессы про-
текают медленно; поэтому шум, с ними связанный, прояв-
ляется только в области низких частот: f <( 100 гц. Этот
вид шума называют эффектом мерцания или фликкер-эф-
фектом фотокатода. Эффект мерцания повышает примерно
на порядок уровень шума фотоэлемента при измерениях в
области низких частот.
Помимо шума, создаваемого на выходе усилителя флук-
туационными колебаниями фототока, само усилительное
устройство вносит шум, понижающий порог чувствитель-
ности системы фотоэлемент — усилитель. Если разорвать
цепь фотоэлемента, так что на вход усилителя не будет по-
даваться напряжение, создаваемое флуктуацией эмиссион-
ного тока фотоэлемента, на выходе усилителя все же будет
прослушиваться шум. Происхождение этого шума связано
с тепловыми флуктуациями объемной плотности носителей
заряда в материале входного сопротивления, а также с
флуктуациями анодного тока электронных ламп (главным
образом лампы первого каскада усилителя, шум которой
усиливается с наибольшим коэффициентом усиления). Этот
последний шум полностью аналогичен шуму, обусловлен-
ному дробовым эффектом фототока.
180
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
Однако электронные лампы, в отличие от фотоэлементов,
работают всегда в режиме пространственного заряда, когда
анодный ток составляет лишь незначительную долю пол-
ного тока эмиссии катода. Наличие пространственного за-
ряда около катода приводит к значительному снижению
(депрессии) флуктуаций анодного тока. Демпфирующее
действие пространственного заряда состоит в том, что вся-
кое увеличение эмиссионного тока увеличивает и тормозя-
щее действие возросшего пространственного заряда, сни-
жая анодный ток, и наоборот. В результате шум от дробо-
вого эффекта анодного тока первой лампы усилителя ока-
зывается сравнительно невысоким и в расчетах указывается
в виде некоторой поправки к шумам иного происхождения.
Шум входного сопротивления усилителя связан с теп-
ловым движением носителей тока в решетке вещества, из
которого выполнен проводник. При отсутствии внешнего
напряжения в проводнике нет упорядоченного движения
электронов: свободные заряды (носители тока) совершают
хаотическое тепловое движение, средняя кинетическая
энергия которого равна 2/гТ, где/г — постоянная Больцмана,
а Т — абсолютная температура проводника.
Плотность зарядов в проводнике в среднем постоянна и
одинакова в различных его участках. В результате теп-
лового движения электронов возникают колебания плот-
ности зарядов в различных элементах объема проводника,
а выравнивающие эти колебания местные токи создают
падение напряжения на концах проводника, величина
и направление которого подвержены случайным стати-
стическим флуктуациям. При повышении температуры
возрастает средняя тепловая энергия электронов, возраста-
ет и напряжение шума.
Как показал Найквист, среднеквадратичное значение
напряжения теплового шума на сопротивлении Rn для по-
лосы частот А/ равно
Щ - 4kTR„Af
4kT
и соответственно г% = —п~*~-
Шум от дробового эффекта анодного тока усилительных
ламп часто учитывают введением в расчет некоторого эк-
вивалентного сопротивления КЭКв в сеточной цепи лампы,
§ 3.7]
ТЕМНОВЫЕ ТОКИ И ШУМЫ ФОТОЭЛЕМЕНТОВ
181
создающего шум, равный дробовому шуму лампы:
4ВДэквД/£2 = 2е/аД^,
р _
Лэкв 2йТ52 ’
где /а — постоянная составляющая анодного тока, F2 —
коэффициент депрессии шума пространственным зарядом
(f S — крутизна лампы.
Таким образом, полный шум, возникающий в усилитель-
ном устройстве, может быть подсчитан из следующего
выражения:
ЩС = 4£Т(/?Н + /?ЭКВ)Д/.
Средний квадрат суммарного флуктуационного напря-
жения, действующего на входе усилителя фотоэлектрон-
ного устройства, выражается суммой средних квадратич-
ных величин отдельных независимых друг от друга напря-
жений шумов:
Уш — Удр + = [2е/0/?й 4- 4FT (_RH 4- /?ЭКв)] А/
или приближенно, считая, что /?экв F„,
^ = (2еШ + 4Ш?н)Д/.
В этой сумме первый член представляет собой собственный
шум фотоэлемента, а второй — шум усилительного устрой-
ства.
Точность измерения светового сигнала определяется за-
данной величиной отношения напряжения сигнала к напря-
жению шума:
Порогом чувствительности фотоэлектронного устрой-
ства принято считать величину минимального светового
сигнала Фт1П, который может быть зарегистрирован при
р = 1.
Величина напряжения сигнала, подаваемого на вход уси-
лительного устройства, может быть определена как произве-
дение эффективного значения переменной составляющей
182
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
фототока на входное сопротивление усилителя:
U с = rtilR,,,
где I = ХФ — среднее значение фототока в цепи фотоэле-
мента (Ф — среднее значение светового потока, его постоян-
ная составляющая), т — коэффициент, учитывающий глу-
бину и характер (форму) модуляции светового потока. На-
пример, в случае модуляции синусоидальными импульсами
при глубине, равной единице (когда Ф = Фтах), т =
при модуляции света прямоугольными импульсами со скваж-
ностью, равной единице (при равномерном прерывании
светового потока), т = 1.
Для упрощения дальнейших выкладок примем tn — 1,
тогда
t7c = IRK.
Вычислим отношение напряжения сигнала к напряже-
нию шума фотоэлектронного устройства:
р - —...—_ ' .
+ 4‘™.> V {,!, + 2^) Л/
или
Р2= _____Ш______
Р 2el0 +4kT/Ru •
Второй член в знаменателе этого выражения (шум уси-
лителя) может быть сделан малым по сравнению с первым,
если выбрать сопротивление нагрузки R„ (входное сопро-
тивление усилителя) достаточно большим:
-^--<е/0 или /«/?„> — •
2kT
При комнатной температуре величина ------- составляет
0,05 в. Таким образом, если произведение /07?н 50 мв,
т. е. если измеряемый фототок создает на сопротивлении
нагрузки падение напряжения, во много раз превышающее
50 мв, то можно пренебречь шумом усилителя по срав-
нению с дробовым эффектом фототока фотоэлемента.
§ 3.71
ТЕМНОВЫЕ ТОКИ И ШУМЫ ФОТОЭЛЕМЕНТОВ
183
Тогда
I
р = — ------- .
/2е(/ + /т)Д/
Если темновой ток мал по сравнению с постоянной со-
ставляющей фототока, отношение напряжения сигнала к
напряжению шума составит
•° ’" I 2Гд/‘
Если световые сигналы измеряются на фоне большой
постоянной засветки, создающей постоянную составляющую
фототока I, то отношение напряжения сигнала, обусловлен-
ного небольшим приращением фототока Д/, к напряжению
шума следует вычислять как
Д/
р = г .
У2е/Af
Порог чувствительности
ф — дф . _
\Рп — ^^min — £
(S — чувствительность фотоэлемента).
При подаче световых сигналов короткими импульсами
с очень большой скважностью постоянная составляющая
фототока становится весьма малой. Тогда отношение напря-
жения сигнала, соответствующего амплитуде импульса фо-
тотока, к напряжению шума определяется флуктуациями
только темнового тока:
I
р = - г ----.
у 2el^Af
Выполнить условие, когда шум фотоэлемента преобла-
дает над шумами усилительного устройства, т. е. сделать,
чтобы /07?н>^, не всегда удается. При работе в области
весьма малых световых потоков требуемая для удовлетворе-
ния этого условия величина сопротивления /?„ настолько
велика, что использование таких сопротивлений затрудня-
ется либо недостаточной их стабильностью (при 7?н^> 1013ол1),
либо ограничениями, которые накладываются на верхнюю
границу частот емкостью входной цепи усилителя:
___!__
' 2л/?нС ’
184
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
Так, например, при среднем значении фототока I 5-10~10 а
для выполнения неравенства нагрузочное сопротивление
должно иметь по крайней мере величину, превышающую
108 ом. Верхняя граница частот модуляции светового по-
тока при емкости входной цепи С 50 пф не должна пре-
вышать f 30 гц. Столь низкое значение максимальной
частоты для многих случаев совершенно недостаточно.
В случае, когда /07?н 50 мв, собственный шум усили-
теля значительно превышает шум от дробового эффекта
фототока. Тогда порог чувствительности всего устройства
вычисляется из следующего соотношения:
или
'^Фп^н 1
/4Й77?НД/
— S ~ S
Так, например, если средний фототок составляет /0^ 10~12 а,
нагрузочное сопротивление выбрано равным 7?н = 108 ом,
a S = 10-4 Д/ = 1 гц, порог чувствительности фото-
электронного устройства составит
Фп = = 12.10-п^ 10-ю [лму
В режиме работы, когда произведение I0R„ близко по
величине к 50 мв, расчет отношения напряжения сигнала
к напряжению шума следует вести по полной формуле:
р^-----------------...
V [2е (/ + /т) Д/ + 4kT (7?н + Дэкв)] Д/
Во всех случаях порог чувствительности фотоэлектронного
устройства улучшается при применении фотоэлементов с
более высокой чувствительностью фотокатода S.
Как будет показано в дальнейшем, отношение напряже-
ния сигнала к напряжению шума можно повысить в резуль-
тате усиления фототока с помощью вторичной эмиссии.
§ 3.8] УСИЛЕНИЕ ФОТОТОКА С ПОМОЩЬЮ ГАЗОВОГО РАЗРЯДА 185
§ 3.8. Усиление фототока с помощью газового разряда
Чувствительность большинства фотоэлементов не пре-
вышает 100—200 мка/лм. При работе в условиях малой ос-
вещенности возникает необходимость усиления фототока.
Один из способов «внутреннего усиления» фототока —
наполнение баллона фотоэлемента инертным газом и созда-
ние несамостоятельного разряда в нем. Для наполнения
газонаполненных фотоэлементов обычно применяют аргон
при давлении порядка нескольких десятых долей миллиметра
ртутного столба. В фотоэлемен-
те создается несамостоятель-
ный разряд, характеризую-
щийся тем, что осуществление
его требует образования сво-
бодных электронов с помощью
постороннего ионизатора (в на-
шем случае — эмиссии элек-
тронов с катода вследствие его
ссвещения). Вольтамперная
характеристика газонаполнен-
ного фотоэлемента показана на
рис. 3.53 (кривая 1). Там же
для сравнения нанесена вольт-
амперная характеристика это-
го фотоэлемента до его напол-
нения газом, т. е. вакуум-
Рис. 3.53. Вольтамперная ха-
рактеристика газонаполненного
фотоэлемента.
— потенциал ионизации напол-
няющего газа, U3 — потенциал за-
жигания самостоятельного разряда.
ного фотоэлемента (кривая 2).
В области малых напряжений, пока U <^Ut, (U„ — по-
тенциал ионизации наполняющего газа; для аргона, напри-
мер, Uit = 15,1 в), ток в цепи газонаполненного фотоэле-
мента меньше, чем в цепи вакуумного, из-за рассеяния
электронов на молекулах наполняющего газа. После начала
ионизации (U U./) ток быстро возрастает.
Коэффициентом газового усиления /Сг называют отно-
шение тока в анодной цепи фотоэлемента к фототоку того
же фотоэлемента при отсутствии наполняющего газа (т. е.
к току фотоэмиссии катода):
186
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
Подсчитать значение коэффициента газового усиления мож-
но из следующих соображений.
Если с катода в какой-то момент выходят в единицу вре-
мени пх электронов и каждый электрон производит на пути
1 см в среднем а ионизаций (а — коэффициент объемной
ионизации), то к аноду подойдет »а = электронов,
где d — расстояние между плоскими параллельными по-
верхностями катода и анода. Поле для простоты предпо-
лагается равномерным (Е = const) и значение а одинако-
вым на любом расстоянии от катода.
п1(е“£/ — 1) положительных ионов, образованных ла-
виной электронов, ударяясь о катод, вызовут эмиссию с ка-
тода упх(е™ — 1) новых электронов (у — коэффициент
вторичной ионно-электронной эмиссии). Таким образом,
с катода будет выходить уже не пх, а п2 электронов
«2 = «о + «1Y (.ead~ 1),
где п0 — число фотоэлектронов, эмитируемых катодом.
В установившемся режиме п2 = пх, т. е.
_ п0
П1 — 1 „ у — 1) •
При этом на анод попадает па = пхё'л электронов. Отсюда
получим
”а = П° 1—у (£«<?— 1) >
ИЛИ
ts _____________ Е __ Яа __ ____________
Лг~ /в ~ я0 — 1 — у 1) ’
Коэффициенты а и у растут с увеличением приложенного
напряжения, повышается при этом и коэффициент газового
усиления. При рабочем напряжении U = 240 в коэффици-
ент газового усиления достигает величины /Сг № 6—10.
Так происходит до тех пор, пока при некотором напряжении
U3 не произойдет зажигание самостоятельного разряда, под-
держивающегося независимо от наличия постороннего
ионизатора и не регулируемого светом.
Условие зажигания самостоятельного разряда может
быть выражено равенством
у(^_ 1) = 1.
§ 3 81 УСИЛЕНИЕ ФОТОТОКА С ПОМОЩЬЮ ГАЗОВОГО РАЗРЯДА 187
При этом Кг — оо и ток в анодной цепи ограничивается
только сопротивлением нагрузки. Резкое возрастание
анодного тока приводит к образованию значительного
пространственного заряда, перераспределению напряже-
ния на промежутке катод—анод и интенсивной бомбарди-
ровке катода положительными ионами.
Самостоятельный разряд недопустим в фотоэлементах,
так как при этом теряется управление током с помощью
светового потока, а интенсивная ионная бомбардировка
разрушает поверхность фотока-
тода. Величина потенциала за-
жигания самостоятельного раз-
ряда зависит от давления на-
полняющего газа (рис. 3.54) и
конструкции прибора (в соот-
ветствии с известным законом
Пашена). При давлении аргона
порядка 0,5 мм рт. ст. само-
стоятельный разряд зажигается
при напряжении U3 порядка не-
скольких сот вольт (' = 300 в).
Область напряжений от Ua до
0,8/73 представляет собой рабо-
Рис. 3 54. Зависимость по-
тенциала зажигания само-
стоятельного разряда от дав-
ления наполняющего газа.
чую область газонаполненного фотоэлемента, область газо-
вого усиления фототока.
Следует иметь в виду, что потенциал зажигания U3 са-
мостоятельного разряда несколько снижается при увели-
чении светового потока, падающего на катод. Это объясня-
ется искажением поля у поверхности катода пространствен-
ным зарядом положительных ионов, возрастающим по мере
увеличения фотоэмиссии. При этом возрастает значение у
и для зажигания самостоятельного разряда требуется мень-
шее, чем в темноте, напряжение. Семейство вольтамперных
характеристик газонаполненного фотоэлемента при различ-
ных освещенностях катода показано на рис. 3.55.
При наполнении фотоэлемента инертным газом свойства
фотокатода не изменяются, поэтому спектральные характе-
ристики газонаполненных фотоэлементов такие же, что и
вакуумных. При включении газонаполненного фотоэлемен-
та без нагрузочного сопротивления между током и световым
потоком сохраняется прямая пропорциональная зависимость.
188
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
Но при больших световых потоках линейность све-
товых характеристик газонаполненного фотоэлемента на-
рушается сильнее, чем вакуумного: увеличение освещен-
ности приближает рабочую точку к потенциалу зажигания
самостоятельного разряда, что приводит к более быстрому,
чем следует по линейному закону, росту фототока и неус-
тойчивой работе прибора. Семейство световых характери-
стик газонаполненных фотоэлементов показано на рис. 3.56.
Рис. 3.55. Семейство вольтамперных
характеристик газонаполненного фото-
элемента при различных световых по-
токах, падающих на катод.
Рис. 3.56. Световые харак-
теристики газонаполненных
фотоэлементов.
При включении нагрузочного сопротивления часть на-
пряжения падает на нем, и чувствительность газонаполнен-
ного фотоэлемента понижается. Линейность световой ха-
рактеристики при этом нарушается. Изменение падения
напряжения на нагрузочном сопротивлении при изменении
светового потока,
называют чувствительностью фотоэлемента по напряжению.
Поскольку
/ = /(Ф, U),
где U — падение напряжения на фотоэлементе, то можно
§ 3.8] УСИЛЕНИЕ ФОТОТОКА С ПОМОЩЬЮ ГАЗОВОГО РАЗРЯДА 189
написать
d (IRJ = Radl = 7?н йФ + dU |,
но
Ш =4~. U = Ua—IRa, dU = — RadI-
\д(Лф = const Rt ' а н н ’
Rt — внутреннее сопротивление фотоэлемента (аналогично
, di I с
внутреннему сопротивлению диода), а _ nt=<->-
Отсюда получаем
is _____________ & _ о R«
V R- rf® “ ° 1 + (RJRi) •
Для вакуумных фотоэлементов R; —► oo и Vr = SRa,
световые характеристики при наличии и при отсутствии на-
грузочного сопротивления
/?„ совпадают. Световые ха-
рактеристики вакуумного и
газонаполненного фотоэле-
ментов в статическом (7?н=
= 0) и рабочем (7?н 0)
режимах показаны на
рис. 3.57.
Несмотря на высокую
чувствительность• газона-
полненных фотоэлементов,
их применение ограничено
рядом недостатков, связан-
ных с механизмом газового
усиления фототока. К этим
недостаткам относятся:
Рис. 3.57. Статические и рабочие
световые характеристики вакуум-
ного (2) и газонаполненного (7)
фотоэлементов.
1) указанное выше отсутствие участка насыщения на
вольтамперной характеристике, приводящее к нестабиль-
ности работы фотоэлемента при колебаниях питающего
напряжения;
2) опасность зажигания самостоятельного разряда;
3) нелинейность световых характеристик при работе с
нагрузочным сопротивлением;
190
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
4) более сильное утомление фотокатода, обусловленное
бомбардировкой катода положительными ионами, и, наконец,
5) инерционность работы.
Развитие и гашение несамостоятельного разряда при
включении и выключении освещения катода требует вре-
Ф мени порядка 10-3 сек. На
•'W t
рис. 3.58 показано нараста-
ние и спад фототока при
периодическом прерывании
светового потока. При уве-
личении частоты прерыва-
ния (модуляции) света фо-
тоток не успевает вырасти
до своего максимального
значения и снизиться до ну-
ля. Амплитуда переменной
Рис. 3.59. Частотная характе-
ристика газонаполненного фото-
элемента.
Рис. 3.58. Форма импульсов фото-
тока газонаполненного фотоэле-
мента при периодическом прерыва-
нии света с частотой (а) и с ча-
стотой f2 (6) (f2 > fj).
составляющей фототока /а в цепи фотоэлемента уменьшает-
ся (рис. 3.58, б). На рис. 3.59 показана частотная харак-
теристика газонаполненного фотоэлемента.
Помимо того, что наполнение газом ухудшает почти все
характеристики фотоэлемента, этот метод внутреннего уси-
ления фототока не обеспечивает основного требования —
повышения отношения напряжения сигнала к напряжению
шума.
Повышение чувствительности фотоэлемента с помощью
несамостоятельного разряда хотя и позволяет несколько
§ 3.8J УСИЛЕНИЕ ФОТОТОКА С ПОМОЩЬЮ ГАЗОВОГО РАЗРЯДА 191
Рис. 3.60. Внешний вид основных типов фотоэлементов с внешним
фотоэффектом.
192
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
1ГЛ. 3
Параметры отечест
Тип фотоэлемента Тип фотокатода Спект- ральная характе- ристика и, в (73, в S, мка/лм или ма/вт
ЦВ-1 ЦВ-3 | Ag-0-Cs, | C-l 240 >20
ЦВ-4 ( вакуумный
ЦГ-1 ) Ag-0-Cs, >75
цг-з I газонапол- 1 C1 240 300 > 100
ЦГ-4 J неннын > 100
СЦВ-3 80—140
СЦВ-4 | Sb-Cs(O) j C-2 240 80—170
СЦВ-51 80—140
Ф-1 Sb-Cs C-3 100 — 70—130
Ф-2 (с двумя Sb-Cs C-6 100 — 15—70
анодами)
Ф-3 Bi-Ag-O-Cs C-7 100 .— 40—115
Ф-4 Sb-Cs C-3 100 — Seooo > 3,46 ма/вт
Ф-5 Ag-O-Cs C-l 100 S40oo > 39,8 ма/вт
Se„„n > 0,62ла/вт
Sn ooo >0,024 ма/вт
Ф-6 Bi-Ag-O-Cs C-7 100 — 40—80
Ф-7 Mg C-10 100 — S2337 >0,l ма/вт
Ф-8 Sb-Cs C-2 150 — >80
Ф-9 Sb-Na, K-Cs C-ll 100 > 100
Ф-10 Sb-Na, K-Cs C-ll 100 — >80
Ф-11 Mg C-10 100 — S2537 > 0,2 ма/вт
упростить усилительную схему и использовать усилители с
меньшим уровнем шумов, однако оно сопровождается до-
бавлением нового источника флуктуаций анодного тока —
флуктуаций коэффициента газового усиления, связанных со
статическим характером процесса ионизации. Кроме того,
значительной величины может достигать шум от дробового
эффекта ионной составляющей анодного тока, если в разряде
возникают двух- (или более) зарядные ионы:
IlP = 2q,Il\f, qt=ne.
§ 3 81 УСИЛЕНИЕ ФОТОТОКА С ПОМОЩЬЮ ГАЗОВОГО РАЗРЯДА 193
венных фотоэлементов
Таблица 3.4
(JT)max' а Площадь окна, см2 Диаметр и высота, см Основная область применения
Т* 1 — — мм© 1 ‘ LL'i , 1 О ° । 1 ill О О О' О' О' о О О — О О О ООО •—'—' —'—' 24 5,7 11 2,4 5,7 11 7,9 11 7,9 2,5 1,7 63,5 3,5 5,4 7,5 6,1 4,2 9,2 28,3 7,5 56X131 27X62 39,5X129 56X131 27X62 39,5X129 27X62 39,5X129 31X63 42X105 20X67 92x163 42x104 42X10,4 33X76 45X97 27X62 40X88 80X100 32x90 Измерения Звуковоспроизводящая кино- аппаратура. Автоматические и контрольно-измерительные устройства | То же Фототелеграфия, автоматика Приборы спектрального эмис- сионного анализа Мостовые схемы Спектрофотометрия Яркомер (в кинематографии) Измерение ультрафиолетового излучения Автоматические и контрольно- измерительные устройства Измерения Спектрофотометр и я Измерение ультрафиолетового излучения
Фактор, оправдывающий производство и применение
газонаполненных фотоэлементов, — простота их изготовле-
ния. Единственное отличие технологического процесса
изготовления газонаполненных фотоэлементов — операция
наполнения их аргоном до давления, подбираемого по ве-
личине заданного потенциала зажигания: наполнение фо-
тоэлемента газом прекращают в момент зажигания разряда
без освещения фотокатода при заданном напряжении (300 в)
на электродах.
7 Н. А. С.пЛлЛАНа И 7ТП
194
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
На рис. 3.60 показан внешний вид выпускаемых отече-
ственной промышленностью вакуумных и газонаполненных
фотоэлементов. В табл. 3.4 приведены основные их пара- •
метры [47].
§ 3.9. Схемы включения фотоэлементов
с внешним фотоэффектом
Простейшие схемы включения вакуумного или газо-
наполненного фотоэлементов показаны на рис. 3.61. В
качестве источника напряжения используют обычные мало-
мощные выпрямители или сухие батареи. Поскольку фото-
элемент представляет собой выпрямляющий диод, питание
Рис. 3.61. Простейшие схемы включения фотоэлементов
с внешним фотоэффектом.
его можно осуществлять и от сети переменного тока. При
этом только надо помнить, что зажигание самостоятельного
разряда в газонаполненном фотоэлементе может возникнуть
при достижении величины U3 амплитудного, а не эффек-
тивного (измеряемого) значения напряжения. Следова-
тельно, необходимо выбрать
у2 •
Величина фототока, получающегося в фотоэлементе при
облучении его даже сравнительно большими световыми
потоками, весьма мала (не превышает 100 мка). Поэтому
для измерения фототока пользуются чувствительными при-
борами (микроамперметрами, зеркальными гальваномет-
рами). Чтобы защитить измерительный прибор от случай-
§ 3.9]
СХЕМЫ ВКЛЮЧЕНИЯ ФОТОЭЛЕМЕНТОВ
195
ных перегрузок (при коротком замыкании электродов фото-
элемента, зажигании самостоятельного разряда), последо-
вательно с прибором надо включить охранное сопротивле-
ние Ro, величину которого легко подсчитать из условия
R0>R?<
где — сопротивление гальванометра. При этом необхо-
димо, однако, чтобы в нормальном режиме падение напря-
жения на охранном сопротивлении составляло не больше
1—2 в. Величина охранного сопротивления выбирается
обычно порядка 106—107 ом.
Для усиления фототока часто применяют усилители
постоянного тока с линейной характеристикой усиления.
Рис. 3.62. Усиление фото-
тока с помощью простого
балансного усилителя.
Рис. 3.63. Магнитный модулятор
фототока.
а — вид спереди, б — вид сверху.
Чаще всего используют балансные усилители, собираемые
на обычных или электрометрических лампах. Разновид-
ности схем одноламповых усилителей постоянного тока
рассмотрены Берлеевым [48]. Схема простого балансного
усилителя постоянного тока показана на рис. 3.62.
Усилители постоянного тока обладают недостатками,
ограничивающими их использование (чувствительность к
внешним помехам, недостаточная стабильность, дрейф ну-
ля). Поэтому везде, где возможно, следует модулировать
фототок и применять более совершенные и устойчивые в
работе усилители переменного тока.
Модулировать фототок можно с помощью уже описан-
ных выше световых сирен, периодически прерывающих
световой поток с заданной частотой. Придавая отверстиям
7*
196
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
на вращающемся диске соответствующую форму, можно
получить форму колебаний светового потока, близкую к си-
нусоидальной.
Интересен метод магнитной модуляции фототока. Этот
метод был разработан и описан Калмусом и Штрикером
[36]. Электромагнит и фотоэлемент расположены так, что
поперечное магнитное поле электромагнита управляет по-
током электронов с фотокатода. Если электромагнит питать
током частотой f, то отклонение электронного потока будет
происходить в каждый полупериод, в результате чего элек-
тронный поток окажется промодулированным с частотой
2/. Схематическое изображение магнитного модулятора
фототока дано на рис. 3.63.
После усиления фототока селективным усилителем пе-
ременного тока, настроенным на частоту 2/, переменное
напряжение детектируется синхронным детектором, а вы-
прямленное напряжение подается на регистрирующий
магнитоэлектрический микроамперметр. С целью исклю-
чения наводок кратной частоты от сети переменного тока
желательно осуществить питание электромагнита от от-
дельного генератора. В описываемой установке для этой
цели служит одноламповый генератор. Схема основанного
на этом принципе фотометра с порогом чувствительности
Еп 10“10 лм показана на рис. 3.64. Микрофотометр
Рис. 3.65. Принципиальная схема узкополосного усилителя (частота f = 120 гц).
СХЕМЫ ВКЛЮЧЕНИЯ ФОТОЭЛЕМЕНТОВ
198
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
емых
<РЭ
Рис. 3.66. Схема
простейшего фото-
реле постоянного
тока.
ления (5 • 106) с
системы «Магнефот» типа Орион-ЭМГ, основанный на этом
принципе, имеет чувствительность 20 а/лм.
Кроме более устойчивой работы усилитель перемен-
ного тока позволяет исключить из измерений постоянную
составляющую темнового тока фотоэлементов и фотоумножи-
телей. Чтобы уменьшить величину флуктуаций, усиливг-
усилителем, в нем используют узкополос-
ные каскады, осуществляемые на
Т-образных 7?С-фильтрах с обратной
связью, включенных между каска-
дами.
Принципиальная схема узкополос-
ного усилителя этого типа показана
на рис. 3.65. Достигаемая при этом ши-
рина полосы пропускания составляет
«Ч гц на частоте порядка 120 гц. Чем
уже полоса усиливаемых частот, тем
выше требования к стабильности часто-
ты модуляции. Высокоизбирательный
низкочастотный усилитель, обеспечи-
вающий постоянный коэффициент уси-
неравномерностью 3% в полосе пропус-
каемых частот шириной 1 гц при основной частоте усили-
теля 20гц, был создан Кучисом [50]. На рис. 3.65 приве-
дена принципиальная схема подобного усилителя. Каждый
каскад собран по схеме, обеспечивающей тысячекратное
(и более) усиление при относительной простоте монтажа.
Схема содержит двойной симметричный Т-образный мост
в цепи отрицательной обратной связи.
Наряду с усилителями фототока широкое практическое
применение находят фоторелейные устройства (состоящие
из фотоэлемента, усилительного каскада и электромагнит-
ного реле), предназначенные для включения и выключения
электрической цепи действием света [51, 52]. Фотореле могут
быть постоянного и переменного тока — в зависимости от
вида источника анодного напряжения. Схемы включения
фотореле различаются назначением фотореле — для замы-
кания или размыкания контактов исполнительного реле
при освещении фотоэлемента.
На рис. 3.66 показана схема фотореле, предназначенного
для замыкания контактов исполнительного реле Р. При
§ 3.9]
СХЕМЫ ВКЛЮЧЕНИЯ ФОТОЭЛЕМЕНТОВ
199
освещении фотоэлемента на сетку усилительной лампы
подается отрицательное напряжение Uc0. При полном за-
пирании лампы анодный ток равен нулю, а при частичном
запирании — некоторому начальному значению /а0. Это
значение тока должно быть меньше тока срабатывания /ср
исполнительного электромагнитного реле Р, так что ток /а0
не вызывает замыкания контактов. При освещении фото-
элемента появляется фототок I = 5Ф, который создает
на сопротивлении 7?с падение напряжения Ucr = IRZ.
Это падение напряжения имеет полярность, противополож-
ную полярности начального смещения Uc0. В результате
отрицательное смещение на сетке уменьшается и становится
равным
|At/c|=|t/c0|-Z/?c.
В связи с этим анодный ток возрастает на величину
AZa = | At/C | Sd,
где Sd — динамическая крутизна лампы, и становится боль-
ше тока срабатывания /ср электромагнитного реле Р. Реле
Р срабатывает, и его контакты замыкают исполнительную
цепь.
Недостаток этой схемы фотореле — наличие трех источ-
ников питания: для анодной цепи, для цепи накала и
для создания начального сеточного смещения. (Нить ос-
ветительной лампы может питаться от источника цепи
накала.)
Большой практический интерес представляет фотореле
переменного тока, одна из схем которого показана на
рис. 3.67. С сопротивления Т?2 снимается переменное на-
пряжение начального сеточного смещения Uc0, противопо-
ложное по фазе анодному напряжению. В полупериод, ког-
да на анодах усилительной лампы и фотоэлемента положи-
тельный потенциал, сетка имеет отрицательный потенциал.
При этом лампа запирается и анодный ток имеет величину,
меньшую величины тока срабатывания электромагнитного
реле. В следующую половину другого полупериода аноды
лампы и фотоэлемента имеют отрицательный потенци-
ал и реле не срабатывает даже при освещении фото-
элемента.
200
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ВНЕШНИМ ФОТОЭФФЕКТОМ
[ГЛ. 3
При освещении фотоэлемента в течение каждого «по-
ложительного» полупериода через фотоэлемент проходит
фототок, совпадающий по фазе с анодным током.
В остальном устройство аналогично фотореле постоян-
ного тока, рассмотренному выше. Схема же его отличается
конденсатором С, включенным параллельно обмотке реле Р
для устранения зуммирования реле. Емкость конденсатора
Рис. 3.67. Схема электронного
фотореле переменного тока.
Рис. 3.68. Схема
фототир атр о ино го
реле.
должна быть такой, чтобы основная часть переменного тока
текла через емкостное сопротивление, а не через обмотку
реле Р.
Фототиратронным реле называют фотореле, в котором
фотоэлемент используется в качестве переменного сопротив-
ления ФЭ (рис. 3.68), величина которого значительно
уменьшается при его освещении. Особенность использова-
ния фотоэлемента в качестве переменного сопротивления
фазовращающего мостика состоит в том, что изменение
интенсивности излучения непосредственно преобразуется
в изменение угла сдвига фаз, а следовательно, и тока тира-
трона (ток тиратрона изменяется).
ЛИТЕРАТУРА
1. W. Spicer, Phys. Rev. 112, 114 (1958); J. Appl. Phys. 31,
2077 (1960).
2. H. С. Хлебников, А. Е. Me л а мид, Радиотехника и
электроника 4, № 6, 1008 (1959).
3. Н. Miyazawa, J. Phys. Soc. Japan 7, 647, 952 (1952); 8, 169,
(1953).
ЛИТЕРАТУРА
201
4. В. Е. Привалова, Техника телевидения, № 28, 54 (1958);
ФТТ 11, № 6 (1960).
5. A. Sommer, Rev. Sci. Instr. 26, № 7, 725 (1955); J. Appl.
Phys. 29, 1568 (1958).
6. А. А. Мостовский и др., Изв. АН СССР 22, № 5, 561 (1958).
7. W. К a n е V, К. Nanev, Докл. Болг. АН 16, № 8, 801 (1963).
& A.Sommer, Appl. Phys. Let. 3, № 5, 462 (1963).
9. R. Z о 1 1 w е g, С. Т а у 1 о г, J. Appl. Phys. 35, № 7, 1316 (1961).
10. A. S о m m е г, W. S р i с е г, J. Appl. Phys. 32, 1036 (1961).
11. А. А. Мостовский и др., ФТТ 1, 643 (1959).
12. W. W о 1 i n s к у, Bull. Acad. Polonaise Sci. 12, № 7 (1964).
13. H. С. Хлебников, ЖТФ 16, 745 (1946).
14. H. Davey, J. Appl. Phys. 28, 9 (1957).
15. П. Г. Б о p з я к н др., Изв. АН СССР 20, № 9, 1939 (1956).
16. Н. А. С о б о л е в а и др., Изв. АН СССР 26, № 11, 1370 (1962).
17. Л. Н. Б ы х о в с к а я, Ю. М. К у ш н и р, ЖТФ 25, 2477
(1955).
18. Н. А. Соболева, Радиотехника и электроника 4, № 11,
1903 (1959).
19. Т. М. Лифшиц, Н. Г. Кокин а, Радиотехника и электро-
ника 3, № 10, 1315 (1958).
20. Т, М. Лифшиц, И. Г. Кокина, Радиотехника и электро-
ника 5, 1267 (1960).
21. А. А. Мостовский и др., Радиотехника и электроника 7,
№ 9, 1632 (1962).
22. М. А. Полякова, Радиотехника и электроника 7, № 1626
(1962).
23. J. D u n k е 1 m a n, Applied Optic. 1, 695 (1962).
24. И. М u г m a n n, Z. Phys. 80, 161 (1932).
25. И. Д. М о р г у л и с и др., Изв. АН СССР 12, 126 (1948); ЖТФ
22, 84 (1952),
26. А. Е. М е л а м и д, И. С. Хлебников, Радиотехника и
электроника 9, № 6 (1964).
27. D. Male, Annal. Phys. 9, 12S, 10 (1954).
28. П. Г. Б о p з я к, ЖТФ 20, 928 (1950).
29. В. Е. Кондрашев, А. С. Шефов, Изв. АН СССР 28,
№ 9, 1444 (1964).
30. П. Г. Б о р з я к и др., Радиотехника и электроника 1, № 3,
370 (1956).
31. А. С. Шефов, Г. А. Лисина, Изв. АН СССР 26, № 11,
1392 (1962).
32. Патент США, Кл. 313-94 (фк), № 2972691, 22.07.53—21.02.61 г.
33. А. А. М о с т о в с к и й и др., Радиотехника и электроника 8,
№ 5, 861 (1963).
34. П. Г. Б о р з я к и др., Радиотехника и электроника 1, № 3,
358 (1956).
35. С. Ю. Лукьянов, Фотоэлементы, Изд-во АН СССР, 1948.
36. S. J е г i с, Е. К a n s к у, Vacuum, № 10, 240 (1960).
37. Н. А. Соболева и др., Изв. АН СССР 28, № 9, 1454 (1964).
38. Сборник под ред. И. В. Черепнина «Современная вакуумная тех-
ника», ИЛ, 1963.
202
ЛИТЕРАТУРА
39. В. Гартман, Ф. Бернгард, Фотоэлектронные умножи-
тели, Энергоиздат, 1961.
40. Ф. Э к к а р т, Электронно-оптические преобразователи, Энерго-
издат, 1961.
41. Л. В. Конончук, Радиотехника и электроника 5, № 10,
196 (1960); 6, № 4, 631 (1961).
42. М. Dvorak, Slaboprondy Obzor III, № 7, 393 (1963).
43. В. С. Гусельников, А. Н. Хохлова, Изв. АН СССР
26, 1382 (1962).
44. Н. О. Ч е ч и к и др., Электронные умножители, Гостехиздат,
1957.
45. W. W о 1 i п s к у, Przegl. elektron 3, № 9, 529 (1962).
46. В. Л. Грановский, Электрические флуктуации, ОНТИ,
1936.
47. Т. Н. Р а б о т н о в а, Л. В. Сизова, Светотехника 4, № 1
(1958).
48. Г. И. Берлеев, Усилители постоянного тока, УФН, № 1
(1953).
49. Н. Р. К а 1 m u s и др., Rev. Sci. Instr. 19, № 2, 79 (1948).
50. Е. В. К у ч и с, ПТЭ, № 2, 74 (1960).
51. А. В. Ерофеев, Электронные устройства контроля и регули-
рования тепловых процессов, Энергоиздат, 1955.
52. В. И. Литвак, Фотоэлектрические приборы и регуляторы
в машиностроении, Машгиз, 1962.
ГЛАВА 4
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
§ 4.1. Принцип работы фотоэлектронных умножителей
Во многих случаях при регистрации очень слабых све-
товых сигналов величины фототоков даже самых чувстви-
тельных фотокатодов оказываются недостаточными для
срабатывания регистрирующих устройств. В этих случаях
в анодную цепь фотоэлемента приходится ставить спе-
циальные ламповые усилители.
Измерительную установку можно значительно упрос-
тить, если воспользоваться способом усиления слабых фо-
тотоков с помощью группы вторично-эмиссионных катодов,
называемых эмиттерами *), каждый из которых в несколько
раз увеличивает первичный фототок. Такой вакуумный
прибор, являющийся комбинацией фотоэлемента и усили-
теля слабых токов, называют фотоэлектронным умножи-
телем или сокращенно ФЭУ.
Советский Союз по праву считают родиной многокаскад-
ных ФЭУ. Советский инженер Л. А. Кубецкий в 1934 г.
впервые создал многокаскадный умножитель с коэффици-
ентом усиления, большим 103 (трубка Кубецкого). Ему
же было выдано одно из первых авторских свидетельств
на электронный умножитель [1]. В предвоенные годы ряд
оригинальных конструкций ФЭУ с высоким уровнем пара-
метров был создан советскими учеными С. А. Векшинским,
П. В. Тимофеевым и др.
Существенное упрощение аппаратуры — не единствен-
ное и, вообще говоря, не главное преимущество ФЭУ по
сравнению с фотоэлементами, тем более, что в ряде
*) Эмиттеры иногда называют еще динодами.
204
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
т. е. позволяют
Рис. 4.1. Схема
фотоэлектронного
умножителя.
К. — полупрозрачный
фотокатод, ФЭ — фо-
кусирующие электро-
ды, А — анод, 1, 2, ....
7 — эмиттеры.
случаев усиление, даваемое ФЭУ, оказывается все же недо-
статочным и его выходной ток также приходится усиливать.
При фотометрировании чрезвычайно малых световых сиг-
налов ФЭУ обладают лучшей пороговой чувствительностью,
обнаруживать гораздо меньшие световые
потоки, чем при работе с фотоэлементом
и ламповым усилителем. Пороговая чув-
ствительность фотоумножителей будет
подробно проанализирована в § 8 на-
стоящей главы.
С помощью ФЭУ могут быть раз-
дельно зарегистрированы весьма малые
световые сигналы, следующие с интер-
валами времени, меньшими 1 нсек. Пре-
восходная временная разрешающая спо-
собность — на несколько порядков бо-
лее высокая, чем у комбинации фотоэле-
мента с ламповым усилителем, — таково
еще одно важное преимущество ФЭУ.
Высокое временное разрешение фото-
умножителей весьма широко использует-
ся в экспериментальной ядерной физике
(см. § 4.10).
Схема фотоумножителя, поясняющая
принцип его работы, представлена на
рис. 4.1. Световые сигналы или по-
стоянный световой поток исследуемого
объекта направляют на катод К фото-
электронного умножителя. В подавляю-
щем большинстве современных конструк-
ций применяют полупрозрачные катоды,
нанесенные на внутренней торцовой
стороне цилиндрического стеклянного баллона. Попада-
ние на катод светового сигнала вызывает эмиссию фото-
электронов, число которых прямо пропорционально ин-
тенсивности света. Как правило, фотоумножители ис-
пользуются для исследования малых сигналов, поэтому
в их катодной области практически никогда не возни-
кает значительный объемный заряд, нарушающий про-
порциональность между фототоком и интенсивностью
света.
§ 4.1] ПРИНЦИП РАБОТЫ ФОТОЭЛЕКТРОННЫХ УМНОЖИТЕЛЕЙ 205
Площадь катода ФЭУ обычно значительно больше пло-
щади первого эмиттера, поэтому для сбора фотоэлектро-
нов в прикатодную область вводят группу специальных
электронно-оптических фокусирующих электродов, число
которых зависит от требуемой степени «сжатия» пучка
фотоэлектронов. Из-за несовершенства катодной фокуси-
рующей системы часть фотоэлектронов с наибольшими
собственными начальными скоростями может не попасть на
первый эмиттер. Отношение числа фотоэлектронов, дости-
гнувших первого эмиттера, к общему числу эмитированных,
называют коэффициентом сбора цк. В реальных ФЭУ
Лк 1 •
Разности потенциалов между катодом и первым эмитте-
ром, между первым эмиттером и вторым и т. д. должны
быть, очевидно, достаточными для получения коэффициен-
тов вторичной эмиссии о (см. следующий параграф), боль-
ших единицы. Если катод эмитировал N фотоэлектронов,
то с первого эмиттера в сторону второго вылетят
вторичных электронов. Эмиттерам придают такую конфи-
гурацию, чтобы вторичные электроны, эмитированные i-м
эмиттером, собирались на i + 1 эмиттер.
Процент сбора вторичных электронов на каком-либо
каскаде характеризуют эффективностью этого каскада гр.
Для распространенных в настоящее время конструкций
ФЭУ коэффициенты эффективности равны 0,7—0,95. Таким
образом, второй эмиттер будут бомбардировать УлЛЛ!
электронов, третий — УлЛЛ^Лг электронов, и, наконец,
на анод попадет
п
А?Л,< п ЛА-
>•= 1
электронов, где п — число каскадов умножения.
Совокупность эмиттеров, усиливающих первичный фо-
тоток, называют умножительной системой, а произведение
п
М = трА
i = 1
• коэффициентом усиления фотоумножителя.
При фотометрировании постоянных или медленно меня-
ющихся световых потоков о величине этих потоков судят
206
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
по силе тока в анодной цепи ФЭУ. В случае коротких све-
товых сигналов измеряют импульсы напряжения, возни-
кающие при разрядке емкости анода Са, заряжаемой при-
ходящими на анод Nr\..M электронами. Амплитуда этих
импульсов равна, очевидно,
Са ’
где е — заряд электрона.
Прежде чем перейти к описанию конструкций, техноло-
гии изготовления и свойств современных фотоумножителей,
рассмотрим в следующем параграфе явление вторичной
эмиссии, а также эффективные эмиттеры вторичных элект-
ронов.
§ 4.2. Вторичная электронная эмиссия
и эффективные эмиттеры вторичных электронов
Если поверхность какого-либо тела бомбардировать
электронами, то эта поверхность сама начинает эмитировать
электроны, которые называют вторичными. Число вторич-
ных электронов зависит от числа и энергии первичных
электронов, угла их падения, от материала бомбардируе-
мой поверхности.
Коэффициентом вторичной эмиссии о называют отно-
шение числа вторичных электронов (тока вторичных элек-
тронов) к числу первичных (первичному току). Экспе-
риментально определить коэффициент вторичной эмиссии
можно с помощью установки, схема которой изображена
на рис. 4.2.
Механизм явления вторичной эмиссии можно предста-
вить себе состоящим из следующих процессов:
1. Движение быстрых первичных электронов внутри
твердого тела. В результате взаимодействия первичных
электронов с электронами твердого тела происходит тор-
можение первичных электронов, их энергия рассеивается
при различного рода соударениях. Можно назвать не-
сколько видов потерь энергии первичных электронов при
движении в твердом теле:
а) возбуждение сравнительно слабо связанных валент-
ных электронов;
§ 4.2]
ВТОРИЧНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ
207
б) возбуждение сильно связанных электронов глубин-
ных оболочек атомов;
в) рассеяние энергии при кулоновском взаимодействии
со свободными электронами проводимости;
г) возбуждение колебаний типа плазменных всей сово-
купности свободных электронов (возбуждение плазмонов);
д) возбуждение фононов.
Кроме того, первичные электроны могут вновь эмитиро-
вать из твердого тела при упругом и неупругом отражении от
решетки вещества.
Рис. 4.2. Схема прибора для исследования
вторичной электронной эмиссии.
S —электронный прожектор, Ki —первичный ка-
тод, — эмиттер, С — коллектор вторичных
электронов.
Характер движения быстрых первичных электронов
слабо зависит от структуры твердого тела и незначительно
различается в металлах и полупроводниках. Закон тормо-
жения первичных электронов в твердом теле был сформу-
лирован Виддингтоном и Томсоном. В соответствии с этим
законом уменьшение энергии первичного электрона Еп на
единице пути выражается соотношением
dEu__ А
dx Еп ’
Здесь А — константа Виддингтона.
Отсюда следует, что средняя глубина проникновения
первичного электрона в вещество увеличивается прямо
208
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
пропорционально квадрату его энергии:
1~Е\.
Согласно более поздним работам
I
где т = 1,35 или 1,5.
2. Зарождение вторичных электронов, т. е. возбужде-
ние электронов вещества и переход их в состояния, при
которых они могут покинуть вещество, преодолев потен-
циальный барьер на его границе. Этот процесс происходит
неравномерно на пути движения первичных электронов.
Ионизирующая способность
первичных электронов возра-
стает при уменьшении их энер-
гии по мере торможения. Наи-
большее число вторичных
электронов возникает в конце
пути первичных электронов в
твердом теле, т. е. на среднем
расстоянии I от поверхности.
Распределение ионизирую-
щей способности первичных
электронов вдоль их траекто-
рии показано на рис. 4.3.
Значительная доля вто-
ричных электронов (до 50%)
Рис. 4.3. Плотность ионизации
/и первичных электронов вдоль
длины пробега в эмиттере.
создается также при движении в направлении к поверх-
ности неупруго отраженного потока первичных электро-
нов [2—4]. Таким образом, центры зарождения вторичных
электронов лежат в приповерхностном слое твердого тела
конечной толщины /, через который проходят два потока
первичных электронов: прямой и неупруго отраженный.
3. Движение медленных вторичных электронов от цент-
ров их возникновения к поверхности твердого тела и пре-
одоление ими потенциального барьера на границе тела
с вакуумом. Роль потенциального барьера при вторичной
эмиссии не столь значительна, как при термоэмиссии и
фотоэмиссии, поскольку величины начальной энергии вто-
ричных электронов в среднем значительно превышают
начальные энергии термо- и фотоэлектронов.
§ 4.2]
ВТОРИЧНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ
209
Вторичные электроны, двигаясь в твердом теле, теряют
энергию в результате взаимодействия с решеткой вещества
и свободными электронами. Вследствие значительно мень-
шей, чем у первичных электронов, энергии характер рас-
сеяния ее и характер движения вторичных электронов от-
личаются от соответствующих процессов для первичного
Рис. 4.4. Типичные кривые зависимости коэффициента вторичной
эмиссии сг от энергии первичных электронов Еп.
потока электронов. Основные виды потерь энергии вто-
ричных электронов следующие:
а) рассеяние энергии при кулоновском взаимодействии
со свободными электронами, зависящее от концентрации сво-
бодных электронов;
б) рассеяние энергии на дефектах кристаллической ре-
шетки ;
в) рассеяние энергии при взаимодействии с фононами,
возрастающее при повышении температуры вещества;
г) возбуждение «третичных» электронов.
Как видно, рассеяние энергии вторичными электронами,
а следовательно, и эффективная глубина их выхода в силь-
ной степени зависят от рода и структуры материалаэмиттера.
.Для всех материалов зависимость коэффициента вторич-
ной эмиссии о от энергии первичных электронов Еп (или
210
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
напряжения t/1 между катодом и эмиттером) имеет вид,
показанный на рис. 4.4. По мере увеличения энергии первич-
ных электронов увеличивается общее число возбужденных
вторичных электронов. Одновременно увеличивается сред-
няя глубина I проникновения первичного потока электро-
нов в вещество, вторичные электроны зарождаются на
большем расстоянии от поверхности, вероятность их вы-
хода уменьшается. Этим
Рис. 4.5. Зависимость коэффициен-
та вторичной эмиссии сг некоторых
металлов от угла падения а пер-
вичных электронов.
объясняется наличие макси-
мума на кривых о = f (£„).
Аналогично объясняет-
ся и увеличение коэффи-
циента вторичной эмиссии
при наклонном падении
пучка первичных электро-
нов: чем больше угол паде-
ния первичных электронов
с нормалью к поверхности,
тем на меньшей глубине за-
рождаются вторичные элек-
троны, тем больше вероят-
ность их выхода, а следо-
вательно, и коэффициент
вторичной эмиссии. Зави-
симость о от угла падения
а пучка первичных электро-
нов можно описать эмпири-
ческой формулой [5]
In о = In В —у cos а,
где В и у —константы, за
висящие от материала эмит-
тера и величины Еп. Кривые зависимости о от угла падения
а для некоторых металлов показаны на рис. 4.5.
Для металлов максимальное значение коэффициента
вторичной эмиссии отах соответствует оптимальной энер-
гии первичных электронов от 85 до 900 эв. Значение отах
лежит в пределах от 0,5 (для Li) до 1,8 (для Pt) [6]. Столь
малое значение коэффициента вторичной эмиссии металлов
объясняется большой концентрацией в металлах свобод-
ных электронов проводимости (и порядка 1023 слГ3), на
§ 4.2]
ВТОРИЧНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ
211
которых в основном рассеивается энергия вторичных элект-
ронов.
Если построить характеристики вторичной эмиссии
металлов в относительных единицах
то для всех металлов точки располагаются на одной уни-
универсальной кривой вторичной эмиссии электронов из
металлов была показана Баруди [71 и свидетельствует об
однотипности процессов рассеяния первичных и вторичных
электронов на однотипных решетках различных металлов.
Диапазон значений максимального коэффициента вто-
ричной эмиссии <тшах полупроводников и диэлектриков зна-
чительно шире, чем у металлов, — от 1 до 30. Энергия
первичного пучка, при котором достигается максимальное
значение ошах, несколько превышает соответствующую ве-
личину для металлов, достигая для некоторых полупровод-
ников Етах = 1500 в.
212
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Несмотря на общий характер зависимости о — f (Еп),
универсальной характеристики в относительных единицах
для полупроводников построить нельзя. Большинство эле-
ментарных полупроводников типа Ge, Si, Se характери-
зуется значением <jraax, близким к нижнему пределу зна-
чений, т. е. обнаруживает сходство с металлами. Полу-
проводниковые соединения интерметаллического типа (AiBy,
AiBjv), галоиды щелочных металлов, многие окислы ще-
лочных и щелочноземельных металлов обладают значе-
нием отах, близким к верхнему пределу (10—30).
Разнообразие вторично-эмиссионных свойств полупро-
водников объясняется разнообразием их энергетической
структуры, определяющей преобладающий вид потерь энер-
гии вторичных электронов. По этому признаку можно клас-
сифицировать полупроводники и диэлектрики, разбив их
на несколько групп:
1) Полупроводники с большой концентрацией свободных
электронов проводимости сходны по своим свойствам с ме-
таллами.
2) В полупроводниках с малой шириной запретной зоны
А®, как правило обладающих большой работой выхода,
преобладают потери на возбуждение валентных электро-
нов (создание «третичных» электронов с недостаточной для
выхода энергией). Коэффициент вторичной эмиссии таких
полупроводников невелик, хотя и выше, чем у металлов.
3) В аморфных телах и кристаллических веществах с вы-
сокой концентрацией дефектов решетки основной вид по-
терь энергии •— рассеяние на дефектах. Такие полупровод-
ники характеризуются низким значением отах и независи-
мостью о от температуры.
4) При большой ширине запретной зоны Д& и малой
концентрации дефектов преобладают взаимодействия вто-
ричных электронов с фононами. В этом случае потери энер-
гии вторичными электронами малы. При малой энергии
электронного сродства коэффициент вторичной эмис-
сии велик и понижается с увеличением температуры.
Следует отметить, что для полупроводников существует
энергетический порог вторичной эмиссии — минимальная
энергия первичных электронов (£n)min, определяемая шири-
ной запретной зоны Д§. Чем больше энергетический интер-
вал Д® и чем меньше электронное сродство ga, тем лучше
§ 4.2]
ВТОРИЧНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ
213
вторично-эмиссионные свойства полупроводника: с уве-
личением Ag уменьшается вероятность потерь энергии
вторичными электронами на возбуждение валентных элек-
тронов, а концентрация электронов проводимости стано-
вится меньше. С уменьшением g,2 увеличивается вероят-
ность выхода вторичных электронов.
Сложный характер энергетического спектра вторичных
электронов объясняется тем, что в составе вторичного потока
электронов содержатся,
кроме истинно вторич-
ных электронов (медлен-
ные электроны), упру-
го и неупруго отражен-
ные первичные электро-
ны (тонкая структура).
Форма кривых энер-
гетического распределе-
ния вторичных электро-
нов для металлов и для
элементарных полупро-
водников с низкими зна-
чениями отах не зависит
от энергии Еп. Наиве-
роятнейшая энергия вто-
ричных электронов со-
ставляет величину по-
рядка нескольких элек-
трон-вольт.
На рис. 4.7 показаны
распределения по энер-
Рис. 4.7. Распределение по энергиям
вторичных электронов у различных
металлов.
гиям вторичных электро-
нов для трех металлов при энергии Еп, равной 150 эв. Все
кривые имеют аналогичный вид. Узкий максимум, соответ-
ствующий электронам с энергией 150 эв, вызван упруго
рассеянными первичными электронами. Вплотную к нему
примыкают один или несколько пиков, относящихся к не-
упруго отраженным электронам, и, наконец, вблизи оси ор-
динат располагается широкий максимум, характеризующий
распределение энергий истинно вторичных электронов.
У эффективных полупроводников в энергетическом
спектре вторичных электронов преобладают медленные
214
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
электроны, и относительная доля их увеличивается при
увеличении Е„. Распределение вторичных электронов по
углам вылета описывается в первом приближении зако-
ном косинуса и не зависит от угла падения первичного
пучка.
Экспериментальное исследование вторичной эмиссии
диэлектриков представляет серьезные трудности, так как
из-за плохой их проводимости эмитирующая поверхность
заряжается положительно (при o' 1) или отрицательно
(при o' 1) и вследствие этого истинная величина £п, за-
даваемая разностью потенциалов эмиттера и источника
первичных электронов, становится неопределенной.
В литературе описано много различных эксперименталь-
ных методов для определения коэффициентов вторичной
эмиссии диэлектрических мишеней. По методу, который
предложили Шульман и Македонский [8], первичные элект-
роны посылаются на мишень в виде одиночных прямоуголь-
ных импульсов с продолжительностью 10—30 мксек, так что
на каждые 105 атомов мишени приходится всего один пер-
вичный электрон. Естественно, что в таком случае заряд-
кой диэлектрической мишени можно пренебречь.
Диэлектрические мишени широко применяют в передаю-
щих телевизионных трубках и в специальных видах элект-
ронно-лучевых трубок, используемых в запоминающих
устройствах («электронная память»), В этих трубках
на изолированной поверхности диэлектрика под действием
электронной бомбардировки создается требуемый потен-
циальный рельеф, сохраняющийся в случае необходимости
достаточно долгое время.
В фотоумножителях, где вторичная эмиссия исполь-
зуется для усиления слабых фототоков, диэлектрические
эмиттеры по понятным причинам не могут быть использо-
ваны. Иногда при работе фотоумножителя рассеянные
электронные потоки попадают на изоляторы, с помощью
которых фиксируется взаимное положение отдельных элект-
родов. При этом изоляторы заряжаются и их потенциалы
могут неблагоприятным образом влиять на траектории
электронов. Таким образом, вторичная эмиссия диэлек-
триков в фотоумножителях—это паразитный эффект, для
предотвращения которого при конструировании ФЭУ при-
нимают специальные меры.
§ 4.2]
ВТОРИЧНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ
215
Интересное явление возникает, если бомбардировать
первичными электронами тонкие диэлектрические пленки,
нанесенные на металлическую подложку. В этом случае
коэффициент вторичной эмиссии может достигать чрезвы-
чайно высоких значений, измеряемых сотнями или даже
тысячами единиц. Этот эффект был впервые обнаружен в
1936 г. Молтером у слоя окиси алюминия, обработанной
парами цезия и кислородом.
Кроме необычайно высоких значений о, вторичная эмис-
сия диэлектрических пленок на проводящих подложках,
названная аномальной вторичной эмиссией или эффектом
Молтера, имеет еще ряд характерных особенностей. Так,
в отличие от других типов эмиттеров, эмиттеры из
пленок характеризуются кривыми а = f (Еп), у которых
после перехода через максимум ниспадающая ветвь полу-
чается круче возрастающего участка. Величина о умень-
шается с увеличением первичного тока. Кроме того, вели-
чина о зависит от потенциала коллектора относительно
подложки эмиттера. По данным Молтера, зависимость
вторичного тока /2 от первичного /2 и от потенциала кол-
лектора Ка описывается следующей формулой:
/2 = л/у\
где А, а, р — константы, причем а<4.
Еще одно характерное свойство эмиттеров молтеровского
типа — резко выраженная инерционность, вследствие кото-
рой они не нашли применения в современных электронных
приборах. После включения первичного тока вторичный
ток достигает относительно стационарной величины лишь
спустя некоторое время, а после выключения первичного
тока поверхность продолжает еще некоторое время эмити-
ровать вторичные электроны.
Эффект Молтера объясняют следующим образом. При
бомбардировке диэлектрической пленки первичными элект-
ронами с энергиями, при которых а^> 1, на поверхности
пленки возникают положительные заряды. Эти заряды и их
электрическое изображение в металлической подложке соз-
дают сильные электрические поля, вызывающие автоэлек-
тронную эмиссию подложки. Большая часть автоэлектронов,
двигаясь с большими скоростями, проходит пленку, не
216
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
успев нейтрализовать накопленные на ней положительные
заряды. Инерционность явления объясняется тем, что для
стекания или нейтрализации положительных зарядов тре-
буется некоторый конечный интервал времени.
Согласно другой точке зрения, механизм молтер-эффекта
состоит в лавинном размножении электронов в диэлектри-
ческом слое, имеющем пористую структуру, в результате
ударной ионизации, т. е. до известной степени сходен
с таундсендовским механизмом газового разряда [9, 10].
При определенных условиях аномальная вторичная
эмиссия пористых диэлектрических пленок может перейти
в самоподдерживающуюся эмиссию, продолжающуюся до
нескольких тысяч часов после прекращения бомбарди-
ровки первичными электронами.
В качестве 'эмиттеров вторичных электронов в фото-
электронных умножителях применяют слои полупроводни-
ковых соединений, обладающих высоким значением коэф-
фициента вторичной эмиссии, стабильные во времени и
устойчивые под действием электронной бомбардировки
(обладающие достаточной термостойкостью). Такие веще-
ства получили название эффективных эмиттеров вторичных
электронов.
Эффективные полупроводниковые эмиттеры можно раз-
делить на две большие группы. При изготовлении эмит-
теров первой группы применяют напыление или нанесение
каким-либо другим способом на подложку основных ком-
понентов полупроводникового слоя. Ко второй группе отно-
сятся сплавные эмиттеры, у которых полупроводниковый
слой получается в процессе термической обработки и окис-
ления двух- или трехкомпонентных сплавов. Примером
эффективных эмиттеров первой группы может служить
большинство фотокатодов: сурьмяно-цезиевый, серебряно-
кислородно-цезиевый, многощелочной. Кроме того, в разное
время были разработаны и применялись сложные полу-
проводниковые эмиттеры, сходные по структуре с фоточув-
ствительными пленками: серебряно-серно-цезиевый, медно-
серебряно-цезиевый, медно-серно-цезиевый, кислородно-маг-
ниевый, наносимый на металлическую подложку. Из всех
перечисленных пленочных эмиттеров в настоящее время
применяют только сурьмяно-цезиевый и начинают исполь-
зовать многощелочной.
§ 4.2]
ВТОРИЧНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ
217
Широкая распространенность сурьмяно-цезиевых эмитте-
ров объясняется высокими значениями о, получаемыми при
относительно небольших энергиях первичных электронов,
хорошей стабильностью при токовых нагрузках (не пре-
вышающих 1 мка/см2), сравнительно простой и легко вос-
производимой технологией изготовления.
В однокаскадных ФЭУ применяют сурьмяно-цезиевые
эмиттеры, которые получают путем напыления на стекло
колбы толстого почти непрозрачного слоя сурьмы и после-
дующей обработки его в парах цезия. В последнее время
в однокаскадных ФЭУ стали применять многощелочные
слои (см. § 4.3). Сурьмяно-цезиевые эмиттеры в многокас-
кадных фотоумножителях наносят на металлические (обычно
никелевые) пластины различной конфигурации. В совет-
ских ФЭУ промышленных типов с электростатической фо-
кусировкой (ФЭУ-17, ФЭУ-18, ФЭУ-19 и т. д.) сурь-
ма наносится на электроды напылением в вакууме до
сборки умножительной системы. У английских ФЭУ жа-
люзного типа, выпускаемых фирмой EMI, сурьма напы-
ляется в собранном ФЭУ после его откачки и обезгажи-
вания.
Исследования Тимофеева и Луньковой [11] показали,
что коэффициент вторичной эмиссии сурьмяно-цезиевых
эмиттеров зависит от толщины слоя полупроводника. С уве-
личением толщины эмиттера в некоторых пределах о воз-
растает и при толщине порядка 400 А достигает макси-
мального значения, равного приблизительно 8,5. Данные
Дятловицкой [12], которая исследовала вторичную эмис-
сию сурьмяно-цезиевого эмиттера, выполненного в виде
клина переменной толщины, представлены на рис. 4.8.
Вторично-эмиссионные свойства сурьмяно-цезиевых эмит-
теров, как, впрочем, и эмиттеров других типов, очень
сильно зависят от чистоты исходных материалов, наличия
примесей и, особенно, от применяемой технологии активи-
рования. Этим объясняются существенные различия в ходе
кривых о = f (Еп), полученных различными авторами.
В настоящее время на основании большого статистического
материала можно с уверенностью сказать, что для энер-
гий первичных электронов, меньших 100 эв, наиболее вы-
сокими коэффициентами вторичной эмиссии обладают сурь-
мяно-цезиевые эмиттеры.
218
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Более многочисленна и разнообразна группа широко
используемых в настоящее время эффективных эмиттеров,
образованных на основе сплавов. Один из компонентов
сплава, называемый активным, обычно присутствует в не-
больших количествах (1—3%). Он обладает большим срод-
Рис. 4.8. Зависимость коэффициента вторич-
ной эмиссии о от толщины d сурьмяно-
цезиевого эмиттера при различных энергиях
первичных электронов.
1 — 100 эв, 2 — 150 эв. 3 — 200 эв, 4 — 300 эв,
5 — 600 эв, 6 — 900 эв.
поверхность, окисляется там, образуя тонкую пленку
окисла, определяющую вторично-эмиссионные свойства.
Второй компонент, являющийся основой, выполняет роль
среды, которая не должна препятствовать диффузии актив-
ного компонента, а должна служить проводящей подлож-
кой готового эмиттера.
Наибольший интерес представляют эмиттеры, на поверх-
ности которых созданы слои окиси магния или бериллия.
Эта группа сплавных эмиттеров была исследована в ра-
ботах многих авторов.
Лепешинской [13, 14] были тщательно изучены сплавы
Cu-Al-Mg и Cu-AI-Be, а также сплавы Cu-Mg, Cu-Si-Mg и
§ 4.2]
ВТОРИЧНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ
219
Cu-Ве. Концентрация магния в этих сплавах была не
менее 1%, а бериллия — около 2%.
Вторично-эмиссионные характеристики сплавных эмит-
теров определяются структурой окисных пленок с нару-
шенным стехиометрическим составом. Поэтому основное
внимание было уделено выяснению условий образования
этих пленок в процессе активирования сплавов. Получе-
ние необходимой толщины пленок связано со скоростями
диффузии легкого компонента сплава и его окислением,
а также с соотношением скоростей диффузии магния (или
бериллия) и кислорода через образовавшийся на поверх-
ности слой окисла.
По данным экспериментальных исследований [14], при
оптимальных условиях активирования создаются окис-
ные пленки толщиной 200—300 атомных слоев. Такие
пленки обеспечивают высокие коэффициенты вторичной
эмиссии и обладают достаточно высокой электропровод-
ностью.
Интересно отметить, что значения коэффициентов вто-
ричной эмиссии при малых Еп у пленок окиси бериллия
выше, чем у пленок окиси магния, в то время как макси-
мальные о у пленок MgO выше, чем у пленок ВеО. Макси-
мальные коэффициенты вторичной эмиссии достигаются при
энергиях первичных электронов порядка 700—900 эв.
Далее кривая о = f (Д.) для пленок MgO имеет плато
вплоть до Еп = 1800—2000 эв. Для пленок ВеО макси-
мум кривой выражен несколько резче.
Суммируя результаты большого числа измерений, можно
указать следующие данные для коэффициентов вторичной
эмиссии магниевых и бериллиевых сплавов [13]:
Тип пленки ' СТ50 В аюо в ^тах
MgO 2,2—2,3 3,8—3,9 12—15
ВеО 2,6—2,7 3,9—4,3 8-12
В отпаянных приборах при вакууме порядка 10 9 мм рт.
ст. максимальная величина коэффициента вторичной эмис-
сии у обоих сплавов не превышала 7—8.
220
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ 4
Лепешинской были исследованы спектры скоростей вто-
ричных электронов сплавных эмиттеров. У активирован-
ного Cu-Al-Mg-сплава максимум распределения по скоро-
стям лежит вблизи 1 эв, а полуширина кривой равна 2 эв.
В случае Cu-Al-Ве- и Cu-Ве-сплавов максимум располо-
жен около 0,7 эв, а полуширина кривой распределения
составляет 4 эв.
Температурная зависимость вторично-эмиссионных
свойств активированных сплавов может быть, очевидно, изу-
чена при температурах, не превышающих температуру
активирования. Поэтому магниевые сплавы исследовались
в диапазоне температур от —70 до + 450* С, а бериллие-
вые— до +600° С. Измерения, проведенные в отпаянных
приборах при вакууме 2- 109 мм рт. ст., показали, что
сплавы магния имеют отрицательный температурный коэф-
фициент порядка 0,025—0,030% на градус. У сплавов
бериллия температурный коэффициент также имел отри-
цательный знак и величину порядка 0,040—0,045% на
градус. Температурные изменения о для обоих сплавов
были обратимыми. Все измерения проводились при энер-
гиях первичных электронов, больших 200—300 эв. При
меньших Еп изменения о были столь малы, что не превы-
шали пределов погрешности измерений.
Для применений в электронных приборах большой
интерес представляет способность эффективных эмиттеров
стабильно работать при различных токовых нагрузках.
При малых плотностях токов разрушение сплавных эмит-
теров обычно не наблюдается вплоть до энергии первичных
электронов 10 кэв. При плотностях первичных токов,
не превышающих 5 мка/см2, сплавные эмиттеры способны
стабильно работать в течение сотен часов.
Интересный метод активирования Ag-Mg-сплава (98,3%
Ag + 1,7% Mg) был предложен Раппапортом [15]. Про-
ведя большое число экспериментов (активирование в ки-
слороде, воздухе, азоте, гелии, водороде и парах воды),
он установил, что наиболее высокие коэффициенты вторич-
ной эмиссии получаются при активировании серебряно-
магниевого сплава в парах воды, имеющих давление по-
рядка 104 мм рт. ст.
Раппапорт выдвигает следующее объяснение этого факта.
Известно, что магний и кислород имеют большую скорость
§ 4.2]
ВТОРИЧНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ
221
диффузии в нагретом серебре, причем скорость диффузии
кислорода несколько больше. Молекулы же окиси магния
диффундируют значительно медленнее. При нагревании
серебряно-магниевого сплава в кислороде последний быстро
проникает в толщу сплава и окисляет атомы магния, мед-
ленно движущиеся к поверхности. Тем самым их глубин-
ное положение «замораживается» и приток атомов магния
к поверхности резко замедляется. Это затрудняет создание
на поверхности эмиттера пленки MgO, обеспечивающей
высокие значения о. Молекулы воды имеют очень малую
скорость диффузии в нагретом
серебре, и ничто не препят-
ствует атомам магния выхо-
дить на поверхность и окис-
ляться, создавая активную
пленку.
Автор предлагает, далее,
еще одно усовершенствова-
ние процесса активирования.
Дело в том, что если сплав,
обработанный в парах воды,
окажется случайно перегре-
тым, то металлический маг-
ний, обильно выходящий на
Рис. 4.9. Стабильность коэффи-
циента вторичной эмиссии при
одно-(кривая 1) и двухступен-
чатом (кривая 2) активировании
серебряно-магниевого сплава
(£п = 300 эв).
поверхность сплава, может испаряться, покрывая проводя-
щей пленкой межэлектродные изоляторы и вызывая ко-
роткое замыкание. Для предотвращения этого сплав после
активирования в парах воды рекомендуется дополнительно
прогреть в кислороде, который проникнет через образовав-
шийся ранее слой окиси магния и окислит («заморозит»)
в сплаве избыточные атомы магния.
Изменение со временем коэффициента вторичной эмис-
сии Ag-Mg-сплава при одно- и двухступенчатом активиро-
вании показано на рис. 4.9. После двухступенчатого акти-
вирования сплава обеспечиваются более высокие и более
стабильные значения о.
Йошида и его сотрудники [16] исследовали вторично-
эмиссионные свойства медно-бериллиевых сплавов с содер-
жанием бериллия 0,5; 1,5 и 3%. Перед активированием
специальные экспериментальные трубки, в которые были
вмонтированы исследуемые образцы сплавов, прогревались
222
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
при температуре 400° С в течение часа при давлении,
меньшем 10 4 мм рт. ст. Методом электронной дифракции
было установлено, что при этом прогревании поверхность
сплавов не окислялась. При последующем активировании
образцов авторы обращали особое внимание на условия
получения на поверхности пленки ВеО, обеспечивающей
высокие коэффициенты вторичной эмиссии. В случае не-
благоприятных условий активирования на поверхности
эмиттера могла образоваться пленка окиси меди.
При температурах, превышающих 400° С, скорость
роста пленки окиси бериллия зависела только от давления
кислорода. Авторы установили, что для получения высо-
ких о сплав должен содержать больше 1,5% бериллиевых
атомов. Чтобы предотвратить образование окиси меди,
температура должна быть поднята до 700—800° С при дав-
лении, меньшем 10~4 мм рт. ст., и только после этого
в трубку со сплавом следует вводить кислород. Диаграмма
зависимости отах от температуры и давления представлена
на рис. 4.10.
Кульварской были исследованы вторично-эмиссионные
свойства сплавов на основе никеля [17, 18]. Наиболее пер-
спективным оказался сплав никель — бериллий, впервые
изученный в начале сороковых годов Гилле [19] и Маттес
[20]. Этот сплав обладает повышенной температурной стой-
костью по сравнению с магниевыми сплавами.
Для получения оптимальных условий активирования
Кульварская измеряла значения о на различных стадиях
окисления. Типичная группа кривых, иллюстрирующая
результаты измерений, приведена на рис. 4.11. Кривая 1
относится к неактивированному сплаву, кривые 2 и 3 —
к начальным стадиям активирования. После дополнитель-
ного окисления, в результате которого 1 см2 поверхности
сплава поглотил 1 мкг кислорода, значения коэффициен-
тов вторичной эмиссии достигли 12 (кривые 4 и 4' отно-
сятся к двум образцам). Дальнейшее окисление приводит
к возникновению эффекта Молтера (кривая 5).
Вторично-эмиссионные свойства активированного ни-
кель-бериллиевого сплава практически не меняются после
пребывания на воздухе в течение десятков часов.
Активирование никель-циркониевых сплавов, обладаю-
щих еще лучшей, чем Ni-Be-сплав,^температурной стой-
§ 4.2]
ВТОРИЧНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ
223
костью, требует более высоких температур — порядка
900° С. Эти сплавы имеют существенно меньшие вели-
чины о по сравнению с Ni-Be-сплавом: максимальные зна-
чения коэффициентов вторичной эмиссии не превышают 4
и достигаются при очень
высоких энергиях первич-
ных электронов (800 эв).
Технология активиро-
вания никель-титановых
сплавов почти не отли-
чается от технологии
р, мм рт. ст.
max
,=2
max $
ётая 5
Ю
Ю
ю
Рис. 4.11. Зависимость коэффи-
циента вторичной эмиссии от ско-
рости первичных электронов для
никель-бериллиевого сплава на
разных стадиях активирования.
ю
ю
10
600 700 800 900
I, °C
Рис. 4.10. Зависимость
Отах от температуры и
давления.
Штриховкой отмечена об-
ласть, для которой не полу-
чено надежных результатов.
активирования никель-циркониевых. Коэффициенты их вто-
ричной эмиссии также невысоки.
Наиболее точным критерием завершения процесса ак-
тивирования Кульварская считает поглощение сплавом
определенного объема кислорода, а не время прогревания,
как это считают авторы большинства других работ.
В фотоумножителях промышленного типа широко
применяют сплавы алюминия с магнием [21, 22]. Кривые
224
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Рис.4.12. Зависимость коэф-
фициента вторичной эмиссии
от энергии первичных элек-
тронов Еп для активирован-
ных Al-Mg-сплавов с различ-
ным содержанием магния
[21].
1 - 2%, 2 - 0.15%, 3 - 0,05%,
4 — для окисленного алюминия.
зависимости о от £п для этих сплавов при различном про-
центном содержании в них магния представлены на рис. 4.12.
Для получения высоких коэффициентов вторичной эмис-
сии содержание магния должно быть не менее 1,5%. Если
в сплав введены присадки редкоземельных элементов лан-
тана или неодима, то содержание
магния может быть уменьшено
до 0,02 [21].
Все приведенные выше ха-
рактеристики эффективных эмит-
теров были получены в специ-
альных экспериментальных при-
борах, состоящих обычно из тер-
мокатода — источника первич-
ных электронов, исследуемого
эмиттера и коллектора вторич-
ных электронов. Исследуя в та-
ком приборе различные режимы
активирования, можно опреде-
лить оптимальные условия по-
лучения наибольших коэффи-
циентов вторичной эмиссии. Од-
нако реализовать найденные та-
ким образом режимы можно
только в электронных умножи-
телях без фотокатода. В фото-
умножителях в одном баллоне
приходится активировать фото-
катод и группу эмиттеров, тем-
пературные режимы получения оптимальных эмиссион-
ных характеристик которых, как правило, не совпадают.
Кроме того, в подавляющем большинстве случаев фотока-
тоды обрабатывают в парах щелочных металлов, которые
проникают в умножительную систему и, вступая во взаи-
модействие с активными поверхностными слоями эмитте-
ров, меняют их вторично-эмиссионные свойства. Влияние
цезирования на некоторые эффективные эмиттеры показано
на рис. 4.13 и 4.14. Во всех случаях обработка в парах
щелочных металлов приводит к росту ст [22].
Зависимость средних каскадных коэффициентов усиле-
ния фотоумножителей различных типов от энергии первич-
§ 4.21
ВТОРИЧНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ
225
ных электронов представлена на рис. 4.15 [22]. Наиболее
высокими коэффициентами вторичной эмиссии обладает
группа фотоумножителей с сурьмяно-цезиевыми эмитте-
рами. Среди них наибольшие значения о соответствуют
конструкциям с массивными катодами. Это объясняется
Рис. 4.13. Влияние обра-
ботки в йарах цезия на ко-
эффициент вторичной эмис-
сии Al-Mg-сплава.
1,2,3 — после термоактивиро-
вания, Г, 2', 3' — после обработ-
ки в парах цезия.
Рис. 4.14. Влияние обработки
в парах щелочных металлов на
коэффициент вторичной эмиссии
Al-Mg-сплава [22].
1,2 — после термоактивирования,
Г, 2' — после обработки в парах
калия (натрия), 1", 2" — после об-
работки в парах цезия.
тем, что в умножителях с полупрозрачными катодами труд-
нее совместить технологические режимы активирования
эмиттеров и катода.
Если бомбардируемый первичными электронами эмит-
тер представляет собой тонкую пленку, то вторичные элек-
троны можно наблюдать с обеих ее сторон. Создание эффек-
тивных эмиттеров, работающих на прострел, представляет
большой интерес с точки зрения возможности улучшения
некоторых параметров ФЭУ (§ 4.10). Достижению именно
этой цели были посвящены работы по пленочным эмитте-
рам Штернгласса и Вахтеля [23, 24]. В качестве эффектив-
ного вторично-эмиссионного слоя они использовали пленку
КС1 толщиной порядка 60 А с проводящим подслоем золота
22G
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
толщиной 15—20 А. Опорным слоем служил SiO толщиной
100 А, нанесенный на мелкоструктурную сетку. Макси-
мальный коэффициент вторичной эмиссии был равен 8,4
при Е„ = 3,2 кв. Основной
Рис. 4.15. Средние коэффициен-
ты усиления каскада фотоумно-
жителей различных типов [22].
17, 19, 20, 22, 24, 26,27,30, 35, 37—
советские фотоумножители, выпус-
каемые промышленностью (см. §4.12);
I — конструкция ФЭУ-29, эмиттеры
которого изготовлены из Al-Mg-спла-
ва; II — то же, но катод щелочной;
/// — конструкция ФЭУ-27, катод из
Sb-Na-K-сплава; IV — то же, но ка-
тод из Ag-O-Cs-сплава; 1Р21 — аме-
риканский умножитель с массивным
катодом; 5819 — американский умно-
житель с полупрозрачным катодом.
гался при напряжениях в
вольт.
недостаток описанных эмит-
теров, вследствие которого
на их основе пока не уда-
лось создать фотоумножи-
тель нового типа, — резкие
усталостные эффекты (сниже-
ние а) даже при сравнитель-
но небольших токовых на-
грузках.
Буткевич и Бутслов [25]
исследовали вторичную эмис-
сию на прострел тонких алю-
миниевых фолы, покрытых
слоем окиси магния, широко
используемой в качестве эф-
фективного эмиттера на от-
ражение. Алюминиевая фоль-
га изготовлялась путем кон-
денсации алюминия в ваку-
уме на пленке нитроклетчат-
ки, которая затем растворя-
лась в амилацетате. Зависи-
мость хода кривых а = f (£„)
от толщины пленки MgO по-
казана на рис. 4.16. Коэффи-
циенты вторичной эмиссии
пленок обнаруживали резкую
зависимость от потенциала
коллектора. Максимум дости-
несколько сотен или тысяч
Вторичная эмиссия на прострел слоев окиси магния на
алюминиевой подложке исследовалась также Яснополь-
ским и его сотрудниками [26, 27]. Алюминиевая пленка
наносилась на мелкоструктурную медную или вольфрамо-
вую сетку. Благодаря этому удавалось почти на порядок
уменьшить толщину подложки и, как следствие, суще-
ственно снизить энергию первичных электронов, соответ-
§ 4.2]
ВТОРИЧНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ
227
ствующую Отах (рис. 4.17). Прогревание описанного эмит-
тера в вакууме при температуре 450° С приводило к воз-
растанию вторичной эмиссии, которая заметно снижалась
во время электронной бомбардировки. Если после нане-
сения слоя MgO такие эмиттеры уплотнить путем обра-
ботки в парах летучей жидкости, то они дают меньшие о,
Рис. 4.16. Кривые о = f (£п)
для алюминиевых пленок с
окисью магния.
Рис. 4.17. Кривые о = f (£п)
для алюминиевой пленки тол-
щиной 400 А (1) и построен-
ного на ней эмиттера из окиси
магния толщиной 0,05 мг!см? до
прогревания (2) и после него (.3).
но становятся более устойчивыми к токовым нагрузкам.
Для уплотненных эмиттеров энергия первичных электро-
нов, соответствующая началу вторичной эмиссии на про-
стрел, также была равна 1 кв.
Интересно отметить, что для уплотненных эмиттеров
насыщение тока вторичной эмиссии наступает при потен-
циале коллектора, равном 30 в. Дальнейшее увеличение
потенциала коллектора вплоть до 450 в практически не
изменяет величину вторичного тока. При повышении на-
пряжения коллектора в случае неуплотненных эмиттеров
228
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
часто наблюдается рост коэффициента вторичной эмиссии
до величины порядка 30—40 и более. По мнению авторов
работы [27], это явление объясняется лавинным размноже-
нием электронов в слое.
§ 4.3. Однокаскадные фотоэлектронные умножители
В ряде случаев, например в аппаратуре звукового кино,
чувствительность вакуумных фотоэлементов оказывается
недостаточной, а использование газонаполненных нежела-
тельно из-за неудовлетворительных частотных или свето-
вых характеристик. Для такого рода аппаратуры удобны
7—OlnJ— 3 7-ХЗ
Рис. 4.19. Одно-
каскадный фото-
умножитель
ФЭУ-2.
1—фотокатод, 2 —
эмиттер, 3 — анод.
однокаскадные фотоумно-
жители, чувствительность
которых в несколько раз
выше, чем вакуумных фото-
элементов, в то время как
область линейности свето-
вой характеристики и ча-
стотные свойства практи-
чески такие же. В настоя-
щее время наша промыш-
ленность выпускает одно-
Рис. 4.18. Одио-
каскадный фото-
умножитель
ФЭУ-1.
1 — фотокатод, 2—
эмиттер, 3 — анод
(выводы электро-
дов обозначены те-
ми же цифрами),
каскадные фотоумножите-
ли двух типов: ФЭУ-1 и
ФЭУ-2 (рис. 4.18 и 4.19),
которые по своему конст-
руктивному оформлению
напоминают фотоэлементы.
Их сурьмяно-цезиевый фо-
токатод нанесен на внут-
реннюю поверхность сферической части колбы и занимает
приблизительно половину ее поверхности.
В качестве эмиттера вторичных электронов также ис-
пользуется сурьмяно-цезиевый слой на стекле колбы. Рас-
положен он на стороне, противоположной катоду, не-
сколько ниже последнего, и занимает значительно мень-
шую площадь. Анодом в фотоумножителях обоих типов
служит кольцо из никелевой проволоки и закороченный
с ним распылитель сурьмяного компонента катода и эмит-
тера, помещенный в нижней части кольца. Электроны с ка-
§ 4.3] однокаскадные фотоэлектронные умножители 229
тода ускоряются в сторону анода и пролетают внутри
кольца, бомбардируя эмиттер. Вторичные электроны с
эмиттера собираются на анод.
Как ФЭУ-1, так и ФЭУ-2 тшедназначены для звуковос-
производящей аппаратуры. У ФЭУ-1 катод и анод выве-
дены в нижнюю часть цоколя, на боковой поверхности
которого расположен вывод эмиттера. Катодный вывод
ФЭУ-2 помещен в верхней части колбы, а выводы анода и
иа,в
Рис. 4.20. Анодные характеристики трех образ-
цов одно каскадного фотоумножителя.
эмиттера смонтированы на нижнем цоколе. Анодный вывод
расположен внизу, а эмиттерный, выполненный в виде
кольца, прилегает вплотную к колбе.
Основные параметры указанных однокаскадных фото-
умножителей приведены в табл. 4.1.
Типичные характеристики ФЭУ-1 изображены на
рис. 4.20, 4.21, 4.22. Анодная характеристика (рис. 4.20)
показывает зависимость интегральной чувствительности Sa
от напряжения t/a между эмиттером и анодом при фикси-
рованном напряжении между катодом и эмиттером. При
напряжении порядка 30 в все вторичные электроны соби-
раются анодом (режим насыщения) и дальнейшее повыше-
ние напряжения между эмиттером и анодом нецелесооб-
230
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Каскадная (эмиттерная) характеристика (рис. 4.21)
Рис. 4.21. Каскадные характеристики тех же, что
и на рис. 4.20, образцов однокаскадного фото-
умножителя.
от напряжения U3 между фотокатодом и эмиттером при фик-
сированном напряжении между катодом и анодом. Изоб-
раженная на рисунке характеристика снята при напряже-
нии катод — анод, рав-
ном 220 в. При увеличе-
нии напряжения до 190 в
чувствительность возра-
стает, так как увеличи-
вается коэффициент вто-
ричной эмиссии эмитте-
ра. Резкий завал харак-
теристики около 200 в
объясн яется возн икнове-
нием вблизи эмиттера
объемного заряда, кото-
Рис. 4.22. Вольтамперная характери-
стика однокаскадного фотоумножи-
теля (Ф =0,01 лм).
рый приводит к сниже-
нию анодного тока.
Вольтамперная ха-
рактеристика (рис. 4.22)
показывает зависимость выходного тока / (или, что то же
самое, анодной чувствительности) от общего напряжения
U питания ФЭУ при постоянном отношении U.JU3.
§ 4,4] МНОГОКАСКАДНЫЕ ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
231
Таблица 4.1
Основные параметры однокаскадаых ФЭУ
ФЭУ-1 ФЭУ-2
Напряжение Напряжение между катодом и анодом, в . . между эмиттером и катодом, в 220 170 220 170
Наименьшая мка/лм . . интегральная чувствительность, 400 400
Наибольший темновой ток, а 1 • ИГ7 1 10“7
Наибольший диаметр, мм ............. 40 31
Наибольшая длина, мм 124 71
Наибольшее напряжение между катодом и ано- JTOM. Я ....... 250 250
Температура окружающей среды, °C .... 10—30 10—30
Работнова и Конончук [28, 29] описали эксперименталь-
ные однокаскадные фотоумножители с многощелочными ка-
тодом и эмиттером. Коэффициент усиления многощелочного
эмиттера находился в пределах 5—11 при напряжении
между катодом и эмиттером порядка 170—200 в. Макси-
мальная величина чувствительности этих фотоумножите-
лей была равна 1300 мка/лм.
Сравнение эффективности сурьмяно-цезиевых и много-
щелочных катодов и эмиттеров в однокаскадных фотоум-
ножителях ФЭУ-1 дало следующие результаты [29]: сред-
няя чувствительность первых была равна 1024 мка/лм,
а вторых — 2160 мка/лм. Максимальные чувствительности
были соответственно равны 1495 и 3740 мка/лм.
§ 4.4. Многокаскадные фотоэлектронные умножители
В настоящее время в Советском Союзе серийно или
опытными партиями выпускаются многокаскадные ФЭУ
более пятидесяти типов, а во всех других странах — более
двухсот. Столь большое разнообразие типов многокаскад-
ных ФЭУ вызвано как чрезвычайным многообразием науч-
ных и технических применений умножителей, так и тем,
что различные лаборатории, занимающиеся их разработ-
кой, находят отличающиеся решения одних и тех же кон-
структивных задач.
232
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Современные ФЭУ состоят из двух основных частей:
катодной камеры и вторично-эмиссионной умножительной
системы, разработка и усовершенствование которых пред-
ставляют собой в значительной мере самостоятельные
задачи. При обзоре конструкций ФЭУ целесообразнее про-
анализировать наиболее интересные варианты катодных
камер и умножительных систем, нежели рассматривать
конкретные типы ФЭУ, классифицируя их по основным
областям применений.
Катодные камеры. Световое излучение, регистрируемое
с помощью ФЭУ, можно разбить на две группы: рассеян-
ные световые потоки и направленные узкие потоки (лучи).
Вспышки сцинтилляторов (см. § 4.10) — наиболее распро-
страненный пример излучения первой группы. Излучение
звезд или спектральные линии, сфокусированные оптиче-
скими средствами на катод ФЭУ, могут служить примерами
световых потоков второй группы. В первом случае исполь-
зуемая площадь катода может достигать сотен квадратных
сантиметров, во втором, — как правило, не превышает
нескольких квадратных миллиметров.
Для фотометрирования рассеянных световых потоков
наиболее удобны ФЭУ с полупрозрачными катодами, нане-
сенными на торцовую поверхность цилиндрического стек-
лянного баллона. Основная область применения этого
класса умножителей, стимулировавшая их чрезвычайно
интенсивное развитие в течение последних пятнадцати лет,—
сцинтилляционные счетчики, используемые в ядерной фи-
зике и технике.
В подавляющем большинстве случаев площадь полу-
прозрачных катодов в несколько раз больше площади
первого эмиттера. Поэтому для того, чтобы собрать фото-
электроны на первый эмиттер, необходимы специальные
фокусирующие системы.
Простейший и самый распространенный вариант катод-
ной электронно-оптической системы изображен на
рис. 4.23, а. Эта система образована: поверхностью ка-
тода /; находящимся под потенциалом катода металличе-
ским слоем 2, напыленным на боковую, прилегающую
к катоду поверхность колбы (манжета), и диафрагмой 3
с входным отверстием для прохода фотоэлектронов на пер-
вый эмиттер 4. Подобные конструкции используются в ум-
§ 4.4] МНОГОКАСКАДНЫЕ ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ 233
ножителях ФЭУ-11, ФЭУ-12, ФЭУ-13, ФЭУ-29, в большин-
стве умножителей, выпускаемых американскими фирмами
RCA и Du Mont, английской фирмой EMI.
Фокусирующие свойства системы, изображенной на
рис. 4.23, а (отношение диаметра D катода к диаметру d
сечения пучка фотоэлектронов в плоскости диафрагмы),
определяются расстоянием h между катодом и диафрагмой.
Моделирование показало, что оптимальная величина
D = 1J h. В этом случае Did = 10 [30].
В фотоумножителях многих типов первый эмиттер
расположен несимметрично относительно электродов катод-
ной камеры. Это несколько усложняет сбор фотоэлектронов
на первый эмиттер. Улучшения сбора в умножителях рас-
сматриваемого вида можно достичь, если отказаться от осе-
вой симметрии катодной электронно-оптической системы.
Помещая в катодную камеру цилиндрический электрод,
одна из торцовых плоскостей которого наклонена к оси 00
баллона, можно откорректировать траектории фотоэлек-
тронов, направленные неблагоприятным образом. На
рис. 4.23, б показана катодная камера ФЭУ-35, в которой
корректирующий цилиндр укреплен на диафрагме.
В большинстве конструкций умножительных систем
первый "эмиттер и, следовательно, входное отверстие диа-
фрагмы расположены сбоку от центральной плоскости си-
стемы (00, рис. 4.23, б). Если центр входного отверстия
находится на оси баллона (рис. 4.23, а и 4.23, б), несим-
метричность входа умножительной системы приводит к
резко несимметричному расположению ее в баллоне ФЭУ.
Это в свою очередь связано с неполным использованием
объема баллона. Для ФЭУ средних и больших размеров
отмеченное обстоятельство не играет существенной роли.
Но в миниатюрных конструкциях вопросы более полного
использования объема баллона приобретают первостепен-
ное значение.
В миниатюрных ФЭУ целесообразно располагать умно-
жительную систему в баллоне симметрично, а входное от-
Ие диаФРагмы — эксцентрично. В катодной камере
ФЭУ-31 [31] для сбора электронов в эксцентрично распо-
ложенное входное отверстие на диафрагме помещен спе-
циальный цилиндрический электрод, ось которого накло-
нена к оси катода под углом 20° (рис. 4.23, в).
234
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Рис. 4.23. Схемы катодных электронно-оптических систем ФЭУ с торцовыми
полупрозрачными катодами.
§ 4.4] МНОГОКАСКАДНЫЕ ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
236
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Одна из особенностей рассмотренных выше катодных
блоков — малые ускоряющие градиенты потенциала у
фотоэмитирующей поверхности, что является следствием
относительно большого расстояния между катодом и диа-
фрагмой и экранирующего влияния манжеты. Малые гра-
диенты и особенно неравномерность их распределения вдоль
поверхности катода приводят к значительному разбросу
времен пролета фотоэлектронов, эмитированных из цент-
ральных и краевых частей катода. Вследствие этого рас-
смотренные конструкции катодных камер не могут быть
использованы в умножителях, предназначенных для иссле-
дования ядерных процессов, разделенных наносекундными
интервалами времени. Умножители, специально разра-
ботанные для этих измерений, обычно называют времен-
ными.
В умножителе ФЭУ-1 В [32] для уменьшения разброса
времен пролета i\.t фотоэлектронов между катодом и диа-
фрагмой введены дополнительные фокусирующие кольца
(рис. 4.23, г), напыленные на цилиндрическую часть бал-
лона и имеющие отдельные боковые выводы на колбе.
В катодную камеру ФЭУ-33 [33, 34] — первого отечест-
венного серийного умножителя, предназначенного для ис-
следования временных корреляций, — введен специальный
ускоряющий цилиндр, смонтированный на диафрагме (ле-
вая половина рис. 4.23, д'). Исследование этого вари-
анта в электролитической ванне показало, что благодаря
цилиндру значительно возросла напряженность поля у ка-
тода, причем распределение градиентов вдоль эмитирую-
щей поверхности стало существенно более равномерным.
При сближении цилиндрического электрода и катода воз-
растали градиенты ускоряющего поля и повышалась их
равномерность в прикатодной области. Но при этом про-
исходила постепенная расфокусировка фотоэлектронов (пра-
вая половина рис. 4.23, д).
Таким образом, неравномерность распределения напря-
женности поля вдоль катода, с одной стороны, исполь-
зуется для фокусировки фотоэлектронов на первый эмит-
тер, с другой — является одной из основных причин вре-
менного разброса. Неравномерность прикатодного поля
можно характеризовать безразмерным параметром 6£к,
определяющим перпендикулярную к оси колбы составляю-
§ 4.41 МНОГОКАСКАДНЫЕ ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ 237
Следовательно,
щую напряженности этого поля:
где Е и £ц — напряженности ускоряющего поля на краю
и в центре рабочей поверхности катода.
Анализируя электростатические поля катодных камер,
нетрудно заметить, что в случае плоских торцовых фото-
катодов степень фокусировки электронов на входное окно
диафрагмы зависит от 6ЕК. При этом для D/h 1
С другой стороны, чем выше равномерность (меньше
6ЕК), тем, очевидно, меньше временной разброс, т. е.
А/ф —6ЕК.
. , D
d-
Таким образом, разброс времен пролета фотоэлектронов
в умножителях с плоскими катодами (с ускоряющими элек-
тродами или без них) при Dld^> 1 принципиально неустра-
ним и зависит от соотношения между диаметрами катода
и входного отверстия диафрагмы. Другой принципиально
неустранимый источник временного разброса в системах
с плоскими катодами — разность длин центральных и крае-
вых траекторий электронов.
Если катоду придана сферическая форма, то фокуси-
ровка электронов на первый эмиттер может быть без труда
получена и при 6ЕК = 0. Кроме того, в этом случае зна-
чительно снижается временной разброс, вносимый раз-
ностью длин траекторий электронов. Во временных ФЭУ,
разработанных в последние годы, применяют только такие
катодные камеры, электростатические поля которых в
начале траекторий электронов близки к сферически симмет-
ричным. Для лучшего оптического контакта со сцинтилля-
тором наружную поверхность катодного стекла в умножи-
телях «средних» размеров обычно делают плоской.
Две разновидности катодных камер с плоско-вогнутыми
торцовыми стеклами и временным разбросом, меньшим
1 нсек, изображены на рис. 4.24, а и 4.24, б.
238
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
|ГЛ. 4
Сферичность прикатодного поля в умножителе ФЭУ-36
(рис. 4.24, а) создается двумя ускоряющими цилиндрами,
расположение которых было подобрано в электролитиче-
ской ванне. Первый цилиндр находится под потенциалом
диафрагмы, второй — соединен внутри баллона с третьим
эмиттером. Скошенные торцы цилиндров, обращенные в
сторону диафрагмы, создают небольшое боковое сме-
щение потока фотоэлектронов, о котором говорилось
выше (рис. 4.23, б).
Рис. 4.24. Схемы катодных камер ФЭУ с торцовыми
сферическими полупрозрачными катодами.
Более сложная конструкция катодной камеры приме-
нена в умножителе 56AVP, выпускаемом рядом западно-
европейских фирм 136]. Вместо манжеты в электронно-
оптическую систему помещен цилиндрический электрод,
на который подан положительный потенциал относительно
катода (рис. 4.24, б). Этот электрод может быть использо-
ван также для регулировки величины рабочей поверх-
ности катода ФЭУ. Подавая на него различные значения
отрицательного потенциала, можно в широких пределах
менять величину рабочей поверхности катода, с которой
электроны собираются во входное окно диафрагмы.
Необходимость регулировки величины рабочей пло-
щади катода чаще всего встречается при фотометрировании
предельно малых световых потоков, близких к пороговой
§ 4.4| МНОГОКАСКАДНЫЕ ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ 239
чувствительности ФЭУ. Поскольку одна из основных со-
с тя вл я юит и х шумов умножителя вызывается термоэмис-
сией фотокатода, площадь его должна быть как можно
меньше. Но изготовление высокочувствительных катодов
малой площади наталкивается на ряд технологических
трудностей. Поэтому было предложено несколько конст-
рукций катодных камер с вспомогательным электродом, по-
тенциал которого определяет диаметр рабочей поверхности
катода. Одна из таких конструкций, предложенная Гарт-
маном [31], изображена на рис. 4.25.
Помещая в катодную камеру мел-
коструктурную сетку, находящуюся
под отрицательным по отношению к
катоду потенциалом, можно умень-
шить термоэмиссионный ток катода и
регулировать его спектральную ха-
рактеристику. Тщательное исследова-
ние умножителя с катодной сеткой
было проведено Уолтоном [37].
Рис. 4.25. Схема ка-
тодиой камеры с вспо-
могательным электро-
дом А для регулиро-
вания диаметра рабо-
чей площади катода.
Во всех рассмотренных выше кон-
струкциях торцовые полупрозрачные
катоды были малых и средних диа-
метров (D <: 50 мм). В умножите-
лях с катодами больших диаметров
(в настоящее время выпускают фотоумножители, диамет-
ры катодов которых превышают 500 мм) обычно при-
меняют те же умножительные системы, что и в умножите-
лях средних размеров, и, следовательно, те же диаметры
входных отверстий диафрагм. Поэтому один из основных
вопросов, с которым приходится сталкиваться при конст-
руировании ФЭУ больших диаметров, — создание систем
с «острой» фокусировкой фотоэлектронов. В катодных ка-
мерах этих фотоумножителей всегда используют сфериче-
ские торцовые стекла и электронно-оптические иммерсион-
ные объективы, образуемые группой цилиндрических или
конических электродов.
В первых конструкциях таких ФЭУ фокусирующими
электродами служили кольца, напыленные непосредственно
на внутреннюю поверхность колбы. На рис. 4.26, а изобра-
жена катодная камера экспериментального фотоумножи-
теля ФЭУ Н-6699 [38]. Аналогичные фокусирующие
240
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
системы, но с меньшим числом колец были применены в
советских фотоумножителях ФЭУ-23 и ФЭУ-24 [31]. В
умножителях, созданных в последние годы, фокусирующие
кольца различных диаметров и разной формы монтируют
внутри катодной камеры. Такие конструкции камер слож-
нее, но позволяют лучше фокусировать электроны
(рис. 4.26, б) [36].
Для фотометрирования узких сфокусированных свето-
вых потоков часто используют умножители с боковым опти-
ческим входом (направление луча перпендикулярно оси
Рис. 4.26. Схемы катодных камер фотоумножителей
с большими диаметрами фотокатодов.
/ — фотокатод, 2 — фокусирующие электроды.
колбы) и массивными катодами, которые имеют небольшие
размеры и расположены в глубине колбы. Катодная элект-
ронно-оптическая система этих ФЭУ не требует, как пра-
вило, специальной разработки, так как повторяет конструк-
цию каскада умножительной системы (рис. 4.27, а и 4.27, б)
[39, 40]. Сетка, установленная перед катодом, служит экра-
ном между прикатодной областью и внутренней поверхно-
стью стеклянного баллона, потенциал которого может ме-
няться в процессе работы ФЭУ.
В группе умножителей с направляющей сеткой (см.
ниже) боковой оптический вход сочетается с полупрозрач-
ными катодами (рис. 4.27, в) [41].
В умножителе RCA-7029 [42] полупрозрачный сурьмяно-
цезиевый катод нанесен на блестящую алюминиевую пленку,
§ 4.4] МНОГОКАСКАДНЫЕ ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ умножители 241
напыленную в верхней части баллона (рис. ^4.27, а). Свето-
вой поток проходит через полупрозрачный слой катода,
отражается от блестящей алюминиевом подложки и
Рис. 4.27. Схемы катодных камер ФЭУ с боковым оптическим
входом.
« — ФЭУ-17, б — ФЭУ-26, в — ФЭУ-ВЭИ, г — RCA-7029.
вторично проходит через полупрозрачный слой катода.
«Двойное воздействие» светового потока на фотоэмити-
рующий слой повышает квантовую чувствительность катода.
Вторично-эмиссионные умножительные системы. Основ-
ная и конструктивно наиболее сложная часть каждого
ФЭУ вторично-эмиссионная умножительная система. За
тридцать лет, прошедших со времени создания Кубецким
242
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
|ГЛ. 4
первых многокаскадных ФЭУ, было предложено большое
число принципов построения умножительных систем. В пер-
вых многокаскадных ФЭУ для эффективного сбора вторич-
ных электронов с эмиттера на эмиттер использовались
электростатические и магнитные поля. Громоздкость кон-
струкций и критичность зависимости усиления умножи-
телей от напряженности магнитного поля стимулировали
поиски систем без магнитов. В середине тридцатых годов
было создано несколько таких систем: умножители с цент-
ральной нитью, L и Т-типы умножительных систем Зворы-
кина, системы со сплошным вторично-эмитирующим слоем
(распределенным эмиттером) и т. д. [43]. Эти системы из-за
ряда присущих им конструктивных недостатков и низкого
уровня параметров не нашли широкого применения, так
же как и электронные умножители с высокочастотным полем,
позволяющие получать многократное умножение вторич-
ных электронов на двух эмиттерах (так называемые дина-
мические умножители).
Интересно отметить, что в последнее время для реше-
ния ряда задач измерительной техники оказались полез-
ными некоторые из ранее отвергнутых конструкций,
в частности электронные умножители с распределенным
эмиттером и магнитной фокусировкой, которые будут рас-
смотрены в конце параграфа.
Широко распространенные в настоящее время конструк-
ции умножительных систем можно классифицировать по
трем группам:
а) системы с электростатической фокусировкой элек-
тронных пучков,
б) системы «сквозного» типа,
в) системы с дополнительными электродами.
В умножительных системах с электростатической фо-
кусировкой электронных пучков вторичные электроны
с нулевыми начальными скоростями фокусируются в не-
которой области каскадного промежутка (рис. 4.27, б,
рис. 4.29, б и г). Площадь сечения пучка в «фокусе» обычно
в несколько раз меньше эмитирующей площади. Если
«фокус» расположен вблизи поверхности бомбардируемого
эмиттера, то вторичные электроны бомбардируют площадь
последующего эмиттера, по величине меньшую той, с ко-
торой они эмитированы. Тем самым по мере перехода к
§ 4.4] МНОГОКАСКАДНЫЕ ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ 243
последующим каскадам должна происходить концентрация
пучка вторичных электронов. Наличие собственных началь-
ных скоростей, а также расталкивающее действие объем-
ного заряда (особенно на последних каскадах) отчасти
нейтрализуют фокусирующее действие поля, но тем не
менее рассеяние вторичных электронов и попадание их на
нерабочие части электродов или на крепежные элементы
сведено у рассматриваемых систем к минимуму.
Известны три разновидности умножительных систем
с фокусировкой электронных пучков: с коробчатыми, ков-
шеобразными и торовидными эмиттерами.
Рис. 4.28. Схемы вторично-эмиссионных умножительных систем с ко-
робчатыми эмиттерами.
В литературе были описаны несколько систем с короб-
чатыми эмиттерами, но наибольшее распространение полу-
чила модификация, представляющая собой четверть за-
крытой с торцов цилиндрической поверхности (рис. 4.28, а).
Для экранирования эмитирующей поверхности от тормо-
зящих потенциалов предыдущих электродов входная пло-
скость эмиттеров обычно прикрывается сеткой, отсутствие
которой существенно снижает эффективность системы. Бо-
ковые «крышки» эмиттеров почти полностью экранируют
пролетные области системы от влияния крепежных изоля-
торов. В этом одно из достоинств коробчатых умножитель-
ных систем. Второе достоинство — жесткость формы, вслед-
ствие чего коробчатые системы находят широкое примене-
ние в миниатюрных конструкциях.
На рис. 4.28, а и б показаны два возможных варианта
расположения коробчатых эмиттеров. Недостаток обоих
вариантов — прямые пролетные пути для ионов и
фотонов вдоль всей системы. Разновидность коробчатых
244
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
эмиттеров, у которых вместо сеток использованы экраны со
щелями для пропускания электронов, изображена на
рис. 4.28, в [44]. Введение экранов позволяет устранить
обратную связь в системе.
Коробчатая система, в которой вместо сеток применены
козырьковые экраны простой формы (рис. 4.28, г) [45],
обладает высокой эффективностью и очень проста конструк-
тивно. Козырьковые экраны не только создают поле тре-
буемой для фокусировки электронов конфигурации, но и
предотвращают возникновение обратной связи, так как
они перекрывают пролетные пути для ионов и фотонов
вдоль центральной плоскости системы.
Основной недостаток коробчатых систем — малые уско-
ряющие градиенты потенциала у эмитирующих поверхно-
стей, что обусловливает нелинейность световых характе-
ристик при сравнительно небольших выходных токах и
неудовлетворительное временное разрешение (не выше
10'8 сек).
Системы с эмиттерами, которые принято именовать «ко-
рытообразными» или «ковшеобразными», отличаются от ко-
робчатых систем прежде всего значительно большими уско-
ряющими градиентами потенциала у эмитирующих по-
верхностей. Системы этого вида нашли применение в раз-
личных вариантах ФЭУ, часть которых изображена на
рис. 4.29.
Круговая система расположения эмиттеров (рис. 4.29, а),
предложенная еще в 1939 г. [46], была использована в одном
из первых выпускаемых серийно американской фирмой RCA
умножителе 931-А [38]. Достоинства круговой системы —
компактность и неплохая временная разрешающая спо-
собность. Невозможность существенного увеличения числа
каскадов, вследствие чего коэффициент усиления не превы-
шает 105—10е, — крупный недостаток этой системы.
Система с линейным расположением эмиттеров [46, 47]
изображена на рис. 4.29, б. Профиль эмиттеров этой системы-
образован дугой окружности и сопряженным с ней отрез-
ком прямой.
С целью улучшения эффективности сбора электронов
в системе, изображенной на рис. 4.29, б, Лейтейзен пред-
ложила профиль эмиттеров, состоящий из двух дуг и од-
ного отрезка прямой (рис. 4.29, в), который используется
§ 4.4] МНОГОКАСКАДНЫЕ ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ 245
Рис. 4.29. Схемы умножительных систем с ковшеобразными
эмиттерами.
246
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Рис. 4.30. Схема умножи-
тельной системы с торовид-
ными эмиттерами.
больший диаметр
в большой группе отечественных ФЭУ, выпускаемых се-
рийно [39].
Система, изображенная на рис. 4.29, г, со сложным про-
филем эмиттеров, характеризуется малым разбросом вре-
мен пролета электронов: время пролета по наиболее корот-
кой траектории равно 3 10 ° сек, а максимальный вре-
менной разброс 1,7 10 9 сек (при каскадном напряжении
100 в) [481. Эта система используется во всех временных
умножителях, выпускаемых американской фирмой RCA:
6810-А, 7046, 7264.
Умножительная система с торовидными эмиттерами
(рис. 4.30), представляющими собой поверхность вращения
какого-либо профиля ковшеоб-
разного эмиттера, была впервые
описана Бирманом [49]. Неза-
висимо от него аналогичные си-
стемы были разработаны и в Со-
ветском Союзе [34, 50, 51].
Основные преимущества то-
ровидных систем перед двумя
описанными выше:
1) значительно большая ра-
бочая поверхность эмиттеров при
тех же габаритах баллона ФЭУ
и большие вследствие этого до-
пустимые выходные токи;
входного окна диафрагмы, чем
облегчен сбор фотоэлектронов на первый эмиттер и снижен
разброс их времен пролета;
3) отсутствие острых боковых краев эмиттеров, спо-
собствующих возникновению автоэлектронной компоненты
темнового тока, особенно при высоких напряжениях пи-
тания;
4) отсутствие бокового рассеяния электронов, снижаю-
щего эффективность систем;
5) расположение всех крепежных изоляторов вне ра-
бочего межэлектродного пространства.
Характерная особенность систем «сквозного» типа —
траектории электронов пересекают плоскости эмиттеров.
В системах с эмиттерами, выполненными в виде сеток, по-
крытых материалом с высоким значением ст, вторичные
§ 4.4]
МНОГОКАСКАДНЫЕ ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ 247
электроны проходят в отверстия сетки; в системах жалюз-
ного типа — через щели между пластинами; в системах
с работающими на прострел пленочными эмиттерами пер-
вичные электроны бомбардируют одну сторону эмиттера,
а вторичные электроны выходят с другой стороны.
В процессе умножения на эмиттерах-сетках только часть
первичных электронов попадает на проволоки сетки. Осталь-
ные пролетают в сторону последующего эмиттера [31].
Вторичные электроны, эмитируемые в тормозящее поле,
благодаря собственным начальным энергиям движутся
навстречу первичным. После отражения только часть их
пролетает через отверстия сетки.
Умножители сеточного типа имеют
эффективность, близкую к 50%
[31], и поэтому, несмотря на пре-
дельную конструктивную простоту,
в настоящее время применяются
крайне редко.
Широкое распространение полу-
чил другой вид умножительных
систем «сквозного» типа —системы
с жалюзными эмиттерами, рабочая
часть которых состоит из накло-
Рис. 4.31. Схема умно-
жительной системы с жа-
люзными эмиттерами.
ненных под определенным углом
пластин (рис. 4.31). Для экранирования эмитирующих по-
верхностей от тормозящего потенциала предыдущего элек-
трода в систему обычно вводят мелкоструктурные сетки,
привариваемые непосредственно к эмиттерам — жалюзи.
Основные преимущества систем с жалюзными эмитте-
рами — малая зависимость усиления от магнитных полей,
большая по сравнению с системами других типов площадь
эмиттеров (особенно последнего), позволяющая работать
при повышенных токовых нагрузках (§4.11, 4.13) [52, 53].
Недостаток жалюзных систем — пролет части электро-
нов мимо эмиттеров. Электроны, пролетевшие без умноже-
ния п-й каскад, попадают в (п + 1)-й каскадный промежу-
ток с большими начальными скоростями, и время пролета
двух каскадных промежутков будет у них существенно
меньшим. Это увеличивает длительность анодных импульсов.
Конструкция умножительной системы предельно
упрощается, если использовать вторичную эмиссию на
248
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
прострел. Создание такой системы позволяет надеяться на
Рис. 4.32. Конструкция фотоумножи-
теля с направляющей сеткой.
К—катод, //—диафрагма, Э1г Э2—эмиттеры.
существенное улучшение
одного из основных па-
раметров ФЭУ—времен-
ной разрешающей спо-
собности.
Штернгласс и Вах-
тел ь разработали умно-
житель с пленочными
эмиттерами, но, как уже
указывалось в §4.2, его
пока не удалось довести
до степени практической
пригодности главным об-
разом из-за резких уста-
лостных эффектов, при-
сущих эмиттерам-плен-
кам даже при неболь-
ших токовых нагрузках.
Другой серьезный недо-
статок пленочных систем
заключается в том, что
заметная часть первич-
ных электронов проби-
вает эмиттеры насквозь
и попадает в следующий
каскадный промежуток
с высокими начальными
скоростями. Это, как и
в случае других систем
«сквозного» типа, приво-
дит к «размытию» им-
пульсов анодного тока
во времени.
Примером систе-
мы с вспомогательными
электродами может слу-
жить разработанная Ти-
мофеевым и Кормаковой
[41] у множительная си-
стема с направляющей электронные потоки сеткой. Эмиттеры
§ 4.4] многокаскадные ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ 249
в этой системе (рис. 4.32) представляют собой полуцилиндры,
сдвинутые вдоль оси друг относительно друга на половину
их высоты. Сетка Сх, направляющая электронные потоки
с эмиттера на эмиттер, имеет форму усеченного конуса и
закорочена с последним эмиттером. Анодом служит сетка
С2. Существует модификация этой системы, в которой
Рис. 4.33. Электростатическое поле и траектории вторичных электро-
нов в умножительной системе Тимофеева и Кормаковой.
анодом служит направляющая сетка Сх. Эквипотенциальные
поверхности и траектории электронов в плоскости, перпен-
дикулярной оси фотоумножителя с направляющей сеткой,
показаны на рис. 4.33.
Вспомогательные электроды широко применяют для
резкого увеличения ускоряющих градиентов потенциала
У эмитирующих поверхностей. Величины этих градиентов
определяют временное разрешение в амплитуду выходных
импульсов фотоумножителей.
250
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ ГЛ. 4
Рис. 4.34. Схема умножительной си-
стемы ФЭУ-33.
Числа у электродов указывают их потен-
циалы в относительных единицах.
снижается разброс пролетных
В умножительной системе ФЭУ-33 впервые для улуч-
шения временного разрешения применены ускоряющие
сетки, на которые поданы удвоенные (относительно напря-
жения на эмиттерах) каскадные напряжения (рис. 4.34).
Конфигурация электродов обеспечивает малый разброс
времен пролетов вторичных электронов: время пролета по
наиболее короткой из траекторий равно 2,4 • 10 8 сек,
а максимальный разброс
составляет 4,5 • 10 10 сек
[33, 34].
У множительная си-
стема ФЭУ 56 AVP [36]
изображена на рис. 4.35.
Ускоряющие электроды
и в этой системе распо-
ложены вдали от основ-
ной рабочей части
эмиттера и поэтому не
обеспечивают заметного
увеличения напряжен-
ности поля у эмитирую-
щей поверхности, но су-
щественно улучшают
равномерность распреде-
ления ускоряющих гра-
диентов поля у эмитте-
ров. Благодаря этому
времен вторичных элек-
тронов.
Анализ временных характеристик умножительных си-
стем с электростатической фокусировкой выявил одно инте-
ресное обстоятельство [34, 56]. Оказалось, что разброс
времен пролета вторичных электронов, вылетающих из
различных точек эмиттеров, возрастает вследствие того,
что электроны, перемещающиеся по более длинным тра-
екториям, обладают к тому же меньшими скоростями про-
лета. Зависимость времени пролета электронов от двух
факторов (длины траектории и скорости пролета) делает
принципиально возможным конструирование систем, кон-
фигурации электродов которых обеспечивали бы меньшие
скорости электронов на более коротких траекториях. Тогда
§ 4.4] МНОГОКАСКАДНЫЕ фотоэлектронные умножители 251
разброс времен пролета электронов, вызываемый назван-
ными выше факторами, будет не суммироваться, а компен-
с компенсацией временного
разброса, реализованный в
сироваться. Вариант системы
Рис. 4.35. Схема умножительной
системы 56 AVP (Франция).
умножителе ФЭУ-36 [56],
изображен на рис. 4.36.
Рассмотрим три траек-
тории электронов в этой
системе. Электроны, пере-
мещающиеся по траекто-
рии 1, имеют на участке
между сетками минималь-
ные времена пролета, так
как они пролетают в обла-
сти с наиболее высокими
Рис. 4.36. Умножительная си-
стема с компенсацией разброса
времен пролета вторичных элек-
тронов (ФЭУ-36).
потенциалами. Но времена пролета участков траекто-
рии между эмиттерами и сетками для этих электронов мак-
симальны. По мере перехода к траекториям 2 и 3 время
пролета среднего участка траектории возрастает, а первого
и третьего уменьшается. Таким образом, временной раз-
орос, возникающий на участке между сетками, компенси-
руется обратным по знаку разбросом на начальном и
конечном участках траектории.
252
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Соответствующим выбором угла между эмиттерами и
сетками разброс времен пролета электронами каскадных
промежутков может быть сделан чрезвычайно малым. Для
системы, изображенной на рис. 4.36, максимальная раз-
Рис. 4.37. Схема
анодного блока
ФЭУ с электроста-
тической фокуси-
ровкой.
ность времен пролета электронов по
траекториям 1 и 3 не превышает 0,2 нсек.
В большинстве случаев фотоумножи-
тели работают в режиме больших усиле-
ний, когда вблизи поверхности послед-
него эмиттера возникают объемные за-
ряды, нарушающие линейность световой
характеристики (§ 4.7). Для продления
линейного участка этой характеристики
аноды фотоумножителей чаще всего вы-
полняют в виде сетки, расположенной
вблизи поверхности последнего эмиттера
(рис. 4.37).
Недостаток такой конструкции (су-
щественный, впрочем, только при иссле-
довании временных параметров анодных
импульсов) — возникновение колебаний
электронов вокруг проволочек анода-
сетки. Это приводит к увеличению длительности импуль-
сов. Период колебаний электронов можно значительно
уменьшить, если параллельно плоскости анода-сетки со
стороны, противоположной последнему эмиттеру, устано-
вить сетку, находящуюся
эмиттера [57]. Измерения
показали, что при этом
удается сократить длитель-
ность анодных импульсов
на 20—25%.
В заключение рассмот-
рим электронные умно-
жители с распределенным
под потенциалом последнего
Рис. 4.38. Схема умножителя с рас-
пределенным эмиттером.
эмиттером, используемые в детекторах ионов в масс-спек-
трометрах.
На рис. 4.38 изображена схема умножителя с распре-
деленным эмиттером, созданного в электрофизической лабо-
ратории Института металлургии АН СССР [58]. В каче-
стве материала массивного распределенного эмиттера паи-
§ 4.4] МНОГОКАСКАДНЫЕ
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ 253
более пригодной оказалась смесь Т1О2 и MgO, проводимость
которой можно менять в широких пределах. Изготовленные
умножители имели при напряжении 750 в усиление по-
рядка 103—105, зависящее от освещенности катода, и вы-
ходные токи в пределах 1 100 мка.
Схема умножителя с распределенным эмиттером и маг-
нитной фокусировкой электронов представлена на рис. 4.39.
Две параллельные пластины — вспомогательная, форми-
рующая поле, и собственно эмиттер — расположены в маг-
нитном поле на расстоянии нескольких миллиметров друг
от друга [59]. Верхняя пластина (вспомогательная) имеет
положительный потенциал относительно нижней (эмиттер-
ной). Направление магнитно-
го поля перпендикулярно пло-
скости чертежа. Электроны
движутся по циклоиде, ка-
ждый период которой соот-
ветствует, очевидно, одному
каскаду усиления. Число кас-
кадов и коэффициент усиле-
ния одного каскада определя-
ются напряженностями элек-
трического и магнитных полей.
При усилении магнитного
Рис. 4.39. Схема умножителя с
распределенным эмиттером и
магнитной фокусировкой элек-
тронов.
поля увеличивается число каскадов и уменьшается коэф-
фициент усиления каждого каскада. Усиление электриче-
ского поля действует обратным образом.
В работе Гудриха и Вайли [60] пластины размером
2,5 X 5,5 см были изготовлены из стекла, покрытого окис-
лом металла, и расположены на расстоянии 5 мм друг от
Друга. Сопротивление вспомогательной пластины было
равно 85 Мом, эмиттерной — 94 Мом (при комнатной тем-
пературе). При общем напряжении 1700 в максимальное
усиление достигалось при разности потенциалов между
пластинами 350 в. Вычисленная «длина» одного каскада
была равна 1,3 мм, а число каскадов — 42. Полное уси-
ление умножителя достигало 1,3- 107 при темновом токе
4 Ю-i* а.
Умножитель, созданный Уайтом, Шеффилдом и Дэви-
сом [61], состоял из двух параллельных кремниевых с при-
месью золота пластин, являющихся полупроводником
254
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
|ГЛ. 4
n-типа. Использование массивного слоя вместо тонкой
полупроводниковой пленки дает возможность работать с
большими токовыми нагрузками без опасности сгорания
эмитирующего слоя. Недостаток кремниевых эмиттеров
состоит в том, что для поддержания высокого сопротивления
пластины необходимо охлаждать. Правда, с другой сто-
роны, работа при низких температурах позволяет свести
практически к нулю темновой ток умножителя, вызывае-
мый термоэмиссией. Это значительно повышает чувстви-
тельность системы. При комнатной температуре удельное
сопротивление пластин было равно 105 ом • см. При тем-
пературе — 50° С сопротивление возрастало на два по-
рядка. Длина, ширина и толщина пластин были равны
соответственно 50, 20 и 0,5 мм. Усиление, равное 106, полу-
чалось на длине 20 мм. Оставшаяся часть пластин исполь-
зовалась для крепления медного холодильного блока и
сосуда Дьюара.
§ 4.5. Расчет и моделирование фотоумножителей
Высокие значения ряда основных параметров фотоэлект-
ронных умножителей — усиление, спектрометрическое и
особенно временное разрешение (см. § 4.10) — могут быть
получены только в конструкциях с тщательно выполнен-
ными электронно-оптическими системами. Усиление, по-
мимо величин а эмиттеров, в значительной степени опре-
деляется эффективностью сбора вторичных электронов.
Спектрометрическая разрешающая способность зависит от
коэффициента сбора фотоэлектронов на первый эмиттер
и вторичных электронов с первого эмиттера на второй.
В умножителях, предназначенных для анализа быстропро-
текающих процессов, решающую роль играет малый разброс
времен пролета электронов.
В отличие от приборов с узкими параксиальными лу-
чами электронов, проходящими через комбинации элект-
ростатических и магнитных линз, в фотоумножителях при- ’
ходится рассматривать широкие пучки электронов с' резко
отличными, даже в пределах одного каскадного проме-
жутка, траекториями. В подавляющем большинстве слу-
чаев конфигурации межэлектродных полей ФЭУ столь
сложны, что не могут быть выражены в аналитической
§ 4.5]. РАСЧЕТ И МОДЕЛИРОВАНИЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛЕЙ
255
Схема ум-
Рис. 4.40.
ножительной системы
Тимофеева и Корма-
ковой.
форме и, следовательно, не поддаются расчетам. Исключе-
нием являются несколько умножительных систем с уско-
ряющими сетками. Введение сеток иногда упрощает кон-
фигурации межэлектродных полей и позволяет рассчи-
тать форму электродов, аппроксимировав электронно-опти-
ческую систему каскада группой полей, распределение
потенциалов в которых может быть записано в аналитиче-
ской форме. Впервые подобные расчеты были выполнены
Тимофеевым [62], который вывел фор-
мулу для определения высоты эмитте-
ров разработанной им умножительной
системы (рис. 4.40).
В рассчитываемой системе перед
n-ми эмиттерами были помещены сет-
ки, соединенные с (п -? 1)-ми эмитте-
рами. В пространстве между сетками
на вторичные электроны, эмитирован-
ные с нулевыми начальными скоро-
стями, действуют две силы:
р __ е^к и р _____
~ d л ГУ ~ I ’
где d — расстояние между сетками,
I — высота эмиттеров, UK — каскад-
ная разность потенциалов.
Пусть в течение времени элек-
трон пролетает расстояние d под дей-
ствием силы Fx, а за время /2 смещается на половину вы-
соты эмиттеров Z. 2. Если приравнять эти интервалы вре-
мени и преобразовать полученное соотношение, то окажется
d= |(l + У2)^ 1,2 /.
Это соотношение характеризует связь двух основных гео-
метрических параметров рассчитываемой системы.
Более полные расчеты конфигурации каскада были вы-
полнены для трех разновидностей умножительных систем
с ускоряющими сетками [63, 64]. Приведем схему расчета
наиболее интересной из них, которая применена в серийно
выпускаемом умножителе ФЭУ-36 (рис. 4.41).
Электронно-оптические свойства системы по отношению
к электронам с нулевыми начальными скоростями полностью
256
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
определяет группа безразмерных параметров. Для рассчи-
тываемой системы такими параметрами служат:
₽ и ь (4.1)
где UK — каскадная разность потенциалов, Ас/ — разность
потенциалов между эмиттером и сеткой, k — шаг системы,
d — расстояние между эмиттером и сеткой на уровне сере-
дины рабочей поверхности
эмиттера, b — расстояние
от сетки до центральной
плоскости системы на том
же уровне, 0 —угол между
рабочей поверхностью эмит-
тера и центральной плоско-
стью системы, у — угол
между плоскостью сетки и
центральной плоскостью
системы.
Часть этих параметров
можно выбрать произволь-
но, исходя из конструктив-
ных соображений, но значения остальных (хотя бы одного)
должны быть определены на основании моделирования или
расчетов.
Величины параметров d, k и ф можно зафиксировать,
руководствуясь следующими соображениями. Чем меньше
величина d, тем при данном напряжении питания больше
напряженность поля на начальных участках траекторий и
меньше временной разброс, вносимый начальными скоро-
стями электронов. Поэтому d выбирается минимально воз-
можным для данной конструкции.
Шаг системы k обусловливает величину рабочей поверх-
ности эмиттеров. Выбор его зависит от ширины системы,
которая в свою очередь определяется диаметром колбы-
прибора.
Величина ф задается потенциалами, подаваемыми на сет-
ки, которые удобно закорачивать с одним из последующих
эмиттеров. Если на сетки поданы удвоенные каскадные
потенциалы, то ф = 0,5. Этот вариант осуществлен в фото-
умножителях ФЭУ-33 и ФЭУ-36 (см. § 4.4).
РАСЧЕТ И МОДЕЛИРОВАНИЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛЕЙ
257
Зафиксировав величины d, k, ф и углы Р, у, можно вы-
числить расстояние между сетками 2&, которое обеспечи-
вало бы эффективный сбор вторичных электронов на по-
следующий эмиттер.
Электростатическое поле пролетного пространства раз-
бивается на три области (I — между эмиттером Эп и сеткой
С , II__между сетками, III — между сеткой Сл+1 и эмит-
тером Э„+1). Для каждой из этих областей может быть за-
писано аналитическое выражение распределения потенциа-
лов. Рассчитав траекторию электрона, вылетевшего из
центральной части рабочей поверхности эмиттера и сме-
стившегося в сторону анода после пролета каскадного про-
межутка на шаг системы, можно получить соотношение,
связывающее параметры (4.1). Пусть Azx, Az2 и Az3 — сме-
щения электрона по оси z в каждой области. Тогда со-
гласно сказанному выше
Azx + Az2 + Az3 = k. (4.2)
Для того чтобы выразить Azx и Az3 через геометрические
параметры, сначала было выведено уравнение траекторий
электронов в угловых полях, образуемых двумя пластинами
плоского конденсатора, развернутыми на углы р и у отно-
сительно центральной плоскости (рис. 4.41). Для вычисле-
ния Az2 поле на участке между сетками аппроксимировалось
полем плоского конденсатора. При равенстве углов р и у
(этот вариант был осуществлен в ФЭУ-36) были найдены
следующие значения:
Azx= 2/ p2ctgp, Дг2 = Л
Az3 = (-J ctg р + Azx + Az2 - - 1 ],
где 7
F (Р) 2 [р + Схр2 + 1 рз + 4Сзр41,
С - (2« + &) (1 Ч- £2)
1 2а
С - Ci(3 + 4as+3^)~2(l -Н)
2 4а ’
С = С2 (5 + 4а| + з^) 4- Сг (2а 4- 3^-40^
3 * 65 ’
“ = 2₽ (Ч> + I).
9 Н. А. Собопйпп «
258
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Выражения для Az; подставляются в уравнение (4.2).
После группировки членов при k и d и замены отношения kid
безразмерным параметром kr получено следующее уравне-
ние, связывающее геометрические параметры каскада умно-
жительной системы ФЭУ-36:
И₽2 + з [1 - }. (4.3)
Полученное уравнение лучше всего решать, задаваясь
конкретными значениями р, ф и f и строя графическую за-
висимость
/ = Ж)-
Кривые, построенные по уравнению (4.3) при ф = 0,5
и ф = 1, приведены на рис. 4.42
, причем в пределах точ-
ности вычислений при
Р 15° ход кривых, а
следовательно, и траек-
тории электронов не
зависят от величины
угла р.
Как уже указыва-
лось в начале парагра-
фа, подавляющее боль-
шинство электронно-оп-
тических систем ФЭУ не
Рис. 4.42. Графики функций f=f (^). удается рассчитать (даже
приближенно). Поэтому
разработки новых конструкций фотоумножителей обычно
проводят одним из способов моделирования электронно-
оптических систем.
В практике конструирования электронных приборов
используют четыре метода моделирования электростати-
ческих полей и построения траекторий заряженных частиц:
1) на механической модели с деформированной резино-
вой мембраной,
2) в электролитической ванне,
3) на электронном траектографе,
4) на вакуумных макетах.
Моделирование траекторий электронов в двумерных
полях с плоской симметрией удобно проводить на установке
§ 4.5]
РАСЧЕТ И МОДЕЛИРОВАНИЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛЕЙ
259
с деформированной резиновой мембраной. Этот метод осно-
ван на следующем.
Если тонкое равномерно растянутое резиновое полотно
наложить на модели электродов исследуемой системы, вы-
соты которых пропорциональны их потенциалам, то высота
любой точки поверхности деформированного полотна будет
пропорциональна потенциалу соответствующей точки элек-
тростатического поля в этой системе. Для любого элемента
поверхности полотна, находящегося на высоте h (х, у),
можно написать
, dx dy , , (dh\2 . (dh\2
ds=------ и cosa = l+ x- + N- ,
cos a \ox) \dy J
где a — угол между нормалью к элементу поверхности и
осью z. Площадь поверхности равна
С С -1Л1 , /dh\2 . / dh\2 , ,
М J У1+W dxdy-
Резиновое полотно, деформированное электродами мо-
дели, принимает форму, соответствующую минимуму по-
тенциальной энергии. Поэтому подынтегральное выражение
должно удовлетворять уравнению Эйлера
d2h Г . /dhd2h Г. . / dh у2'1 п d2h dh dh_
dx2 [ 4 \ dy j J ' dy2 L ' \ dx) J dx dy dx dy
Если наклон поверхности мал, то «С 1 и ~ «
и последнее уравнение переходит в уравнение Лапласа
d2h d2h _
dx2 + dy2 ~
справедливое для электростатических полей. При заданных
граничных условиях (конфигурациях электродов и их по-
тенциалах) уравнение Лапласа имеет единственное решение.
Линии уровней h (х, у) = const, очевидно, аналогичны
эквипотенциальным линиям. Их можно определить либо по-
гружая модель в воду на различные глубины, либо спе-
циальным индикатором, который, перемещаясь по поверх-
ности полотна, отмечает точки с одинаковой высотой. Но
оба эти способа сопряжены с большими затруднениями, и
9*
260
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
поэтому механическую модель обычно используют не для
построения картины электростатических полей, а для опре-
деления траекторий электронов.
Электроны моделируют металлическим шариком, движу-
щимся под действием силы тяжести по поверхности, рельеф
которой, как только что было показано, подобен конфигура-
ции электростатического поля в исследуемой системе. Мо-
делирование основано на тождественности уравнений дви-
жения материальной точки с массой М ио поверхности
с рельефом h (х, у) в поле силы тяжести с потенциалом Ф
.. _ 1 дФ .. _ 1 <ЭФ
Х~~\Мдх’ У~'М~ду
и уравнений движения заряженной частицы в плоском элект-
ростатическом поле ср (х, у)
.. е dtp .. е dtp
т dx ’ У т dy '
Эти уравнения отличаются только постоянными коэффи-
циентами. Введя преобразование времени т = kt, их всегда
можно свести к одному виду. Вследствие однородности
уравнения Лапласа относительно потенциала и координат
пропорциональные изменения размеров электродов модели-
руемой электронно-оптической системы и их потенциалов
не нарушают картины эквипотенциальных линий (закон
подобия). Электроды фотоумножителей имеют относительно
малые размеры, поэтому для повышения точности модели-
рования, пользуясь законом подобия, изготавливают увели-
ченную модель исследуемой системы.
Траектории шариков часто фотографируют, используя
для освещения модели импульсные источники света. На
фотографии путь шарика представляется в виде серии
точек, расстояние между которыми зависит от частоты
вспышек света.
Механическая модель очень удобна, когда необходимо
быстро «просмотреть» несколько вариантов исследуемой
электронно-оптической системы. Ее широко использовали,
в частности, при разработке умножительных систем с ков-
шеобразными и коробчатыми эмиттерами (ФЭУ-19, ФЭУ-20,
ФЭУ-26).
§ 4.5|
РАСЧЕТ И МОДЕЛИРОВАНИЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛЕЙ
261
Внешний вид механической модели показан на рис. 4.43,
а фотография результата моделирования одного из вариан-
тов входного каскада ФЭУ-36 — на рис. 4.44.
Моделированию на механической модели присущи два
существенных недостатка. Прежде всего, с его помощью
очень сложно снимать картину расположения эквипотен-
циален, которая необходима для расчета времен пролета
Рис. 4.43. Механическая модель с деформированной резиновой мем-
браной.
электронов. Механическая модель непригодна для исследо-
вания полей с аксиальной симметрией, например катодных
камер фотоумножителей с полупрозрачными фотокатодами.
Метод моделирования в электролитической ванне
(рис. 4.45) получил в последние годы более широкое рас-
пространение, поскольку он, во-первых, более универсален
(анализируются поля не только с плоской, но и с осевой
симметрией), во-вторых, дает более полную характеристику
промоделированного варианта. Снятое распределение по-
тенциалов и построенные траектории электронов позволяют
легко вычислить пролетные времена электронов, что для
ряда применений имеет решающее значение.
262
фотоэлектронные умножители
[ГЛ. 4
Рис. 4.44. Входной каскад ФЭУ-36, промоделиро-
ванный на установке с резиновой мембраной.
Светлые точки — положения шарика, движение которого
сфотографировано прн импульсном освещении модели.
Рис. 4.45. Электролитическая ванна.
$ 4.5] РАСЧЕТ И МОДЕЛИРОВАНИЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛЕЙ 263
Этот метод моделирования основан на подобии силовых
линий электростатического поля (без объемного заряда),
создаваемого системой электродов в вакууме, линиям тока
в электролите, в который погружена та же система.
Пусть между электродами, погруженными в электролит
с проводимостью X, проходит ток, плотность которого
j = ХЕ — — X grad <р
(£ — напряженность поля, ср — потенциал).
Если проводимость постоянна, то для любой точки элек-
тролита справедливо условие
div j = — X div grad <p = — X Acp = 0.
В прямоугольных координатах
Таким образом, распределение потенциалов в электро-
лите также удовлетворяет уравнению Лапласа.
Подробное описание устройства электролитической ван-
ны, приемов работы с ней и различных способов построения
траекторий заряженных частиц можно найти в многочислен-
ных монографиях по электронной оптике. Примерами
промоделированных в электролитической ванне элементов
фотоумножителей могут служить системы, приведенные
в § 4.4 (рис. 4.23 и т. д.).
Основной недостаток моделирования в электролитиче- .
ской ванне — большая трудоемкость процесса построения
траекторий. В зависимости от характера поля и размеров
модели на вычисление и построение одной траектории иногда .
приходится затрачивать до 1,5—2 ч весьма кропотливого ;
и утомительного труда. Еще один недостаток рассматри-
ваемого метода — неудовлетворительная точность построе- >
ния траекторий при движении электронов под малыми уг- .
лами к эквипотенциальным линиям. (
Наиболее удобен и универсален метод моделирования ,
электронно-оптических систем на электронном траектографе, ,
который представляет собой комбинацию электролитиче- .
скои ванны и счетно-решающего устройства, осуществляю- .
Щего автоматическое вычерчивание траекторий заряжен- ,
ных частиц в плоских и осесимметричных полях (рис. 4.46).
264
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Блок-схема траектографа представлена на рис. 4.47.
Моделируемую систему помещают в электролитическую
ванну 1, в которую погружен двухштыревой зонд 2. Переме-
щения зонда с помощью координатного устройства 3 согла-
суются с движением трехколесной каретки 4 по столу 5.
Основные электронные узлы траектографа расположены
в блоке управления 6. Потенциалы электродов модели за-
даются блоком питания 7.
Рис. 4.46. Электронный траектограф.
Для автоматического определения направления движе-
ния частицы в какой-либо точке вычерчиваемой траектории
необходимы данные о пройденной частицей разности по-
тенциалов и составляющей напряженности электростати-
ческого поля, перпендикулярной направлению движения.
Эти величины измеряют с помощью двухштыревого зонда.
Для вычерчивания траектории используют каретку, ко-
торая катится без проскальзывания по столу. Переднее
колесо каретки является рулевым и ведущим, два задних —
свободно вращаются на оси, в середине которой укреплен
карандаш.
Угол поворота рулевого колеса задается величинами
разности потенциалов и напряженности поля, измеренными
при помощи поворотного синусно-косинусного трансфер-
§ 4,5] РАСЧЕТ И МОДЕЛИРОВАНИЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛЕЙ 265
матора, установленного на каретке. Ротор трансформатора
связан с осью поворота рулевого колеса. Если направление
плоскости рулевого колеса обеспечивает совпадение истин-
ной траектории с вычерчиваемой кривой, то напряжение
на роторной обмотке поворотного трансформатора равно
нулю. Если рулевое колесо ориентировано неверно, в
обмотке наводится напряжение, приводящее в действие
электродвигатель, связанный с рулевым колесом, который
Рис. 4.47. Блок-схема электронного траектографа.
поворачивает егодотехпор, пока радиус кривизны вычерчи-
ваемой кривой не совпадет с радиусом кривизны траектории
электронов в данной точке.
На построение одной траектории обычно затрачивается
не более 3—4 мин. Погрешность построения траекторий при
радиусах кривизны, превышающих 20 мм, не более не-
скольких процентов. Пример электронно-оптической си-
стемы, промоделированной на траектографе, приведен на
рис. 4.48.
Следует отметить, что все рассмотренные выше способы
моделирования, используемые при конструировании новых
типов фотоумножителей, носят характер многократных
проб. Конфигурации межэлектродных полей ФЭУ в боль-
шинстве случаев настолько сложны, что трудно сразу
266
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Рис. 4.48. Электронно-оптиче-
ская система торовидного ФЭУ,
промоделированная на траекто-
графе.
Числа у электродов показывают их
потенциалы в относительных еди-
ницах.
найти требуемые профили электродов, их наилучшее рас-
положение и потенциалы. Чем «острее» (критичнее) фоку-
сировка электронов и чем больше электродов образует
моделируемую систему, тем сложнее процесс моделирова-
ния и тем больше вариантов приходится просмотреть, прежде
чем удастся найти оптималь-
ную конструкцию.
Наиболее точен, но, к со-
жалению, наименее универ-
сален способ моделирования
на вакуумном макете. Этот
способ был использован Зво-
рыкиным и Райхманом [65]
для уточнения траекторий
электронов в одной из первых
умножительных систем с элек-
тростатической фокусировкой
(рис. 4.49). Профили эмитте-
ров этой системы были ранее
подобраны на механической
модели. Источником электро-
нов в макете служили отдель-
ные участки сурьмяно-цезие-
вой поверхности п-го эмитте-
ра, освещаемые узким свето-
вым пучком и эмитирующие
фотоэлектроны. На (и + 1)-м
эмиттере были смонтированы
одиннадцать коллекторов,
токи в цепи которых позво-
лили определить места попадания электронов, эмитиро-
ванных освещенным участком п-го эмиттера.
Моделирование на вакуумном макете может быть ре-
комендовано для заключительной корректировки элек-
тронно-оптических систем с «острой» фокусировкой. При-
мером служит умножительная система ФЭУ-36. Наиболее
критичный геометрический параметр ее — рассчитанное
выше расстояние между сетками 2Ь. Величина 26 при выб-
ранных остальных геометрических параметрах системы
может быть найдена по кривым рис. 4.42. Но при вы-
воде уравнений этих кривых был сделан ряд неизбеж-
§ 4.5] РАСЧЕТ И МОДЕЛИРОВАНИЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛЕЙ 267
ных аппроксимаций, делающий эти кривые приближен-
ными.
Для окончательной корректировки формы каскада си-
стемы ФЭУ-36 и определения погрешности выведенной
выше формулы (4.3) был собран вакуумный макет каскадов
системы, в котором расстояние между сетками можно было
менять (рис. 4.50) [66].
«Левые» эмиттеры и сетки были смонтированы на двух
слюдяных жестко закрепленных пластинах 1. Слюдяные пла-
стины 2, на которых смонтированы «правые» электроды, мо-
Рнс. 4.49. Схема макета кас-
када умножительной системы.
гли перемещаться по специ-
альным направляющим 3
на скользящих контактах 4,
1 6 4
Рис. 4.50. Схема эксперименталь-
ного макета каскада ФЭУ-36.
чем и достигалось изменение расстояния между сетками.
В обеих трубках на сетки подавались удвоенные каскадные
напряжения (ф = 0,5).
На эмиттере Эп монтировался прямонакальный воль-
фрамовый катод 5, дающий первичный электронный ток.
Для измерения величин попадающих на эмиттеры первич-
ных токов, которые характеризуют эффективность системы,
использовался специальный коллектор 6. В рабочей части
эмиттера вырезалось «окно», закрытое приваренной к эмит-
теру тонкой сеткой, за которой располагалась коллектор-
ная пластина. На пластину подавался положительный по-
тенциал относительно эмиттера, благодаря чему на нее воз-
вращались вторичные электроны, выбиваемые первичными.
При оптимальном расстоянии между сетками ток в цепи
коллектора максимален (рис. 4.51). Дальнейшее увеличение
расстояния 2Ь приводит к тому, что часть электронов
268
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
попадает на сетку под большими углами и отражается. Ток
коллектора падает.
Параметры f системы, определенные по кривым рис. 4.42
и найденные на электронном макете, сопоставлены в табл. 4.2.
Таблица 4.2
Номер макета £1 /рас /экс /рас /экс /рас X юо%
1 2 1,7 1,8 1,075 1,09 0,975 0,99 9,3 9,2
Таким образом, расчетные данные хорошо совпадают
с результатами моделирования на вакуумном макете.
До сих пор рассматривались вопросы конструирования
с методами определения оп-
тимальной конфигурации
электродов. При создании
новых типов фотоумножи-
телей, кроме этого, нужно
выбрать оптимальное число
каскадов умножительной
системы. Задача может ста-
виться сл едующим образом:
дано рабочее напряжение
питания U\ определить чис-
ло каскадов попт, которое
обеспечит при этом напря-
жении максимальный коэф-
фотоумножителей, связанные
12 3 4 5 6 7 6 9 10 11 12 13
23
Рис. 4.51. Характеристики тока в
цепи коллектора (?) и тока в цепи
эмиттера (2).
фициент усиления. Для того
чтобы решить эту задачу, нужно, очевидно, знать зависи-
мость коэффициентов вторичной эмиссии избранного типа
эмиттеров от энергии первичных электронов (т. е. от кас-
кадного напряжения t/K). По данным Лукьянова [67] для
ряда эффективных эмиттеров эта зависимость удовлетво-
рительно аппроксимируется формулой
о = eUke
Црах
§ 4.6] ТЕХНОЛОГИЯ ИЗГОТОВЛЕНИЯ 269
где o’max — максимальное значение коэффициента вторич-
ной эмиссии используемого эмиттера, — напряжение,
при котором оно достигается.
Если в первом приближении пренебречь рассеянием
электронов при межкаскадных пролетах, то усиление умно-
жительной системы из п каскадов равно
- и
М = сп = е—е
\ ‘-'max 11 '
Взяв производную и приравняв ее нулю, получим
уравнение, из которого легко найти число каскадов попт,
обеспечивающее максимальный коэффициент усиления при
заданном U:
= Дтах и
'‘’ОПТ Т] •
’-'шах
Для эффективных эмиттеров на основе окиси магния
максимальные значения коэффициентов вторичной эмиссии,
равные в отпаянных приборах 8, достигаются при напряже-
ниях порядка 800 в. Если предполагаемое рабочее напря-
жение фотоумножителя равно 1600 в, то, подставив эти
числа в последнюю формулу, получим
^ОПТ
В практике конструирования фотоумножителей число
каскадов обычно выбирают меньшим, чем следует из при-
веденного расчета. С увеличением числа каскадов услож-
няются конструкция фотоумножителя и технология его
изготовления. Кроме того, работа при малых каскадных
напряжениях делает умножители критичными к колеба-
ниям питающих напряжений, так как при малых напряже-
ниях кривые М = f (UK) идут круче.
§ 4.6. Технология изготовления фотоэлектронных
умножителей
Процесс изготовления ФЭУ распадается на ряд последо-
вательных технологических операций (рис. 4.52).
Вначале на специальных штампах или пресс-формах
изготавливают отдельные детали умножителей: эмиттеры,
270
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
экраны, крепежные слюдяные пластины, изоляторы, ножки,
цоколи и т. д. Прежде чем попасть на монтажный стол, все
детали проходят серию технохимических операций очистки,
обезжиривания и обезгаживания. Тщательность проведе-
ния этих операций — необходимое условие получения
высоких и стабильных значений основных параметров фото-
умножителей. Как известно, даже незначительные примеси
Очистка
Напыление сире
мяно-цезиевых
змиттеров
АктитцоЯа-
ниесплаоныл
змиттеров
Стекляннье Стеклянные
Г niiumu
Изготовление
колбы
Очистка
—Г...
Монтаж
арматуры
Напыление
манжеты
Контроль
Запайка
. ОреЗварителА^ Активи-
ноя откачка\\ роОание
Первые
измерения
Вторые
измерения
Хранение
Рис. 4.52. Схема технологического процесса изготовле-
ния фотоэлектронных умножителей.
некоторых веществ приводят к полному «отравлению»
эмиссии катода и эмиттеров.
Никелевые детали — эмиттеры, экраны, проволока, из
которой делают траверзы, соединяющие электроды с вы-
водами ножки, — промывают в горячем трихлорэтилене и
отжигают в водороде при температуре 900—950° С в течение
15—20 мин. Стеклянные колбы ополаскивают разбавлен-
ной плавиковой кислотой, после этого промывают в горя-
чей проточной воде и трижды в дистиллированной воде или
в воде, очищенной пропусканием через ионообменные
смолы. Чистые колбы ставят в сушильный шкаф с темпера-
турой 120—150° С. Слюдяные детали тщательно промывают
вначале в ацетоне, потом трижды в кипящей дистиллиро-
§ 4.6]
ТЕХНОЛОГИЯ ИЗГОТОВЛЕНИЯ
271
Рис. 4.53. Установка для напыле-
ния сурьмы на эмиттеры.
ванной воде и после просушки прокаливают в вакууме по-
рядка 10 3 мм рт: ст. при температуре 450° С в тече-
ние 2 ч.
Следующий этап, предшествующий сборке умножи-
теля, — предварительное активирование сплавных эмит-
теров либо напыление в специальной вакуумной установке
(рис. 4.53) сурьмы на сурь-
мяно-цезиевые эмиттеры.
На той же установке на-
носят слой сурьмы на лен-
точные или кольцевые рас-
пылители, с которых в про-
цессе активирования умно-
жителя напыляют сурьмя-
ную подложку полупроз-
рачных катодов. Для умно-
жителей смассивными сурь-
мяно-цезиевыми катодами
на металлической подлож-
ке сурьмяный компонент
напыляется одновременно
с нанесением сурьмы на
эмиттеры.
Сплавные эмиттеры ча-
ще всего предварительно
активируют после сборки
умножительной системы.
Стеклянные баллоны, в ко-
торые помещают сразу не-
сколько умножительных
систем, откачивают до дав-
ления 10-8 мм рт. ст. и
обезгаживают при температуре 450° С. Затем описанным
ниже способом баллоны наполняют кислородом до давления
0,2—0,3 .иж рт. ст. Прогревание в кислороде при тем-
пературе 450° С продолжается 15 мин. После этого кран,
впускающий в баллоны кислород, перекрывают и уста-
новку вновь откачивают. Прогревание при высоком ва-
кууме длится 15 мин. Операция окисления эмиттеров и
последующее прогревание в вакууме повторяют при тех же
температурах и давлениях еще два раза. После этого
272
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
баллонам дают остыть, отпаивают их с поста и передают в
монтажное отделение.
К числу заготовительных операций второго этапа, вы-
полняемых параллельно с только что перечисленными,
относятся:
а) Изготовление шариковых распылителей сурьмяных,
серебряных или висмутовых компонентов полупрозрачных
катодов. Первые обычно наваривают на тонкую никелевую
проволоку, вторые и третьи зажимают в тонкие вольфрамо-
вые спиральки.
б) Напыление манжеты на колбы ФЭУ с полупрозрач-
ными катодами — сурьмяной, алюминиевой или серебря-
ной. Выбор материала манжеты зависит от типа катода и
разработанной технологии активирования ФЭУ. По дан-
ным Лейтейзен, в умножителях с сурьмяно-цезиевыми эмит-
терами сурьмяно-цезиевые катоды высокой чувствитель-
ности легче получить при сурьмяной манжете. В умножи-
телях со сплавными эмиттерами обычно применяют алю-
миниевые или серебряные манжеты.
Фотоумножители собирают на специальных монтажных
столах, оборудованных аппаратом для точечной электро-
сварки и накрытых стеклянным колпаком.
Вначале монтируют отдельные узлы ФЭУ — собранный
экран и умножительную систему. Собранный экран состоит
из фокусирующего экрана и распылителей сурьмяного,
висмутового или серебряного компонента катода. Иногда
он включает в себя дополнительные фокусирующие или
ускоряющие электроды, создающие в катодной камере
электростатическое поле требуемой конфигурации.
Умножительные системы ФЭУ с электростатической
фокусировкой собирают между двумя изолирующими пла-
стинами — слюдяными, стеклянными или керамическими —
со специальными отверстиями для вставления траверз эмит-
теров. Отверстия в слюдяных пластинах пробивают на
штампах, в стеклянных — сверлят на ультразвуковой уста-
новке. Жалюзные и торовидные эмиттеры укрепляют обычно
на керамических или стеклянных стержнях.
Далее экран соединяют с умножительной системой,
электроды которой с помощью траверз из проволочного
никеля соединяют с выводами ножки. Ножка представляет
собой стеклянный диск с впаянными в нее металличе-
§ 4.6]
ТЕХНОЛОГИЯ ИЗГОТОВЛЕНИЯ
273
скими стержнями — выводами и штенгелем для откачки
воздуха. _ ч
Собранные ножки (рис. 4.54) вставляют в колбы и пере-
дают на следующую операцию технологического цикла —
запайку (герметическое соединение стеклянной колбы с
Рис. 4.54. Собранные ножки фотоумно-
жителей ФЭУ-17 (а) и ФЭУ-36 (6).
ножкой). ФЭУ промышленных типов запаивают на спе-
циальных многопозиционных машинах (рис. 4.55). На ка-
ждой позиции имеется патрон для крепления умножителя
и печь. После установки умножителя температуру в печи
медленно повышают до температуры, близкой к температуре
размягчения стекла. Для того чтобы не окислялись эмит-
теры, особенно последние, машины для запайки малогаба-
ритных или миниатюрных ФЭУ снабжены специальными
274
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
холодильниками с проточной водой, располагаемыми вблизи
колбы умножителя.
Пламенем горелки, вводимой через небольшую дверцу
в печи, края колбы и стеклянной ножки расплавляют и
герметически соединяют. После этого температуру в печи
медленно снижают; происходит отжиг запаянной колбы.
Герметичность колбы проверяют, откачивая ее механи-
ческим насосом. Если приблизительно через сутки вакуум
Рис. 4.55. Машины для запайки фотоумножителей.
в колбе, оцениваемый искровым течеискателем, не ухуд-
шится, умножители передают на следующую наиболее
сложную и ответственную операцию технологического
цикла — активирование.
Процесс активирования ФЭУ каждого типа имеет свои
особенности, зависящие от вида фото- и вторично-эмитирую-
щих поверхностей и конструкции умножителя. Вместе
с тем активирование всех ФЭУ происходит по общей схеме
и состоит из следующих операций:
а) Напаивание группы умножителей на специальный
вакуумный пост (рис. 4.56) и откачка их до вакуума не
ниже (3—5) • 10 6 мм рт. ст.
б) Прогревание умножителя с целью обезгаживания.
Температура прогревания зависит от вида эмиттеров. Для
§ 4.6] ТЕХНОЛОГИЯ ИЗГОТОВЛЕНИЯ 275
сурьмяно-цезиевых она равна 240 280 С, для сплавных
420—450° С. Время прогревания ФЭУ, выпускаемых про-
мышленностью, — до полутора часов. После прогревания
умножителям дают остыть до комнатной температуры. При
этом вакуум должен быть не ниже 10”6 мм рт. ст.
в) Обработка (активирование) вторично-эмиссионных
поверхностей тлеющим разрядом в кислороде (в умножи-
телях со сплавными эмиттерами). Для этого в умножитель
Рис. 4.56. Вакуумный пост для откачки и активирования фотоумно-
жителей.
впускают кислород с давлением порядка 0,5 мм рт. ст.
и на соседние пары эмиттеров последовательно подают на-
пряжение. Время обработки и ток разряда могут меняться
в широких пределах в зависимости от вида эмиттеров, их
площади и конфигурации.
г) Нагревание высокочастотным генератором металли-
ческой ампулки (или «лодочки») с таблетками, спрессован-
ными из смеси хромовокислого цезия (20—30%) и металли-
ческого порошка титана (80'—70%). Цезиевые таблетки рас-
полагают либо непосредственно в баллоне ФЭУ, либо в
небольшой стеклянной ампулке, отпаиваемой после получе-
ния в умножителе определенной упругости паров цезия.
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
276
При нагревании таблеток до температуры 950—1000° С
происходит реакция восстановления металлического цезия
4Cs2CrO4 + 5Ti = 8Cs + 2Cr2O3 + 5TiO2.
д) Напыление на катод тонкой пленки сурьмы (в умно-
жителях с полупрозрачными сурьмяно-цезиевыми като-
дами). Для получения высокочувствительных катодов необ-
ходима точная дозировка отдельных компонентов. В неко-
торых случаях контроль толщины напыляемого слоя сурьмы
осуществляют при изготовлении распылителей, на которые
наплавляют навески сурьмы строго фиксированной вели-
чины либо дозированное ее количество наносят электроли-
тически или напыляют на металлические ленты, проволоки,
кольца. В этом случае производится полное распыление
сурьмяной навески.
В других случаях толщину слоя контролируют в про-
цессе напыления катода визуально или с помощью простого
фотоэлектрического устройства.
е) Цезирование. Для получения на катоде и эмиттерах
эмиссионных слоев требуемой структуры цезий должен
прореагировать с сурьмой или иными компонентами. В за-
висимости от температуры, соотношения компонентов и
времени реакции могут образовываться, соединения раз-
личного стехиометрического состава с существенно раз-
личной эмиссионной способностью. Технологические ре-
жимы, обеспечивающие получение слоев с наиболее высокой
эмиссионной способностью, подбирают в процессе разра-
ботки ФЭУ.
Для создания в баллоне определенной упругости паров
цезия фотоумножители накрывают индивидуальными ак-
тивировочными печами. Перед этим на выводы катода и
фокусирующего экрана, а иногда еще и на два каких-либо
соседних эмиттера подают напряжения. Давление паров
цезия контролируют по токам утечки, одной из основных
составляющих которых являются токи разряда в парах
цезия.
Температуру печи для ФЭУ с сурьмяно-цезиевыми эмит-
терами поддерживают в пределах 200—240° С, а для ФЭУ
со сплавными эмиттерами — в пределах 140—190° С. Когда
токи утечки вырастут до определенной, ранее зафиксиро-
§ 4.6]
ТЕХНОЛОГИЯ ИЗГОТОВЛЕНИЯ
277
ванной величины и цвет катода примет требуемый оттенок,
ампулки с цезиевыми таблетками отпаивают.
ж) Отгонка излишков цезия. Эту операцию осуществляют
по-рэзному для фотоумножителей со сплэвными и сурьмяно-
цезиевыми эмиттерами. ФЭУ последнего вида после отпайки
ампулки накрывают той же активировочной печью, темпе-
ратура в которой поддерживается в пределах 190—220° С.
По мере уменьшения токов утечки постепенно снижают
температуру в печи. Когда токи утечки станут меньше фик-
сированной величины, печь снимают и фотоумножителю
дают остыть. После этого его отпаивают с поста.
Очень важно, чтобы температура в печи не падала слиш-
ком быстро. Резкое снижение температуры может привести
к конденсации цезия на деталях арматуры. В баллоне ФЭУ
после отпайки с поста остается свободный цезий. При подаче
напряжения на такой фотоумножитель легко возникает
самостоятельный разряд в парах цезия, что приводит к рез-
кому повышению темновых токов и выходу фотоумножи-
теля из строя.
Для отгонки излишков цезия из умножительной системы
со сплавными эмиттерами необходимы более высокие тем-
пературы, недопустимые для сурьмяно-цезиевых катодов.
Поэтому для таких ФЭУ используют дополнительную акти-
вировочную печь, накрывающую только ту часть баллона,
к которой прилегает умножительная система. Температуру
в этой печи поднимают до 300—350° С и проводят полную
отгонку излишков цезия. Затем умножитель вновь накры-
вают первой печью с температурой 100—125° С и проводят
последний этап активирования катода. Для активирования
ФЭУ со сплавными эмиттерами часто используют двухка-
мерные печи, которые создают различные температуры
в катодной части баллона и вблизи умножительной си-
стемы.
После остывания фотоумножители отпаивают с поста.
При изготовлении ФЭУ с висмуто-серебряно-цезиевыми
катодами вместо напыления сурьмы (этап д)) напыляют
висмут. Далее на катод напыляют тонкий слой серебра.
Последующие этапы аналогичны этапам активирования
ФЭУ с сурьмяно-цезиевым катодом.
Активирование полупрозрачных и массивных фотока-
тодов подробно описано в гл. 3.
278
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ, 4
В последние годы все более широкое распространение
получают ФЭУ с многощелочными катодами. Технология
их активирования гораздо сложнее описанной выше для
Рис. 4.57. Стенд для испытания статических пара-
метров фотоумножителей.
Рис. 4.58. Стенд для испытания импульсных пара-
метров фотоумножителей.
сурьмяно-цезиевых катодов [68]. Многощелочной катод
ФЭУ, как и катод фотоэлемента (гл. 3), получают в резуль-
тате последовательной обработки щелочными металлами
тонкого слоя сурьмы.
§ 4.7]
СТАТИЧЕСКИЕ ПАРАМЕТРЫ И ХАРАКТЕРИСТИКИ
279
Большинство выпускаемых в настоящее время ФЭУ
проходят после обработки на посту операцию цоколевки.
Выводы электродов вставляют в штырьки цоколя и припаи-
вают к ним, а корпус цоколя приклеивают с помощью спе-
циальной мастики к баллону умножителя.
Готовые умножители проходят тщательную проверку
на специальных испытательных стендах (рис. 4.57, 4.58).
Как и большинство других электровакуумных приборов,
ФЭУ испытывают дважды. Первое испытание проводят
сразу после изготовления ФЭУ, второе — после хранения
их в течение 10—15 дней. Таким образом отбраковывают эк-
земпляры умножителей с микротечами в вакуумной оболоч-
ке или с различными загрязнениями, медленно отравляю-
щими эмиссионную способность катода или эмиттеров.
Для повышения надежности работы готовые фотоумно-
жители иногда подвергают длительной тренировке на спе-
циальных стендах в рабочем режиме.
§ 4.7. Статические параметры и характеристики
фотоэлектронных умножителей
Параметры и характеристики фотоэлектронных умно-
жителей, которые будут рассмотрены в настоящем параг-
рафе, представляют интерес для наиболее широкого круга
применений умножителей. Их обычно исследуют при осве-
щении катодов постоянными световыми потоками.
В умножителях и вакуумных фотоэлементах используют
фотокатоды одних и тех же типов. Их основные параметры
и характеристики: спектральная, характеристика, интег-
ральная чувствительность, квантовый выход, термоэмис-
сия — были рассмотрены в гл. 3. В то же время некоторые
характеристики фотокатодов специфичны лишь для ФЭУ.
Так, для ФЭУ промышленных типов, используемых в сцин-
тилляционных счетчиках, обычно указывают «синюю» чув-
ствительность катодов. Она измеряется при тех же усло-
виях, что и интегральная, но перед катодом устанавливают
специальный синий фильтр. Кривая пропускания этого
фильтра близка к кривой спектрального состава излучения
наиболее распространенных в настоящее время сцинтилля-
торов. Синяя чувствительность, как и интегральная, выра-
жается в микроамперах на люмен (мка/лм). Для сурьмяно-
280
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
цезиевых катодов с интегральной чувствительностью по-
рядка 30—40 мка/лм синяя чувствительность равна 6—
9 мка/лм.
Если узким световым пучком освещать (засвечивать)
различные участки катода ФЭУ, то в его анодной цепи ток
может меняться (в общем случае) в широких пределах.
Зависимость анодной чувствительности фотоумножителей
от места засветки катода называют зонной характеристикой.
Рис. 4.59. Зонная характеристика фотоумножителя с бо-
ковым оптическим входом.
Неравномерность зонной характеристики ФЭУ с массив-
ными катодами и боковым оптическим входом обычно вызы-
вается рассеянием светового потока на сетке, экранирую-
щей прикатодную область (рис. 4.27). На рис. 4.59 изобра-
жена зонная характеристика ФЭУ, на которой видны
«провалы» чувствительности, вызванные попаданием узкого
светового пучка на проволочки сетки.
В миниатюрном умножителе ФЭУ-26 для создания мак-
симума чувствительности в центральной части катода
(рис. 4.60) [40], наряду с сеткой, был введен специальный
экран.
Неравномерность зонной характеристики может суще-
ственно исказить результаты измерений, если в процессе
их проведения световое пятно перемещается по поверхности
катода. Зонную характеристику можно корректировать,
§ 4.7]
СТАТИЧЕСКИЕ ПАРАМЕТРЫ И ХАРАКТЕРИСТИКИ
281
5,усл.ед.
помещая вблизи катодного стекла матовую пластину, рав-
номерно рассеивающую световой поток по всей поверхности
катода. Но это приводит к значительному падению чув-
ствительности в максимуме
характеристики (рис. 4.61)
ка ФЭУ до корректирования ма-
товой пластиной (/) и после (2),
стика ФЭУ-26.
Световой луч перемещается вдоль
«длинной» стороны катода, х — его
расстояние от края катода.
объясняется неполным сбором фотоэлектронов с неко-
торых участков катода на первый эмиттер или попада-
нием части фотоэлектронов на нерабочие участки первого
эмиттера. Улучшения зонной характеристики можно в ряде
случаев добиться тщательным подбором потенциалов элект-
родов катодной камеры и первых двух-трех эмиттеров.
Зонные характеристики полупрозрачных катодов иногда
получают, измеряя анодную чувствительность при зонди-
ровании различных участков катода световым пятном
282
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
малого диаметра. Если соединить на бумаге точки, соот-
ветствующие одинаковой анодной чувствительности, полу-
чится картина, напоминающая топографическую карту
(рис. 4.62). Получение такой картины — весьма трудоемкая
задача, особенно если приходится корректировать сбор
электронов, меняя потенциалы электродов. Значительно
удобнее исследовать зонные характеристики на установке
Рис. 4.62. Зонная характеристика ФЭУ с торцовым полупро-
зрачным катодом.
Числа показывают чувствительность ФЭУ при освещении соответствую-
щих точек фотокатода.
с двумя электронно-лучевыми трубками: одна — засвечи-
вает катод, вторая — воспроизводит распределение чув-
ствительности по его поверхности. Эта установка будет
описана в § 4.13.
Все рассмотренные выше характеристики относились
к катодной части ФЭУ. Вторично-эмиссионную умножи-
тельную систему прежде всего характеризуют коэффициен-
том усиления, который зависит от типа эмиттеров, их числа
и питающих напряжений.
Свойства эмиттеров были уже рассмотрены в § 4.2. Число
каскадов современных фотоумножителей колеблется от 7
до 14 и очень редко доходит до 15. Наибольшее число каска-
дов и, следовательно, наибольшие усиления (108—109) имеют
ФЭУ временных типов, анодные сигналы которых обычно
подают на регистрирующие устройства без промежуточных
усилителей.
4.7]
СТАТИЧЕСКИЕ ПАРАМЕТРЫ И ХАРАКТЕРИСТИКИ
283
При повышении питающих напряжений усиление умно-
жителей растет по степенному закону. Наклон кривых уси-
ления определяется числом каскадов и типом эмиттеров.
На заводах-изготовителях чаще всего измеряют не уси-
ление фотоумножителей, а их интегральную анодную
чувствительность, которая
представляет собой отноше-
ние выходного тока к па-
дающему на катод светово-
му потоку лампы накалива-
ния и измеряется в ампе-
рах на люмен (а/лм). Анод-
ная чувствительность ФЭУ
равна,очевидно, усилению,
умноженному на интеграль-
ную чувствительность ка-
тода. На рис. 4.63 представ-
лены кривые зависимости
анодной чувствительности
от напряжения питания для
трех умножителей с сурь-
мяно-цезиевыми эмиттера-
ми и разным числом каска-
дов: ФЭУ-26 (7 каскадов),
ФЭУ-20 (8 каскадов), ФЭУ-
17 (13 каскадов).
Анодную чувствитель-
Рис. 4.63. Характеристики зави-
симости анодной чувствительности
фотоумножителей от напряжения
питания.
ность ФЭУ обычно изме-
ряют следующим образом.
На специальном стенде (см.
§4.13) катод ФЭУ освещают известным световым потоком
1 — для ФЭУ-17, 2 — для ФЭУ-20, 3-
для ФЭУ-26.
порядка 10~6—10 8 лм. Напряжение питания фотоумножи-
теля медленно повышают до получения выходного тока,
численно равного световому потоку. Это напряжение соот-
ветствует, очевидно, анодной чувствительности 1 а!лм.
Если величина выходного тока на порядок больше, то анод-
ная чувствительность ФЭУ равна 10 а/лм и т. д.
После определения напряжения питания при фиксиро-
ванной чувствительности ФЭУ световой поток выключают
и измеряют выходной ток фотоумножителя, находящегося
под напряжением в полной темноте. Этот ток /т, называемый
284
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
темновым, — один из наиболее существенных параметров
фотоумножителя. Чем меньше темновой ток, тем, очевидно,
меньший световой поток может быть им зарегистрирован.
Подробно этот вопрос будет рассмотрен в следующем па-
раграфе. ,
Указывая величину темнового тока, необходимо огова-
ривать, какой анодной чувствительности ФЭУ она соответ-
ствует. Тем самым будет охарактеризован параметр, яв-
ляющийся основным для любого электронного прибора, —
отношение полезного сиг-
нала к уровню помех
(шума). С этой точки зре-
ния нельзя просто связы-
вать темновые токи с нап-
ряжением питания. При
равном напряжении пита-
ния один фотоумножитель
может иметь в несколько
раз больший темновой ток,
чем другой, но анодная
чувствительность этого
ФЭУ может быть выше в
Рис. 4.64. Световые характеристи- большее число раз. Таким
ки трех экземпляров ФЭУ-35. образом, отношение напря-
жения сигнала к напряже-
нию шума первого фотоумножителя окажется большим, не-
смотря на повышенный темновой ток, и при выборе лучшего
экземпляра ФЭУ ему будет отдано предпочтение.
Зависимость фототока в цепи анода от падающего на ка-
тод светового потока называют световой характеристикой
ФЭУ (рис. 4.64). При относительно небольших световых
сигналах анодный фототок прямо пропорционален световому
потоку. По мере увеличения световых потоков и связанного
с этим возрастания выходных токов на последних каскадах
умножительной системы возникают объемные заряды. Кроме
того, из-за большой плотности тока может понизиться коэф-
фициент вторичной эмиссии последних эмиттеров. Все это
приводит к нарушению прямой пропорциональности между
световым потоком и анодным током.
Если умножитель используют для измерения световых
потоков, предел линейности его световой характеристики
§ <7J
СТАТИЧЕСКИЕ ПАРАМЕТРЫ И ХАРАКТЕРИСТИКИ
285
обычно указывают в люменах. При этом обязательно следует
оговорить, при каком напряжении и при каких выходных
токах проводятся измерения. Вообще говоря, указывая
предел линейности световой характеристики, правильнее
называть величину выходного тока, до которой сохраняется
пропорциональность между световым потоком и анодным
током, так как именно величина тока последних каскадов
представляет собой фактор, нарушающий эту пропорцио-
нальность. Для продления в случае необходимости ли-
нейного участка световой характеристики на последние
Рис. 4.65, Анодные характеристики ФЭУ-
26 для двух значений выходного тока.
каскады умножительной системы обычно подают повышен-
ные напряжения, величины которых ограничиваются толь-
ко межэлектродными пробоями.
Выходной ток фотоумножителя, проходя по сопротив-
лению нагрузки, меняет потенциал анода. Чем больше со-
противление нагрузки и выходной ток, тем значительнее
изменения анодного потенциала. Для того чтобы эти из-
менения не нарушали линейности световой характеристики,
усиление ФЭУ не должно зависеть от потенциала анода,
меняющегося в некоторых пределах.
Зависимость чувствительности ФЭУ от напряжения
между коллектором (анодом) и последним эмиттером назы-
вают анодной характеристикой (рис. 4.65). Вид анодных
характеристик целиком определяется конструкцией послед-
него каскада и анода. Если анод выполнен в виде сетки,
286
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
расположенной вблизи эмитирующей поверхности послед-
него эмиттера, то уже при малых потенциалах анод соби-
рает все электроны. Дальнейшее повышение коллекторного
потенциала не меняет величины выходного тока.
§ 4.8. Темновой ток и пороговая чувствительность
фотоумножителей
Как уже указывалось в предыдущем параграфе, при по-
даче напряжения питания на электроды находящегося
в полной темноте ФЭУ в его анодной цепи идет ток, несмотря
на отсутствие световых сигналов. Этот ток, называемый
темновым, имеет сложную природу. Он представляет собой
сумму следующих компонент:
1) термоэлектронной эмиссии фотокатода и первого эмит-
тера, усиленной умножительной системой (термотоками
второго и последующего эмиттеров можно в данном слу-
чае пренебречь, так как коэффициент усиления их по
крайней мере на порядок меньше, чем для фотоэлек-
тронов);
2) токов утечки в анодной цепи ФЭУ;
3) автоэлектронной эмиссии электродов (разрядных
токов);
4) токов обратной связи (оптической и ионной).
Как указывалось в гл. 3, термоэмиссия катодов, исполь-
зуемых в настоящее время в фотоумножителях, при комнат-
ной температуре находится в пределах от 10-13-—10-9 а! см1
(серебряно-кислородно-цезиевый катод) до 10~17 а!см2
(сурьмяно-литиевый). Наиболее распространенный сурь-
мяно-цезиевый фотокатод обладает термоэмиссией порядка
10 15 а/см2. При усилении, равном 108, и площади катода
10 см2 темновой ток, вызванный только этой компонентой,
составит 1 мка.
Другая составляющая темновых токов — токи утечки
между анодом и остальными электродами. В основном токи
утечки в фотоумножителях обусловлены пленками избы-
точного цезия, конденсирующегося на стекле баллона и
на межэлектродных изоляторах, а также проводящими
пленками загрязнений и влаги на наружной стороне бал-
лона, для устранения которых нижнюю часть баллона
иногда покрывают специальным лаком.
§ 4.8] ТЕМНОВОЙ ТОК И ПОРОГОВАЯ ЧУВСТВИТЕЛЬНОСТЬ 287
Для увеличения сопротивления изоляции анод обычно
крепят на специальных стеклянных изоляторах отдельно
от эмиттеров. Если темновые токи должны быть особенно
малыми, то вывод анода располагают отдельно на боковой
поверхности стеклянного баллона ФЭУ. Применение для
вывода анода охранных колец оправдано, очевидно, только
для фотоумножителей с крайне малыми термотоками, ра-
ботающих при малых усилениях. Поэтому охранные кольца,
усложняющие конструкцию прибора, используют лишь
в исключительных случаях.
Токи утечки в цепях эмиттеров не оказывают влияния
на темновые токи, если только они не сопряжены с искрением
проводящих «мостиков», особенно опасным вблизи катодной
части ФЭУ. Это явление часто возникает в том случае, когда
на первые каскадные промежутки поданы повышенные
каскадные напряжения. Токи утечки между отдельными
каскадами опасны и в другом отношении. Они могут шун-
тировать звенья делителя, снижая вследствие этого усиле-
ние и нарушая линейность световой характеристики ФЭУ
(§ 4.14).
При повышении каскадных напряжений в местах наи-
большего сближения электродов возникает автоэлектронная
эмиссия, которая часто сопровождается ионизацией паров
цезия (разрядом) и появлением световых вспышек. При
больших напряжениях питания такие разряды-вспышки
наблюдаются также между остриями траверз электродов и
баллоном фотоумножителя. Эти разряды вызывают резкие
«броски» анодного тока, фотоумножитель начинает работать
крайне нестабильно и становится непригодным для из-
мерений.
Как известно, автоэлектронная эмиссия легче всего воз-
никает с остриев и заусенцев на краях электродов, располо-
женных в полях с высокими градиентами и активированных
цезием. Поэтому при конструировании ФЭУ стараются из-
бегать сварных эмиттеров, так как в местах электросварки
часто остаются острия. Края эмиттеров, прилегающие к
электроду с более высоким напряжением, обычно скругляют,
закатывая в них крепежные траверзы.
Чем тщательнее сконструирован и изготовлен умножи-
тель, тем при более высоких каскадных напряжениях начи-
нается автоэлектронная эмиссия. Предельно допустимое
288
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
напряжение, при котором еще не возникают нестабильные
разрядные процессы, — один из важных параметров фото-
умножителей.
При работе ФЭУ в режиме больших выходных токов
интенсивная электронная бомбардировка нагревает послед-
ние эмиттеры, вследствие чего с их поверхности выделяется
некоторое количество свободного цезия. Ионизация паров
цезия сопровождается свечением всего каскадного про-
межутка. По мере увеличения выходных токов разряд зах-
ватывает предпоследний каскадный промежуток и т.д.
Еще один источник паразитного свечения внутри ФЭУ —
люминесценция эмиттеров и внутренней поверхности стек-
лянного баллона под действием электронной бомбардировки.
Особенно интенсивное свечение стекла возникает вблизи
выходных каскадов, где вследствие расталкивающего дей-
ствия объемного заряда электроны отклоняются от расчет-
ных траекторий и могут вылететь за пределы умножитель-
ной системы через зазоры между электродами.
Таким образом, работа умножителя при повышенных
напряжениях и больших выходных токах сопровождается
появлением внутри баллона (преимущественно в анодной
части) фотонов. Если эти фотоны достигают катода, воз-
никает обратная оптическая связь, которая приводит к рез-
кому возрастанию анодного тока. Аналогичный эффект
вызывает попадание на катод положительных ионов, обра-
зующихся при разряде в анодной части ФЭУ одновременно
со свечением (ионная обратная связь).
Какая из перечисленных компонент темнового тока иг-
рает превалирующую роль, зависит от напряжения пита-
ния умножителя. На рис. 4.66 изображена вольтамперная
характеристика темнового тока ФЭУ-60. Для удобства ана-
лиза компонент темнового тока рядом изображена кривая
усиления того же экземпляра ФЭУ.
При небольших напряжениях питания (меньших 1000 в)
темновой ток растет медленнее фототока. Этот участок ха-
рактеристики темнового тока обусловлен, очевидно, токами
утечки, так как, если бы основную часть темнового тока
составляла термоэмиссия катода, этот участок характери-
стики был бы параллелен кривой усиления фототока, по-
добно второму участку (приблизительно от 1050 до 1350 в).
По мере возрастания напряжения в составе темнового тока
§ 4.8] ТЕМНОВОЙ ТОК И ПОРОГОВАЯ ЧУВСТВИТЕЛЬНОСТЬ 289
появляются автоэлектронная составляющая и токи обрат-
ной связи (третий участок кривой). Вследствие этого темно-
вой ток растет с повышением напряжения быстрее усиле-
ния. При дальнейшем повышении напряжения умножи-
тель начинает работать неста-
бильно.
Наглядное представление
о качестве умножителя дает
кривая зависимости от напря-
жения темнового тока, выра-
жаемого через эквивалентный
световой потокФзкв(рис.4.67),
который вычисляется как
отношение темнового тока к
Рис. 4.66. Зависимость анодной Рис. 4.67. Характеристика тем-
чувствительности Sa ФЭУ-60 от нового тока ФЭУ, выраженная
напряжения питания и темно- через эквивалентный световой
во го тока. поток.
интегральной анодной чувствительности. Темновой ток, вы-
ражаемый в этом случаев люменах, считается равным свето-
вому потоку, при освещении которым катода анодный ток
равен темновому току. Нетрудно заметить, что Фэкв — ве-
личина, обратная отношению напряжения сигнала к напря-
жению шума, т. е., по существу, характеризует пороговую
чувствительность фотоумножителя, о которой подробнее
будет идти речь дальше. Наилучшие условия работы ФЭУ
(наибольшее отношение сигнал/шум или наименьший Фэкв)
соответствуют среднему участку кривой рис. 4.67, когда
10 н. д ___
290
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
доминирующую роль играет термоэмиссионная составляю-
щая темнового тока.
Совершенно очевидно, что минимальная величина све-
тового потока Фп, который еще может быть обнаружен или
измерен с требуемой степенью точности данным экземпля-
ром ФЭУ, зависит от величины темнового тока этого ФЭУ
и его флуктуаций, на фоне которых измеряют фототок.
Значение Фп, выраженное в люменах, называют порогом
чувствительности фотоумножителя.
Темновые токи и их флуктуации — одна из основных,
но далеко не единственная причина, определяющая этот
весьма важный для многих применений ФЭУ параметр.
Факторы, от которых зависит порог чувствительности
фотоумножителей, можно разделить на три группы. К пер-
вой группе относятся внешние помехи: магнитные поля,
фоновые засветки, нестабильность источников питания
и т. п. Вторая группа — причины, вызванные несовершен-
ством конструкции данного типа или экземпляра ФЭУ
или неудовлетворительной технологией его изготовления
(автоэлектронная эмиссия с острых краев электродов,
сквозные зазоры, способствующие возникновению обратной
связи, ионизация остаточных газов и т. п.). Наконец, третью
группу составляют причины, обусловленные статистиче-
ской природой электронных процессов в фотоумножителях
и тесно связанных с ними элементов аппаратуры (дробовой
эффект фототока и вторично-эмиссионного тока, тепловые
шумы сопротивлений и т. д.). При тщательном изготовлении
ФЭУ и всей аппаратуры первые две группы явлений могут
быть, вообще говоря, в той или иной мере или практически
даже полностью устранены. В этом случае пороговая чув-
ствительность ФЭУ определяется принципиально неустра-
нимой третьей группой явлений, к рассмотрению которой
мы сейчас перейдем.
Природа дробового эффекта была подробно рассмотрена
в предыдущей главе. Там же была выведена формула для
среднего квадрата флуктуационного напряжения дробо-
вого эффекта:
^р = 2е/0А/^, (4.4)
где /0 — средний ток катода, являющийся суммой фото- и
темнового токов, е — заряд электрона, а А/ = — Д —
§ 4.8] ТЕМНОВОЙ ТОК И ПОРОГОВАЯ ЧУВСТВИТЕЛЬНОСТЬ 291
полоса пропускания частот аппаратуры, с помощью которой
проводят измерения, Дн— сопротивление нагрузки.
Выражение (4.4) в одинаковой мере справедливо для
фото- и термоэмиссии катода и вторичной эмиссии каскадов
умножительной системы. Шумы дробового эффекта, воз-
никающие на катоде или эмиттерах, усиливаются после-
дующими каскадами точно так же, как и полезные сигналы.
Ток в цепи первого эмиттера подвергается флуктуациям
по двум причинам: из-за флуктуаций усиливаемого фото-
тока и из-за дробового эффекта тока вторичной эмиссии.
В соответствии с этим средний квадрат флуктуационного
напряжения в цепи первого эмиттера можно представить
в виде двух слагаемых:
((Tip), = 2e/^fRi + т*й*р = _
= 2eIom1\fRl + ml2eI^fRa = Ulptn1 (1 4- mJ,
где m2 — коэффициент усиления первого каскада.
Средний квадрат флуктуационного напряжения в цепи
второго эмиттера
(^др)2 = Ннрт1т2 (1 + + т^).
Для флуктуационного напряжения в цепи п-го эмиттера
можно написать
(^др)л = ^др^1^2 • • • тп 0 4* тп ”4 • • • 4" •••
Если для простоты предположить, что гщ т2
тпитп = М, то выражение для среднего квадрата флук-
туационного напряжения на выходе n-каскадного фото-
умножителя примет вид
Поскольку всегда mra+1 1, последнее выражение можно
упростить:
Mp = 2eI0\fR№^.
Из этой формулы следует, в частности, что при возра-
стании коэффициентов усиления каскадов улучшается поро-
говая чувствительность ФЭУ. Выражение для £7™ чаще за-
писывают в следующем виде [69]:
10*
292
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Для ряда конструкций умножительных систем с электро-
статической фокусировкой значения параметра (1 4- В)
были определены экспериментально и оказались лежа-
щими в пределах от 1,5 до 3,0 [70].
Наряду с шумами дробового эффекта фотокатода и эмит-
теров, пороговая чувствительность фотоумножителей за-
висит от эффекта мерцания (фликкер-эффекта) катода и
эмиттеров, а также от шумов электронных ламп усилителей
и термошумов входных сопротивлений этих усилителей.
Указанные компоненты шумов были достаточно подробно
рассмотрены в § 3.8.
Средний квадрат суммарного флуктуационного напряже-
ния шумов равен сумме средних квадратов флуктуационных
напряжений отдельных независимых друг от друга источ-
ников шумов. Расчеты показывают, что при усилении фото-
токов средний квадрат суммарного флуктуационного напря-
жения шумов определяется главным образом шумами дро-
бового эффекта и термошумами сопротивления нагрузки.
Остальными компонентами в реальных условиях можно
пренебречь, т. е.
UL = tTlp + W = [2е/0М2 (1 + В) R* + 4/гТ7?н] А/. (4.5)
В этой формуле под /0 подразумевается суммарный ток
катода (фото- и термотоки):
После того как найдено выражение для определения
суммарной величины напряжения помех, можно написать
формулу для вычисления пороговой чувствительности через
отношение напряжения сигнала к напряжению шума:
Р = -Д=> (4-6)
г ui
где (7С — напряжение сигнала.
При постоянном световом потоке (7С =="IMR„. Поэтому,
взяв t/ш из уравнения (4.5), получим для фотоумножителя
р2 = 2е (/ + /т) (1 + В) М2Я*Н + 4kT/^ =
_____________________/w
2е (/ + /т) (1 + В) +”4kT/R„M* • (4*7)
§ 4.8] ТЕМНОВОЙ ТОК И ПОРОГОВАЯ ЧУВСТВИТЕЛЬНОСТЬ
293
Для фотоэлемента было получено (§ 3.8)
02 = . (4.8)
Р 2е (7 + /т) + 4й?77?н
Выражая р2 в децибелах, т. е. полагая
р[5б] = 101g р2 = 201g р,
уравнение (4.7) можно записать следующим образом:
р [»] = - 10 lg if - 10 1g | Ы'+'^'+в> + |. (4.9)
Для фотоэлемента
р [55] = — 10 1g А/ — 10 1g | -2е(/ + /т-) + ^ |. (4.10)
Сопоставление пороговых характеристик фотоэлемента
и фотоумножителя удобно провести с помощью кривых,
построенных на рис. 4.68 для произвольно выбранных /?н
и Al. С целью упрощения принято, что /т = 0. Пунктир-
ными линиями отмечены уровни р [56] = 0, соответствующие
полосам пропускания 10, 100,..., 1 000 000 гц.
Пусть с помощью фотоэлемента нужно зарегистрировать
фототок I = 10-9 а при ширине полосы частот 1000 гц и
сопротивлении нагрузки 106 ом. На пересечении линий,
соответствующих I и А/, найдем исходную точку, располо-
женную на уровне р = 30 дб. Пересечению линии / = 10“9 а
с кривой, соответствующей сопротивлению нагрузки 106 ом,
отвечает уровень р = 74 дб. Отсюда истинное значение от-
ношения сигнала к шуму:
р = 74 5б — 3055 = 44 дб.
Задавая некоторые параметры и используя графики
рис. 4.68, можно легко определить наивыгоднейшие значе-
ния остальных параметров ФЭУ. Кривые рис. 4.68 показы-
вают также, что при увеличении тока катода, т. е. при пере-
ходе к большим световым потокам, порог чувствительности
фотоумножителя приближается к порогу фотоэлемента, а за-
тем становится даже хуже. Следовательно, использование
фотоумножителя вместо фотоэлемента не обязательно улуч-
шает порог чувствительности: при относительно больших
световых потоках лучшую пороговую чувствительность дает
294
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
фотоэлементная установка. Качественно этот факт легко
объяснить, сопоставив формулы (4.7) и (4.8). При больших
токах катода составляющая шумов, обусловленная дробо-
вым эффектом — первые члены в знаменателях формул
(4.7) и (4.8), — значительно больше тепловых шумов сопро-
Рис. 4.68. Кривые р[<Э<5] = <р (7), характеризующие пороговые х
рактеристики фотоэлемента и фотоумножителя.
тивлений нагрузки — вторые члены в знаменателях фор-
мул, •— и последними можно пренебречь. В установке с фо-
тоумножителем к дробовому эффекту катода добавляется
дробовой эффект вторично-эмиссионного тока, характери-
зуемый сомножителем (1 + В), и вследствие этого ее уро-
вень шумов будет выше.
При малых токах катода (малых световых потоках) в зна-
менателях формул (4.7) и (4.8) можно пренебречь первыми
членами. Основная составляющая шумов теперь — тепло-
вые шумы сопротивлений нагрузки. Но эта компонента,
как следует из уравнений (4.7) и (4.8), для фотоумножи-
телей в М2 раз меньше, и поэтому пороговая чувствитель-
§ 4.8] ТЕМНОВОЙ ТОК И ПОРОГОВАЯ ЧУВСТВИТЕЛЬНОСТЬ
295
ность фотоумножительной установки при фотометрирова-
нии весьма малых световых потоков на несколько порядков
Рис. 4.69. Кривые р[дб] = <р (/), характеризующие влияние
коэффициента усиления на пороговые характеристики фото-
умножителей.
циента усиления фотоумножителя на пороговую чувстви-
тельность. Из кривых следует, что при возрастании коэф-
фициента усиления влияние тепловых шумов сопротивлений
нагрузки уменьшается и порог чувствительности опреде-
ляется дробовым эффектом.
Роль темнового тока показывают кривые рис. 4.70,
построенные для трех значений /т: пренебрежимо малого,
296
Фотоэлектронные умножители
[гл. 4
термотока сурьмяно-цезиевого фотокатода (10 14 а) и термо-
тока кислородно-цезиевого фотокатода (10~12 а). Кривые
наглядно демонстрируют улучшение порога чувствитель-
ности при снижений темновых токов.
3/!ehinp04i)6 6 сек
Рис. 4.70. Кривые р[дб] = <р (/), характеризующие влияние
темнового тока на пороговые характеристики фотоумножи-
телей.
Вычислим по формуле (4.7) пороговую чувствительность
фотоумножителя при условии р = 1. Как указывалось, при
малых световых потоках вторым членом в знаменателе этой
формулы можно пренебречь. Тогда
2 _ /3 1
Р -4е(/ + /т)Д/“ Ь
§ 4.8] ТЕМНОВОЙ ТОК И ПОРОГОВАЯ ЧУВСТВИТЕЛЬНОСТЬ 297
Для упрощения расчетов принято (1 + В) = 2. Решая
полученное квадратное уравнение и беря больший корень,
получим
' +
где 5 — чувствительность фотокатода.
Когда темновые токи очень малы (/т eAf), пороговая
величина светового потока равна
Фп = -^. (4.Н)
При полосе частот усилителя, равной 1 гц, и чувстви-
тельности катода 50 мка/лм
4-1,6-10-19 . „ г п
Ф" = "5-10-6 - 1 >3 • 1 °
Если темновыми токами пренебречь нельзя (например,
в случае сурьмяно-цезиевого катода площадью 1 см2 темно-
вой ток близок -к 1 • 10-15 а), то
и формула (4.11) принимает вид
фп=.2^еД/7-т (4 Д 2)
О
для А/ = 1 гц и S = 50 мка/лм:
Фп^5.1013 [лм].
Если модулированный световой сигнал измеряется на
фоне постоянного светового потока (засветки фотоумножи-
теля), создающего заметную постоянную составляющую фо-
тотока I, то отношение напряжения сигнала к напряже-
нию шума будет определяться величиной этой постоянной
составляющей:
1/\7 V2e (/ + 4) АЖ ’
* ш
(Т) __ A/min (/ -|- /т) Д/
min —• —о— —-----о-----f
298
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Здесь 1 — постоянная составляющая фототока, Д7 — сред-
няя переменная составляющая фототока. Так, если 1
10'12 а (Ц «С 7), S = 100 мка/лм, то
Анализ приведенных выражений показывает, что для
улучшения порога чувствительности фотоумножителя сле-
дует тщательно устранять постороннюю засветку, повышаю-
щую постоянную составляющую фототока, всемерно уве-
личивать коэффициент модуляции светового потока (отно-
шение амплитудного значения переменной составляющей
фототока к его постоянной составляющей), выбирать фото-
умножители с наименьшей величиной темнового тока 7Т
(или принимать меры к его понижению) и с наибольшей
чувствительностью S. Кроме того, там, где это возможно,
необходимо пользоваться усилителями с узким частотным
диапазоном А/. (При измерениях весьма малых световых
потоков обычно применяют резонансные усилители, на-
строенные на частоту модуляции светового потока, ко-
торая выбирается не слишком малой — f 100 гц — во
избежание повышения шумов вследствие эффекта мер-
цания.)
При снижении шума от дробового эффекта фототока до
теоретически возможного предела на величину пороговой
чувствительности фотоумножителя начинает оказывать
влияние так называемый радиационный (фотонный) шум,
или флуктуации плотности фотонов падающего света.
Природа радиационного шума та же, что и дробового эф-
фекта тока эмиссии. Она заключается в статистическом раз-
бросе числа фотонов, падающих на поверхность катода в еди-
ницу времени. Вследствие малости энергии световых кван-
тов фотонный шум невелик, но он возрастает с частотой v
падающего света. В условиях измерения весьма слабых
световых потоков с помощью высокочувствительных фото-
умножителей с низким темновым током, когда пороговая
величина лучистого потока соизмерима с энергией еди-
ничного кванта света, флуктуации лучистого потока бу-
дут ограничивать пороговую чувствительность .фотоумно-
жителя.
§ 4.9]
СПОСОБЫ СНИЖЕНИЯ ТЕМНОВЫХ ТОКОВ
299
§ 4.9. Способы снижения темновых токов
фотоумножителей
Как уже указывалось в предыдущем параграфе, порого-
вая чувствительность фотоумножителей определяется ря-
дом принципиально неустранимых явлений и прежде всего
дробовым эффектом фото- и термотоков катода. При фото-
метрировании чрезвычайно слабых световых потоков термо-
эмиссионные токи могут превышать фототоки, представляя
собой, таким образом, основной фактор, ограничивающий
порог чувствительности фотоумножителя. Один из очевид-
ных способов снижения термотоков — фокусировка изме-
ряемых световых потоков в тонкий луч и уменьшение раз-
мера рабочей площади катода — был рассмотрен в § 4.4
(рис. 4.25). Этот способ, однако, не универсален, так как
для его осуществления необходимы специальные конструк-
ции фотоумножителей, число типов которых ограничено.
Второй столь же очевидный способ улучшения пороговой
чувствительности — охлаждение катода. Он широко при-
меняется в самых различных вариантах. Прежде чем перейти
к описанию наиболее интересных из них, определим крите-
рий целесообразности использования этого способа, всегда
связанного со значительным усложнением измерительной
установки. Для этого вернемся к формуле (4.7), характери-
зующей пороговую чувствительность фотоумножителя. Как
уже отмечалось, вторым членом знаменателя этой формулы
можно в большинстве случаев пренебречь и формулу (4.7)
записать следующим образом:
+В)Д/’ (4ЛЗ)
где /Т1 и — темновой ток и фототок при комнатной тем-
пературе.
При охлаждении фотоумножителя темновой ток, обус-
ловленный для рассматриваемого случая термоэмиссией
катода, уменьшится и станет равным /т2; тогда
Рз = + (4‘14)
Эффективность улучшения пороговой чувствительности
при охлаждении характеризуется, очевидно, отношением
2| = Л+Д1. (4.15)
зоо
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Если при обеих температурах термотоки значительно
больше фототоков (именно этот вариант типичен при ана-
лизе пороговой чувствительности ФЭУ), то, пренебрегая
в последней формуле фототоками, можно написать
Р_2_ _ I / А1
Р1 Г Л'2
(4.16)
При охлаждении, например, сурьмяно-цезиевого катода
жидким азотом термоэмиссия его понижается в 104раз. Сог-
ласно формуле (4.16) пороговая чувствительность улуч-
шится в этом случае в 100 раз, т. е. целесообразность охла-
ждения катода не вызывает сомнений.
На практике возможен случай, когда /Т1 /2 А"
> Д 2- Тогда
Ра ___ 1/ (ti
pi _ V it
Подставляя в эту формулу значение /2 и пренебрегая /т2,
а также несущественным в приближенных расчетах множи-
телем (1 + В), получим
Для одной из задач, возникшей при исследовании комби-
национного рассеяния света, было рассчитано [71] при ис-
пользовании формулы (4.17), что р2/р! = 5.
Наконец, при проведении фотометрических исследова-
ний можно столкнуться с неустранимыми фоновыми засвет-
ками, при которых / 7т1 /т2. Тогда р2/рх = 1 и охла-
ждение лишено смысла: порог чувствительности опреде-
ляется дробовым эффектом фототока, который не зависит от
температуры. Для улучшения порога чувствительности
в этом случае должны быть использованы другие пути.
Возможны два принципиально отличных способа охла-
ждения катодов умножителей: создание холодильного уст-
ройства, в которое помещают фотоумножитель, и конструи-
рование фотоумножителей специальных типов со «встроен-
ными» холодильниками. Второй способ может быть, оче-
видно, реализован только в лабораториях, которые могут
изготовить ФЭУ. Поэтому он не получил широкого распро-
странения. Значительно более универсален первый способ,
доступный широкому кругу экспериментаторов. В настоящее
§ 4.9]
СПОСОБЫ СНИЖЕНИЯ ТЕМНОВЫХ ТОКОВ
301
время описано большое число различных холодильных
устройств (криостатов), конструкция которых определяется
конкретной измерительной задачей.
При создании криостатов особое внимание должно быть
уделено предотвращению
конденсации влаги на охлаждае-
мом баллоне ФЭУ. «Запотевание»
баллона вблизи катода приводит
к резкому ухудшению прозрач-
ности катодного стекла и соот-
ветствующему снижению вели-
чины светового сигнала. Появле-
ние влажной пленки около вы-
водов вызывает токи утечки
между эмиттерами и, что особен-
но неприятно, приводит к рез-
кому уменьшению сопротивления
изоляции анода. Во избежание
всех этих нежелательных эффек-
тов криостаты чаще всего снаб-
жают специальной герметичной
Рис. 4.71. Схема криостата с погру-
жением ФЭУ в сосуд Дьюара.
камерой, в которую помещают фотоумножитель (иногда даже
вместес делителем напряжения питания) и поглотитель влаги.
Наиболее эффективное и быстрое охлаждение катода до-
стигается при погружении фотоумножителя в сосуд Дьюара,
наполненный жидким азотом. Один из вариантов такого хо-
лодильника, разработанный Баем [72], показан на рис. 4.71.
302
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Рис. 4.72. Схема криостата Виг-
гинса и Ирли.
1 — ФЭУ, 2 — оптический вход,
3 — делитель напряжения питания,
4 — выводы делителя, 5 — силика-
гель, 6 — трубка для наполнения
жидким воздухом, 7 — стеклянный
сосуд Дьюара, 8 — металлическая
коробка.
Фотоумножитель 1 помещен в баллон 2, опущенный в со-
суд Дьюара. Для экранирования от диффузно рассеянных
световых потоков баллон обернут черной бумагой 3. В бал-
лоне и посеребренной стенке сосуда Дьюара 4 сделаны окна
для пропускания света газоразрядной лампы 5, заключен-
ной в камеру 6, которая ох-
лаждается холодильником 7
с проточной водой. Световые
сигналы проходят через диаф-
рагму 9, водяной фильтр 10
и затвор 8. Для уменьшения
испарения жидкого азота при-
менены микалексовое кольцо
И и латунный кожух 12.
В криостате Виггинса и
Ирли [73] (рис. 4.72) фото-
умножитель с боковым оптиче-
ским входом непосредственно
погружался в сосуд Дьюара
с жидким азотом. Охлажде-
ние происходило чрезвычайно
быстро: через несколько ми-
нут после погружения фото-
умножителя темновой ток его
падал на несколько поряд-
ков и стабильно держался на
этом уровне. Делитель напря-
жения питания был смонти-
рован снаружи в отдельной
камере с влагопоглотителем.
Провода, соединяющие эту
камеру с ФЭУ, были заключены в стеклянные капилляр-
ные трубки.
Существенный недостаток криостатов, в которых фото-
умножитель погружается в сосуд Дьюара, — необходимость
пропускания светового сигнала через жидкий азот. При
этом часть светового потока может рассеиваться на мелких
пузырьках, которые обычно присутствуют в жидких газах.
Нельзя забывать и того, что при глубоком охлаждении
значительно падает чувствительность большинства катодов,
особенно полупрозрачных без проводящих подложек.
§ 4.9]
СПОСОБЫ СНИЖЕНИЯ ТЕМНОВЫХ ТОКОВ
303
Один из вариантов криостата, основанного на использо-
вании сосуда Дьюара и холодопровода, изображен на
рис. 4.73. Криостат такого типа был применен Чечиком
[74] в фотометре, предназначенном для регистрации малых
Рис. 4.73. Криостат, в котором исполь-
зуется холодопровод.
световых потоков. Сосуд Дьюара 1 с жидким воздухом
устанавливался в латунном стакане 2, к верхней части
которого была прикреплена камера 3 ФЭУ. Холодопрово-
дом служили толстые медные стержни 4 и 6, с помощью
которых охлаждались катод и первые эмиттеры фотоумно-
жителя 5. Стержень 6 был введен в арматуру через стеклян-
ную двухстенную втулку 7, из которой откачан воздух.
Втулка была вставлена во фланец 8 и крепилась к нему с
304
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
помощью вакуумной замазки. Для улучшения теплового
контакта служила пружина 9, прижимающая ложе 10 к
фотоумножителю. Стеклянное окно 12 прикреплялось к
алюминиевой панели 13 пицеином.
Система с холодопроводом была использована и в крио-
стате Липсетта и Хориты [75]. Фотоумножитель, сосуд,
наполняемый извне жидким азотом, и холодопровод поме-
щались в откачанную металлическую камеру с окном для
4/
Рис. 4.74. Схема разборного криостата.
а) Холодильная камера: 1 — кварцевое окно, 2 —
жидкий воздух, 3 — эвакуированное пространство;
б) зонд: / — ФЭУ, 2 —• выводы.
пропускания световых сигналов. Катодная часть ФЭУ
была укреплена в медном кольце, к которому был припаян
короткий и толстый медный стержень. Последний в свою
очередь был припаян к дну металлического резервуара
с жидким азотом. По данным авторов, через 45 мин после
начала охлаждения темновой ток ФЭУ с серебряно-кисло-
родно-цезиевым катодом падал на четыре порядка. В случае
применения фотоумножителей с катодами других типов,
чувствительность которых резко падает при глубоком охла-
ждении, в том же криостате могут быть использованы иные
хладоагенты, например лед или твердая углекислота.
Интересная конструкция разборного криостата описана
в работе Джона [76]. Криостат состоит из двух частей
§ 4.9]
СПОСОБЫ СНИЖЕНИЯ ТЕМНОВЫХ ТОКОВ
305
(рис. 4.74). Одна из них представляет собой холодильную
камеру, боковые стенки которой выполнены в виде сосуда
щевое окно для пропускания
шлифа, обеспечивающего ва-
Дьюара, а в дно впаяно ква
света. В камеру с помощью
куум не хуже 10 5 мм
рт. ст., вводится вто-
рая часть — зонд, в ко-
тором смонтированы фо-
тоумножитель и дели-
тель напряжения пита-
ния, так что на выходе
зонда имеются всего три
вывода.
Наиболее компактны
и удобны в эксплуатации
холодильные устройст-
ва, в которых использо-
ваны полупроводнико-
вые термоэлектрические
батареи. Одно из таких
устройств описано в ра-
боте Коленко и др. [77]
(рис. 4.75). Колба 7ФЭУ
вблизи фотокатода со-
прикасается с помощью
пружинящих контактов
2 с деталью 3, в которую
вмонтированы «холод-
ные» спаи термоэлектри-
ческой батареи //, со-
стоящей из восьмидесяти
Рис. 4.75. Криостат с полупроводни-
ковой термоэлектрической батареей.
последовательно соеди-
ненных термоэлементов. Тепло от «горячих» спаев термо-
батареи отводится на шасси 4. Верхняя съемная крышка 5
имеет панель 6, в которую вставляются ФЭУ, и цоколь 1.
Между внешним кожухом 10 и внутренним стаканом 8 по-
мещена теплоизоляция из пенопласта 9.
Этот прибор питался постоянным током и потреблял мощ-
ность 25em. Стационарный режим в ка.мереустанавливался за
40 50лшн, при этом температура катода была равна (—10ч-
12°С), а в остальном объеме ФЭУ была на 5—6°С выше.
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Охлаждение фотоумножителей позволяет в значительной
мере подавить одну из основных составляющих темнового
тока, вызванную термоэмиссией катода и первых эмиттеров.
В предыдущем параграфе были указаны другие источники
темновых токов в фотоумножителях, которые не могут
быть устранены с помощью охлаждения. Одним из таких
источников могут быть межэлектродные микропробои во
входной камере ФЭУ, сопровождающиеся световыми вспыш-
ками, и сцинтилляции стекла при разрядах между острыми
краями электродов и колбой.
Следует отметить, что, хотя, в отличие от термоэмиссии,
эти источники темнового тока не носят принципиально неу-
странимого характера, они в той или иной степени суще-
ствуют в каждом экземпляре ФЭУ. Причем в зависимости
от точности соблюдения технологических режимов изготов-
ления ФЭУ, включающих многие, подчас весьма трудно
контролируемые процессы, эти составляющие темнового
тока у отдельных экземпляров ФЭУ могут быть как пренеб-
режимо малыми, так и недопустимо большими. (В послед-
нем случае ФЭУ бракуют сразу же после изготовления.)
Для фотометрирования предельно малых световых потоков
из больших партий ФЭУ обычно отбирают экземпляры с
наименьшими темновыми токами. Далее для этих отобран-
ных экземпляров подбирают режим питания, обеспечиваю-
щий наилучшее отношение напряжения сигнала к напряже-
нию шума. Наибольшее влияние на параметры ФЭУ
оказывает распределение напряжений на первых звеньях
делителя, поэтому обычно определяют зависимость пара-
метров от потенциалов электродов катодной камеры и пер-
вых эмиттеров.
Вильдгрубеи Ронкин [78] показали, что для большинства
экземпляров фотоумножителей ФЭУ-13 и ФЭУ-14 подбором
режима питания входных каскадов уровень шумов можно
снизить приблизительно в два раза. Минимальные шумы
получаются, когда модулятор (см. § 4.4) имеет незначитель-
ный положительный потенциал относительно катода или
соединен с ним, максимальные — при высоких отрицатель-
ных потенциалах модулятора.
Для получения наилучшей пороговой чувствительности
американских умножителей RCA-6342 Пауль [79] исследо-
вал зависимость числа темновых импульсов от потенциала
§ 4.9]
СПОСОБЫ СНИЖЕНИЯ ТЕМНОВЫХ ТОКОВ
307
фокусирующего электрода (диафрагмы). Снятые им графики
представлены на рис. 4.76. Кривые показывают довольно
резкую зависимость темновых токов от режима питания,
в то время как усиление остается практически постоянным.
Заметное влияние на величину темновых токов могут ока-
зывать потенциалы внешних металлических экранов, осо-
бенно если они касаются
колбы фотоумножителя
в прикатодной области.
На рис. 4.77 показана
снятая Тейлором [80]
зависимость величины
темнового тока одного из
американских ФЭУ от
потенциала наружного
экрана, типичная для
большинства фотоумно-
жителей. В области В
паразитные эффекты от-
сутствуют и темновой
ток имеет минимальную
величину. В области А
дополнительным источ-
ником темнового тока
служит термоэмиссия
тонкой пленки, образую-
щейся на стекле колбы
Рис. 4.76. Зависимость числа шумо-
вых импульсов п и амплитуды сиг-
нала 1с от потенциала Ua фокуси-
рующего электрода (диафрагмы) для
двух экземпляров ФЭУ.
1 — сигнал, 2 — шум.
ФЭУ в процессе активи-
рования. Термоэлектро-
ны попадают на катод и
выбивают из него вто-
ричные электроны,кото-
рые затем собираются в
умножительную систему. При больших положительных по-
тенциалах экрана (область С) рассеянные электроны бом-
бардируют внутреннюю поверхность колбы, вызывая флуо-
ресценцию стекла. Возникающие фотоны попадают на катод
и являются источником паразитных фотоэлектронов.
Для предотвращения всех этих эффектов в тех слу-
чаях, когда вблизи фотоумножителя расположены наруж-
ные экраны, потенциал которых заметно отличается от
308
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ЕЛ. 4
-500 -300 -700 О 700 300 500 700 900 3700
и,а
Рис. 4.77. Зависимость темнового
тока от потенциала наружного
цилиндрического экрана.
катодного, рекомендуется наружную поверхность баллона
покрывать проводящим слоем (например, аквадагом). Это-
му слою нужно сообщить потенциал катода или, еще
лучше, первого эмиттера
(см. рис. 4.77).
Весьма эффективное
средство улучшения поро-
говой чувствительности фо-
тоумножителей в результа-
те подавления темновых
импульсов — применение
схем совпадений. Световые
сигналы тем или иным спо-
собом направляют сразу на
два фотоумножителя, элек-
трические импульсы кото-
рых поступают на схему совпадений. На выходе этой схемы
будут зарегистрированы сигналы, возникающие одновре-
менно в обоих ФЭУ. Шумовые импульсы, распределенные
во времени хаотично, будут таким образом отсеяны. Ана-
лиз работы подобных схем совпадений выходит за рамки
настоящей книги.
§ 4.10. Импульсные параметры сцинтилляционных
фотоумножителей
Фотоэлектронный умножитель служит основным эле-
ментом сцинтилляционного счетчика — одного из наиболее
универсальных и прецизионных приборов эксперименталь-
ной ядерной физики. Подавляющее большинство типов
фотоумножителей, разработанных после 1947—1948 гг.
(начало бурного развития сцинтилляционных методов),
предназначалось прежде всего для использования в ядерной
физике.
На рис. 4.78 представлена блок-схема сцинтилляцион-
ного счетчика. Он состоит из сцинтиллятора 1 — твердого,
жидкого или газообразного вещества, излучающего свет
(сцинтилляции) при попадании в него ядерных частиц;
фотоумножителя 2, преобразующего световое излучение
сцинтиллятора в электрические импульсы, и регистрирую
щих устройств 3, анализирующих амплитуды или времен-
§ 4.101 ИМПУЛЬСНЫЕ ПАРАМЕТРЫ СЦИНТИЛЛЯЦИОННЫХ ФЭУ 309
ные параметры этих импульсов. В простейших случаях
регистрирующие устройства могут лишь фиксировать число
импульсов или среднюю величину вызываемого ими тока
в анодной цепи ФЭУ.
Подробное описание сцинтилляторов и разнообразной
исследовательской аппаратуры, используемых в сцинтил-
ляционных счетчиках, можно
найти в монографиях [81—84]
и многочисленных оригиналь-
ных и обзорных статьях.
В настоящем параграфе бу-
дут рассмотрены три основ-
ных параметра, характери-
зующих работу ФЭУ в сцин-
тилляционных счетчиках амп-
литудное разрешение, энерге-
тический эквивалент шума и
временная разрешающая спо-
собность.
Часть энергии проникаю-
щего в сцинтиллятор ядер-
ного излучения преобразует-
ся благодаря флуоресцентным
процессам в группу свето-
вых квантов — фотонов. По-
падая па катод, фотоны вы-
Рис. 4.78. Блок-схема сцинтил-
зывают эмиссию электронов. ляционного счетчика.
Используя обозначения Дж.
Биркса [81], можно записать следующее выражение, опре-
деляющее число фотоэлектронов:
_ EAC^GYfjv)
hv
(4-18)
где Е — энергия ядерной частицы; А — коэффициент, ха-
рактеризующий долю энергии, потерянную (т. е. преобра-
зованную в энергию фотонов) частицей в сцинтилляторе
(очевидно, И-: 1); С1р — эффективность процесса преобра-
зования энергии частиц в световые кванты; Тр — оптиче-
ская прозрачность материала сцинтиллятора к собственному
световому излучению (при идеальной прозрачности Тр = 1,
но даже в этом случае не все возникшие в сцинтилляторе
310
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
фотоны достигают катода); G — коэффициент, учитываю-
щий потери фотонов; этот коэффициент определяется фор-
мой сцинтиллятора, оптическим контактом между ним и
фотокатодом, а также наличием промежуточных светово-
дов и их характеристиками; Y — квантовый выход катода;
/ (у) — коэффициент, зависящий от частотного спектра
флуоресценции сцинтиллятора и соответствия его спектраль-
ной характеристике фотокатода; hv—энергия фотонов.
Таким образом, попадание в сцинтиллятор ядерной
частицы приводит к эмиссии катодом группы фотоэлектро-
нов. После усиления в умножительной системе на анод
ФЭУ собирается п цЛ4 электронов (ц — коэффициент сбора
фотоэлектронов на первый эмиттер, М — коэффициент уси-
ления умножительной системы). Если Са — емкость анода
относительно земли, то при достаточно большой величине
сопротивления нагрузки в выходной цепи ФЭУ возникнет
импульс напряжения
u=enriM (4 19)
Са
(е — заряд электрона).
Подставив п из уравнения (4.18), можно получить фор-
мулу, связывающую амплитуды выходных импульсов ФЭУ
с энергией исследуемого излучения. Если бы при моноэнер-
гетичном излучении все величины, входящие в выражения
(4.18) и (4.19), не были подвержены статистическим флук-
туациям и при их измерении не допускались методические
ошибки, то амплитуды импульсов в выходной цепи ФЭУ,
вызванных сцинтилляциями, имели бы величины, строго
пропорциональные энергии излучения.
Из-за неравномерного активирования сцинтиллятора, его
оптической неоднородности и ряда других причин световые
сигналы, поступающие на катод ФЭУ при облучении сцин-
тилляторов моноэнергетичными частицами, имеют различ-
ные величины. Преобразование фотоумножителем световых
сигналов в электрические приводит к дополнительному рас-
ширению амплитудного спектра. Чем шире этот спектр,
тем, очевидно, меньше точность определения энергии иссле-
дуемого излучения и тем труднее различить импульсы,
вызываемые излучениями близких энергий, т. е. тем хуже
амплитудное (спектрометрическое) разрешение счетчика.
§ 4.10J ИМПУЛЬСНЫЕ ПАРАМЕТРЫ СЦИНТИЛЛЯЦИОННЫХ ФЭУ 311
Анализ происходящих в сцинтилляторах явлений выхо-
дит за рамки настоящей книги. Для удобства последующего
изложения будем полагать, что катод ФЭУ засвечивается
равнояркостными импульсными световыми вспышками.
В этом случае разброс амплитуд анодных импульсов обус-
ловлен только конструктивным несовершенством данного
типа или экземпляра ФЭУ и статистической природой
фото- и вторично-эмиссионных процессов.
При освещении одинаковыми световыми сигналами раз-
личных участков катода могут эмитироваться разные коли-
чества фотоэлектронов. Разброс числа фотоэлектронов вы-
зывается неодинаковой чувствительностью (точнее, неоди-
наковым квантовым выходом) различных участков катода
к спектральному составу исследуемого светового излучения.
Это, как известно, одна из причин неравномерности зонных
характеристик ФЭУ. Вторая причина — неполный сбор
фотоэлектронов на первый эмиттер (ц 1) — обусловле-
на несовершенством выбранной катодной электронно-
оптической системы либо неправильным монтажом ее де-
талей.
Равномерность зонных характеристик особенно важна
при работе с тонкими сцинтилляторами, которые часто
используют для спектрометрии рентгеновых или мягких
гамма-лучей. В тонких сцинтилляторах флуоресцентное
излучение носит наиболее локальный характер, а не рас-
пространяется по всему сцинтиллятору, диаметр и высота
которого соизмеримы.
При недостаточно тщательном проведении технологи-
ческих операций изготовления ФЭУ отдельные участки
первого эмиттера могут иметь пониженный коэффициент
вторичной эмиссии. В момент попадания на эти участки
фотоэлектронов происходит как бы мгновенное снижение
коэффициента усиления ФЭУ, что также вносит дополни-
тельный амплитудный разброс.
Перечисленные выше причины разброса амплитуд им-
пульсов ФЭУ в принципе устранимы, в отличие от статисти-
ческих флуктуаций фото- и вторично-эмиссионных про-
цессов, определяющих, наряду со статистическими флук-
туациями флуоресцентных явлений в сцинтилляторах,
теоретически достижимый предел амплитудной разрешаю-
щей способности сцинтилляционного счетчика.
312
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Разброс амплитуд выходных импульсов ФЭУ можно
характеризовать интегральной кривой (рис. 4.79), демон-
стрирующей число импульсов, амплитуда которых превы-
шает порог срабатывания (/'амплитудного дискриминатора*).
dN Более нагляден диффе-
Рис. 4.79. Интегральный спектр анод-
ных импульсов ФЭУ.
ренциальный спектр им-
пульсов (рис. 4.80), сни-
маемый с помощью одно-
или многоканального
амплитудного анализа-
тора и показывающий
зависимость числа им-
пульсов, амплитуды ко-
торых лежат в пределах
«канала» U' — U", от по-
ложения этого канала,
т. е. от U'. (Кривую рис. 4.80 можно, очевидно, получить
графическим дифференцированием интегрального спектра
импульсов.) На оси ординат кривых рис. 4.79 и 4.80 нане-
сены скорости счета импульсов, т. е. число импульсов,
сосчитываемых в фиксиро-
ванный интервал времени.
Чем больше разброс ам-
плитуд импульсов, тем шире
колоколообразная кривая
дифференциального ампли-
тудного спектра и, следо-
вательно, хуже амплитуд-
ная разрешающая способ-
ность. Амплитудное разре-
шение ФЭУ (или если изме-
^L
рения проводятся со СЦИН- Рис. 4.80. Дифференциальный
ТИЛЛЯТОрОМ, то счетчика В спектр анодных импульсов ФЭУ.
целом) выражают в про-
центах и принимают равным отношению полуширины Л(/
дифференциального спектра (ширина на половине высоты)
к средней амплитуде U (рис. 4.80).
*) Амплитудным дискриминатором называют электронное устрой-
ство с регулируемым порогом чувствительности, на выход которого
проходят только сигналы с амплитудой, превышающей некоторую
заданную величину, называемую порогом,
§ 4.10] ИМПУЛЬСНЫЕ ПАРАМЕТРЫ СЦИНТИЛЛЯЦИОННЫХ ФЭУ 313
Для оценки амплитудного разрешения сцинтилляцион-
ных счетчиков различные авторы вывели несколько формул,
отличающихся степенью идеализации происходящих в счет-
чиках процессов; Мортон [38] предложил следующую фор-
мулу:
= 236 I' —(1I''" , (4.20)
U | Л^еИ] \ сц Щ — 1 / I
где Мо — число возникающих в сцинтилляторе фотонов,
е — коэффициент сбора фотонов со сцинтиллятора на фото-
катод (в принятых нами выше обозначениях этот коэффи-
циент равен произведению TpG), Y — квантовый выход
катода, ц — коэффициент сбора фотоэлектронов на первый
эмиттер, — коэффициент вторичной эмиссии первого
эмиттера, 6 — среднеквадратичный разброс числа вторич-
ных электронов, приблизительно равный ]/сот. Если рас-
пределение вторично-эмиссионного тока первого каскада
подчиняется закону Пуассона, то а = 1. Для импульсов,
вызванных единичными электронами, было эксперимен-
тально найдено [38], что о = 1,5. Введя параметр N—
число фотонов светового сигнала, собранных на фотокатод,
и заменив 6 j/cr, можно получить следующую прибли-
женную формулу для оценки амплитудного разрешения
фотоумножителей:
Т7=ЧуЫ(Ьт) Г <4 21>
Итак, точность определения светового сигнала (ампли-
тудное разрешение) зависит прежде всего от интенсивности
сигнала, квантового выхода катода и коэффициента сбора
фотоэлектронов на первый эмиттер. Величина коэффициента
вторичной эмиссии первого эмиттера также оказывает
влияние на разрешающую способность фотоумножителя,
но в меньшей степени, так как число вторичных электронов
в а раз больше числа фотоэлектронов (следовательно, отно-
сительный среднеквадратичный разброс меньше в ]/ о
раз). По той же причине коэффициенты вторичной эмиссии
последующих эмиттеров практически не влияют на ампли-
тудное разрешение ФЭУ.
Амплитудное разрешение фотоумножителей чаще всего
измеряют в условиях сцинтилляционного счета в паре с
314
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
кристаллом NaJ, активированным таллием, и радиоактивным
препаратом изотопа Cs137, обладающим моноэнергетичным
гамма-излучением с энергией 661 кэв. Наилучшее разреше-
ние, полученное в этих условиях на тщательно отобранных
из больших партий экземплярах ФЭУ и сцинтилляторах,
было равно 6,8% [85]. Для большинства современных фото-
умножителей промышленных типов, выпускаемых для спек-
трометрических исследований, установлен верхний допусти-
мый предел разрешения с парой NaJ (Т1) — Cs137, равный
10%, реже — 9%. При этом значительный процент спектро-
метрических ФЭУ промышленного выпуска дает разреше-
ние порядка 7,5—8% (с отобранными кристаллами!). Эти
числа характеризуют, очевидно, амплитудное разрешение
сцинтилляционного счетчика в целом, а не только фото-
умножителя. Поэтому в последние годы широкое распро-
странение получили измерения амплитудного разрешения
фотоумножителей с равнояркостными световыми сигна-
лами (см. § 4.13).
Собственное разрешение некоторых фотоумножителей,
измеренное со световыми сигналами, эквивалентными по
интенсивности сцинтилляциям NaJ (Т1) от препарата Cs137,
было равно 5,6—6,2% и не зависело в пределах погрешности
измерений от длины волны светового излучения (исполь-
зовались светофильтры КС-19, ОС-13 и УФС-2) [86]. Соб-
ственное разрешение десяти штук ФЭУ-29, измеренное
при той же величине светового потока с синим филь-
тром (Хтах = 4000 А), заключалось в пределах 4,3—
6,2% [87].
По мере уменьшения интенсивности световых вспышек
амплитуды выходных сигналов фотоумножителей становят-
ся соизмеримыми с уровнем их собственных шумов, спектр
которых «сливается» со спектром сигнала. В этом случае
амплитудное разрешение получается существенно большим
рассчитанного по формуле (4.21).
Природа шумовых импульсов и их влияние на пороговую
чувствительность фотоумножителей были рассмотрены в
предыдущем параграфе. Дополнительный источник шумов
при использовании ФЭУ в сцинтилляционных счетчиках —
импульсы от сцинтилляций, вызываемых космическим фо-
ном, радиоактивностью окружающих предметов и прежде
всего радиоактивным изотопом К40, содержащимся в со-
§4.10] ИМПУЛЬСНЫЕ ПАРАМЕТРЫ СЦИНТИЛЛЯЦИОННЫХ ФЭУ
315
ставе большинства стекол, из которых изготавливают
баллоны фотоумножителей.
Типичные спектры шумов фотоумножителей представ-
лены на рис. 4.81. В области малых амплитуд спектр асим-
птотически приближается к оси ординат, сливаясь с соб-
ственными шумами усилителя. По мере увеличения порога
срабатывания дискриминатора скорость счета импульсов
постепенно снижается благодаря запиранию вначале им-
пульсов, вызываемых термо-
электронами эмиттеров, а за-
тем и импульсов, вызываемых
термоэлектронами катода. Им-
пульсы максимальных амп-
литуд, источник которых —
газоразрядные или автоэлек-
тронные процессы, возникают
относительно редко. Поэтому
для того, чтобы снять точный
ход спектральной кривой шу-
мов вблизи оси абсцисс, при-
ходится измерять число им-
пульсов за сравнительно боль-
шие интервалы времени.
При увеличении напряже-
ния питания амплитуды шу-
мовых импульсов возрастают,
несколько меняется и вид их
Рис. 4.81. Спектры собствен-
ных шумов ФЭУ-31 при раз-
личных напряжениях питания.
спектра, так как появляется
большее число импульсов максимальных амплитуд, вызван-
ных автоэлектронными пробоями. Вследствие этого спек-
тральные кривые шумов смещаются вправо (рис. 4.81).
Знания одного лишь спектра шумов еще недостаточно
для оценки качества данного экземпляра ФЭУ и выяснения
возможности его использования в каком-либо конкретном
случае. Как известно, при измерении весьма малых свето-
вых потоков (для сцинтилляционных счетчиков это означает
работу с частицами малых энергий) основной параметр —
пороговая чувствительность прибора. При работе с постоян-
ными световыми потоками параметром, характеризующим
пороговую чувствительность, является темновой ток, при-
веденный ко входу и выражаемый в люменах. Для ФЭУ,
316
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
используемых в сцинтилляционных счетчиках, таким пара-
метром служит энергетический эквивалент шума, выра-
жаемый в единицах энергии ядерного излучения — кило-
эл ектрон-вол ьтах.
В зависимости от условий эксперимента, в котором ис-
пользуется сцинтилляционный счетчик (числа регистрируе-
мых частиц, их энергии и т. п.), допустима та или иная
частота п’ шумовых импульсов. Исходя из этого, на спек-
тральной кривой шумов определяют амплитуду импульсов
U'M, соответствующую выбранной допустимой скорости
счета. Если затем измерить на этой же установке с каким-
либо сцинтиллятором среднюю амплитуду импульсов U,
возникающих от эталонного моноэнергетичного излучения
с энергией Е, то нетрудно вычислить энергию частиц §ш,
облучение которыми того же сцинтиллятора дало бы на
входе дискриминатора импульсы с амплитудой U'm-.
Йш [«*?]•
Параметр g,n называют энергетическим эквивалентом
шума. Указывая его величину, необходимо обязательно
оговорить скорость счета шумовых импульсов и тип сцин-
тиллятора, на котором проводились измерения, так как
амплитуда сигнальных импульсов зависит не только от
энергии излучения, но и от типа сцинтиллятора. Например,
энергетический эквивалент шума умножителей ФЭУ-37,
измеренный с кристаллом NaT(Tl) при скорости счета
50 имп/сек, не превышает 3 кэв.
Уменьшения энергетического эквивалента шумов, кото-
рое необходимо для повышения чувствительности сцинтил-
ляционных счетчиков при исследованиях излучений малых
энергий, можно прежде всего добиться охлаждением катода.
При этом резко уменьшается одна из основных компонент
шумов — термоэмиссия фотокатода.
Баллоны ФЭУ, предназначенных для работы с мягкими
излучениями, нужно изготовлять из бескалийных стекол,
чтобы исключить шумы, вызываемые радиоактивным изо-
топом К40- Для прецизионных исследований мягких излу-
чений из больших партий фотоумножителей обычно отби-
рают экземпляры с наиболее низкими шумами.
§ 4.10] ИМПУЛЬСНЫЕ ПАРАМЕТРЫ СЦИНТИЛЛЯЦИОННЫХ ФЭУ 317
Перейдем к рассмотрению временной разрешающей спо-
собности фотоэлектронных умножителей.
Одно из крупных преимуществ сцинтилляционных счет-
чиков по сравнению с газоразрядными состоит в возмож-
ности регистрации последовательности исследуемых ядерных
процессов с чрезвычайно малыми искажениями во времени.
Благодаря этому удается, в частности, раздельно регистри-
ровать события, следующие с интервалами в 10 9—10 10 сек.
Исследования временных характеристик фотоумножи-
телей и поиски путей их улучшения были начаты еще
в «досцинтилляционный» период разработок ФЭУ. В пер-
вую очередь следует упомянуть работы Райхмана [88]
(1938 г.), Молтера [89] (1941 г.) и Сарда [90] (1946 г.). Неосо-
бенно интенсивные исследования временных характеристик
ФЭУ начались после изобретения сцинтилляционного счет-
чика.
Рассмотрим факторы, определяющие минимальное раз-
решающее время сцинтилляционного счетчика.
От момента попадания ядерной частицы в сцинтиллятор
до появления импульса в анодной цепи фотоумножителя
(точнее, до момента возрастания амплитуды импульса
до некоторого фиксированного значения, определяемого
порогом срабатывания регистрирующего устройства) про-
ходит интервал времени порядка 10 8—10 7 сек. Это время
запаздывания не является, однако, величиной, ограни-
чивающей временное разрешение счетчика. Если бы все
фотоны собирались на катод одновременно, а все электроны
затрачивали на пролеты каскадных промежутков одинако-
вое время, то это время запаздывания Тзла в регистрации
событий можно было бы измерить и учесть.
Один из факторов, ограничивающих разрешающее время
сцинтилляционного счетчика, — флуктуации времени за-
паздывания 6Тзап, происходящие вследствие следующих
процессов в счетчике:
а) статистических временных флуктуаций, связанных с
эмиссией и собиранием фотонов со сцинтиллятора на фото-
катод;
б) флуктуаций времен пролета фотоэлектронов с катода
на первый эмиттер;
в) флуктуаций времен пролета вторичными электронами
отдельных каскадных промежутков умножительной системы.
318
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Указанные процессы приводят, кроме того, к размытию
импульсов электронов во времени.
Длительность выходных импульсов ФЭУ или, если
импульсы формируются с помощью закороченных линий,
время нарастания переднего фронта импульса — второй
фактор, который, наряду с 8Тзап, ограничивает временную
разрешающую способность сцинтилляционного счетчика.
Анализу статистических флуктуаций, обусловленных
эмиссией и сбором фотонов, посвящены работы Поста и
Шиффа [91] и Поста [92]. Для упрощения анализа Пост
и Шифф предполагали, что фотоумножитель и регистрирую-
щие устройства не искажают временную последовательность
импульсов фотоумножителя от единичных фотоэлектронов
и что все импульсы, вызванные группой фотонов, возник-
ших после попадания в сцинтиллятор одной частицы, по-
ступают на дискриминатор, который срабатывает после
наложения импульсов от Q фотоэлектронов.
Теоретический анализ показывает, что для такого идеа-
лизированного счетчика разброс времен появления сигнала
дискриминатора приблизительно равен
где No — число фотоэлектронов в импульсе, вызванном
одной сцинтилляцией, X — постоянная высвечивания сцин-
тиллятора.
Вычисление среднеквадратичной погрешности отсчета
в случае работы с «быстрым» сцинтиллятором (К =
= 5 • 108 сект1) при No = 75 дало величину Л/ = 2 X
X Ю-10 сек. При работе ФЭУ с большими усилениями,
когда можно регистрировать импульсы от единичных фото-
электронов (Q = 1), эта величина может быть уменьшена
в 3—4 раза. Если в качестве световых импульсов исполь-
зуют черепковское излучение, то принципиально дости-
жимое разрешающее время счетчика может быть умень-
шено еще на порядок.
В настоящее время указанный принципиальный предел
разрешающей способности сцинтилляционного счетчика да-
леко еще не реализован из-за возникающих в умножителях
временных флуктуаций. Разброс времен пролета фотоэлек-
§ 4.10] ИМПУЛЬСНЫЕ ПАРАМЕТРЫ СЦИНТИЛЛЯЦИОННЫХ ФЭУ
319
тронов от катода до первого эмиттера и вторичных электро-
нов между эмиттерами вызывается двумя причинами:
а) разбросом собственных начальных скоростей электро-
нов (по величине и направлению);
б) различными длинами траекторий электронов и зна-
чениями скоростей, достигаемых на отдельных участках
траекторий, если электроны вылетают из разных точек като-
да или эмиттера (дажес нулевыми начальными скоростями).
Для снижения разброса
времен пролета электронов
в последние годы был разра-
ботан ряд специальных кон-
струкций катодных камер и
умножительных систем, кото-
рые были уже рассмотрены в
§ 4.5. Поскольку временные
параметры «быстрых» сцин-
тилляторов приблизительно на
порядок лучше, чем современ-
ных фотоумножителей, разре-
шающее время сцинтилляци-
онного счетчика определяется
параметрами ФЭУ.
Используя один из вариан-
тов «быстрых» схем совпаде-
ний на сцинтилляционных
счетчиках, можно снять кри-
Рис. 4.82. Кривая совпадений
(и — скорость счета совпадений).
вую совпадений (рис. 4.82), ширина которой на полувысоте
может служить параметром, характеризующим временное
разрешение используемых в этой схеме фотоумножителей.
При этом нужно обязательно указать эффективность ра-
боты счетчика (отношение числа зарегистрированных ча-
стиц к числу частиц, попавших в сцинтиллятор), при кото-
рой снималась данная кривая.
Увеличение порога срабатывания схемы совпадений
с целью снижения вероятности возникновения «ложных»
совпадений от шумовых импульсов приводит к «срезанию»
У анодных импульсов ФЭУ широкого основания, что экви-
валентно укорочению переднего фронта импульсов и их
общей длительности. Поскольку спектр амплитуд импуль-
сов весьма широк (особенно при использовании «быстрых»
320
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
сцинтилляторов, обладающих сравнительно низким соб-
ственным амплитудным разрешением), увеличение порога
срабатывания всегда сопровождается запиранием (отсевом)
и «рабочих» импульсов наименьших амплитуд. Таким обра-
зом, чем выше порог срабатывания, тем лучше разрешающее
время счетчика, а следовательно, и фотоумножителя, но
тем меньше эффективность регистрации ядерных частиц.
В связи с этим при снятии кривой совпадений необходимо
определить соответствующую ей эффективность работы
счетчика, что в большинстве случаев сопряжено со зна-
чительными погрешностями.
Второй недостаток методики измерения временного раз-
решения фотоумножителей с помощью схем совпадений —
очень большая трудоемкость, что особенно существенно
тогда, когда для получения наилучшей разрешающей спо-
собности каждому экземпляру ФЭУ приходится подбирать
индивидуальное распределение питающих напряжений, т. е.
снимать одну и ту же кривую многократно. Наконец, по-
следний недостаток рассматриваемой методики — косвен-
ный характер оценки.
Более полная и значительно менее трудоемкая методика
определения временной разрешающей способности фото-
умножителей базируется на осциллографировании их вы-
ходных импульсов при засветке катодов периодическими
импульсами наносекундной длительности [93]. В этом
случае временное разрешение ФЭУ характеризуют следую-
щей группой параметров, определяемых после обработки
осциллограмм:
а) крутизной переднего фронта импульсов и их ампли-
тудой;
б) длительностью импульсов на полувысоте или по осно-
ванию (на уровне 10% амплитуды);
в) разбросом времен пролета электронами катодного
пространства.
За длительность переднего фронта анодных импульсов
принимают время нарастания их величины от 10 до 90%
амплитудного значения. Крутизну фронта вычисляют как
отношение амплитуды импульса к длительности переднего
фронта и выражают в ма/нсек:
S = 0,8 --
’ т
§ 4.10] ИМПУЛЬСНЫЕ ПАРАМЕТРЫ СЦИНТИЛЛЯЦИОННЫХ ФЭУ 321
(коэффициент 0,8 введен потому, что краевые (10%-ные)
участки фронта при анализе осциллограмм не принимают
во внимание).
Специализированные (временные) фотоумножители имеют
обычно крутизну фронта порядка 300—400 ма/нсек. Ампли-
туды импульсов этих ФЭУ при засветке катодов импуль-
сами наносекундной длительности близки к 1а [94].
Увеличение длительности переднего фронта импульсов
вызывается не только разбросом времен пролета электро-
нов, но и неудовлетворительными высокочастотными свой-
ствами анодного вывода. Величину же разброса более точно
можно оценить по длительности импульсов, которая у вре-
менных фотоумножителей близка к 5—6 нсек. Этот пара-
метр целиком зависит от конструкции электронно-опти-
ческих блоков и напряжения питания, которое можно
подать на умножитель без опасности возникновения авто-
электронных пробоев.
Неравномерность распределения потенциалов вдоль
траекторий фотоэлектронов, а также различие длин этих
траекторий приводит к тому, что времена пролета электро-
нами катодных камер, а следовательно, и время запаздыва-
ния 7’,ап зависят от положения участка засветки катода.
Минимальные времена пролета обычно имеют электроны,
эмитированные центральным участком катода, максималь-
ные — эмитированные краями. Разработанные в последние
годы конструкции катодных камер со сферически симмет-
ричными полями (см. § 4.4) позволили уменьшить разброс
времен пролета фотоэлектронов до 0,5 нсек.
При анализе осциллограмм или кривых задержанных
совпадений анодных импульсов ФЭУ, снятых в большом
временном интервале, наблюдается появление после основ-
ного импульса ряда сопровождающих импульсов меньшей
амплитуды, часто называемых послеимпульсами. Одна из
причин появления послеимпульсов — возникновение при
работе умножителя обратных связей, ионных или опти-
ческих. Амплитуда и частота послеимпульсов, вызванных
этой причиной, сильно возрастают при увеличении напря-
жения питания.
Во временных фотоумножителях, созданных в последние
годы, приняты меры для предотвращения обратных связей.
Но при осциллографировании выходных импульсов этих
322
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
ФЭУ обнаруживается другое паразитное явление: основной
импульс сопровождается затухающими синусоидальными
колебаниями с частотой порядка 200 Мгц (рис. 4.83).
Возникновение высокочастотной генерации объясняется
реакцией на основной импульс резонансного контура,
Рис. 4.83. Высокочастотная послеимпульсная генерация.
образованного индуктивностями выводов последнего эмит-
тера и анода и их емкостью относительно земли.
Амплитуду резонансных колебаний можно уменьшить,
включив в цепь контура гасящие сопротивления, но это-
одновременно приводит к увеличению длительности основ-
ного импульса. Для подавления паразитной генерации
необходимо радикально изменить конструкцию выходного
блока временных фотоумножителей, перейдя, в частности,
на коаксиальный анодный вывод.
§ 4.11. Зависимость параметров фотоумножителей
от условий эксплуатации
Для большинства применений фотоумножителей чрез-
вычайно важно постоянство (стабильность) их параметров
в процессе измерений. Многочисленные исследования ФЭУ
различных типов показали, что стабильность их работы
определяется многими факторами и в первую очередь
токовыми нагрузками, температурой, «предысторией», ти-
пом эмиттеров [95—100).
§ 4.11] ЗАВИСИМ. ПАРАМЕТРОВ ОТ УСЛОВИЙ ЭКСПЛУАТАЦИИ 323
Нестабильность усиления фотоумножителей чаще всего
объясняют процессами ионизации и диффузии атомов цезия
при комнатной температуре. При бомбардировке эмиттеров
электронами возможно выделение свободного цезия, кото-
рый, будучи ионизирован, может либо диффундировать
внутрь поверхностного полупроводникового слоя, либо
покинуть эмиттер. В обоих случаях на эмиттере образуются
участки с пониженным коэффициентом вторичной эмиссии.
Возможен и другой вариант: при изготовлении фото-
умножителя вследствие трудности дозировки цезия поверх-
ности эмиттера оказались «перецезированными». Тогда
описанный выше механизм будет приводить к увеличению
каскадных усилий и чувствительности всего умножителя.
В процессе работы фотоумножителя часть ионизирован-
ных свободных атомов цезия оседает на баллоне и крепеж-
ных изоляторах, но основное их количество возвращается
на эмитирующие поверхности. Через некоторое время после
включения фотоумножителя наступает динамическое равно-
весие, и скорость изменения параметров со временем зна-
чительно снижается. Интервал времени после включения
ФЭУ, в течение которого обычно резко изменяются пара-
метры, называют периодом (или временем) установления
рабочего режима.
Поскольку работа фотоумножителя сопряжена с изме-
нениями и постепенной стабилизацией структуры вторично-
эмитирующих поверхностей, вполне естественно, что при
последующих включениях ФЭУ требуется меньшее время
установления рабочего режима и наблюдается лучшая
стабильность работы. Если фотоумножитель, долгое время
не включался, то вследствие миграции атомов цезия, проис-
ходящей даже при комнатной температуре, «равновесная»
структура эмиссионных слоев нарушается, и при включении
время установления рабочего режима вновь оказывает-
ся большим. Таким образом, время установления и ста-
бильность работы фотоумножителей зависят от их «пре-
дыстории».
Качественное рассмотрение происходящих в ФЭУ яв-
лений позволяет понять причину зависимости стабильности
работы фотоумножителей от величины токовых нагрузок.
При малых выходных токах основную роль играют про-
цессы диссоциации — рекомбинации главным образом на
324
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
последнем эмиттере. С увеличением токовых нагрузок воз-
растает роль процессов на предпоследнем эмиттере и т. д.
Непосредственное измерение на каких-либо экземпля-
рах ФЭУ зависимости стабильности их параметров от вели-
чины токовых нагрузок весьма затруднено, так как всякое
предыдущее измерение эквивалентно тренировке фотоумно-
жителя. Поэтому при втором и последующих, измерениях
Рис. 4.84. Изменение амплитуды выходного сигнала в течение пер-
вых 6 ч работы ФЭУ при различных выходных токах (т — число
умножителей).
с измененными токовыми нагрузками стабильность ра-
боты ФЭУ будет заведомо лучше той, которая наблюдалась
бы, если бы эти измерения проводились в первую очередь.
Для того чтобы установить преимущественный характер
зависимости стабильности работы ФЭУ какого-либо типа
от величины токовых нагрузок, должны быть испытаны
большие партии фотоумножителей и построены кривые
распределения. На рис. 4.84, а изображены результаты
испытания 80 шт. ФЭУ-35 [99]. По оси абсцисс отложены
изменения амплитуды импульсов за первые 6 ч непрерывной
работы. Кривая 1 снята при начальном выходном токе,
лежащем в пределах 0,1—0,25 мка, кривая 2—при токеО.З—
0,5 лиса, кривая 3 — при токе 0,55—1 мка. Легко видеть, что
§ 4.11J
ЗАВИСИМ. ПАРАМЕТРОВ ОТ УСЛОВИЙ ЭКСПЛУАТАЦИИ 325
1вых’пка
Рис. 4.85. Зависимость времени
установления рабочего режима
ФЭУ-37 от величины выходного
тока.
максимум распределения смещается при увеличении токо-
вых нагрузок в сторону меньшей стабильности.
Аналогичная картина наблюдалась для партии ФЭУ-37
(рис. 4.84, б), имеющих, как и ФЭУ-35, сурьмяно-цезиевые
катод и эмиттеры, но отличающихся от них приблизительно
вдвое большей площадью эмиттеров. Кривая 1 получена
при выходном токе 0,2—2 мка,
кривая 2 — при токе 2,5—
6 мка.
В той же работе была ис-
следована зависимость време-
ни установления рабочего ре-
жима от величины выходного
тока у нескольких экземпля-
ров в ФЭУ-37 (рис. 4.85). Все
точки, каждая из которых
соответствует одному умножи-
телю, легли вблизи прямой,
что свидетельствует о нали-
чии прямой пропорциональ-
ности между величиной тока
и временем установления ра-
бочего режима.
Время установления рабо-
чего режима и стабильность
работы фотоумножителей за-
висят от типа вторично-эмис-
сионных поверхностей [97]. На рис. 4.86 приведены норма-
лизованные зоны, в пределах которых менялись усиления
фотоумножителей с сурьмяно-цезиевыми и серебряно-маг-
ниевыми эмиттерами. Быстрый начальный рост усиления
сплавных эмиттеров происходит вследствие удаления с по-
верхности эмиттеров избыточного цезия. Дальнейший
подъем кривой стабильности зависит от состояния поверх-
ности и плотности тока. У некоторых фотоумножителей
наблюдался непрерывный рост усиления, но с меньшей по
сравнению с начальным периодом работы скоростью.
Вид зоны нестабильности работы фотоумножителей с
сурьмяно-цезиевыми эмиттерами свидетельствует о том, что
количество цезия в большинстве ФЭУ этого типа меньше
оптимального. Работая с несколько «недоцезированными»
326
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
эмиттерами, можно уменьшить количество свободного це-
зия в колбе ФЭУ, который в основном и обусловливает
нестабильность работы.
Для выяснения влияния цезирования на стабильность
работы медно-бериллиевых эмиттеров авторами работы
[99] был изготовлен экспериментальный умножитель с термо-
катодом. Стабильность проверялась при непрерывной от-
качке на вакуумной установке до активирования цезием и
после него. Относительное изменение коэффициента вто-
ричной эмиссии представлено на рис. 4.87. Как видно из
Рис. 4.86. Нормализованные зоны изменения усиления (N/No) фото-
умножителей с сурьмяно-цезиевыми (а) и серебряно-магниевыми (б)
эмиттерами.
кривых, цезирование приводит к увеличению как времени
установления рабочего режима, так и коэффициента вто-
ричной эмиссии. Кривая 1 снята до активирования цезием,
кривая 2 — после активирования. Выходной ток в обоих
случаях был равен 0,3 ма.
Группа фотоумножителей с жалюзными сплавными
эмиттерами, обладающих хорошей стабильностью и малым
временем установления рабочего режима при изменении
токовых загрузок в широком диапазоне (от 50 мка до 30 ма),
была разработана коллективом, руководимым Вильдгрубе.
Он же, кстати, считает [96, прения по докладу], что неста-
бильность фотоумножителей может в ряде случаев объяс-
няться отсутствием проводящей подложки у полупрозрач-
ных сурьмяно-цезиевых катодов.
§ 4.11] ЗАВИСИМ. ПАРАМЕТРОВ ОТ УСЛОВИЙ ЭКСПЛУАТАЦИИ 327
В настоящее время вряд ли можно рассчитывать на то.
что большинство умножителей какого-либо типа будет
иметь стабильность, лучшую ± (2—2,5)% за 6—8 ч работы.
(Следует оговорить, что отдельные экземпляры ФЭУ ка-
кого-либо типа при работе в некотором диапазоне токовых
нагрузок обладают чрезвычайно высокой стабильностью,
находящейся в пределах погрешности измерительной уста-
новки.) Для применений,
в которых особенно важ-
на высокая стабильность
усиления фотоумножите-
лей, а отбор уникальных
экземпляров почему-
либо невозможен (напри-
мер, в случае серийной
аппаратуры), в настоя-
щее время разработано
болыпоечисло схем авто-
матической регулировки
стабильности ФЭУ. При-
меры подобных схем бу-
дут рассмотрены в §4.14.
Нестабильность рабо-
ты фотоумножителей мо-
жет проявляться нетоль-
Рис. 4.87. Относительное изменение
коэффициента вторичной эмиссии
медно-бериллиевого сплава.
ко в постепенном изме-
нении со временем усиления (или амплитуды выходного сиг-
нала) при постоянном световом сигнале, но и в мгновенном
изменении амплитуды выходных импульсов при увеличении
частоты или амплитуды сигналов на входе (динамический
режим). Зависимость амплитуды импульсов от интеграль-
ной скорости счета и характера нагрузки в той или иной
мере обнаруживается у всех фотоумножителей [101—103].
Для оценки возникающих в динамическом режиме по-
грешностей измерений была создана специальная установка
с двумя независимыми импульсными источниками света
[104]. Катод исследуемого фотоумножителя периодически
с частотой несколько килогерц засвечивался одновременно
сигналами этих источников, а выходные импульсы пода-
вались на осциллограф. Описание этой установки приведено
328
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
(ГЛ. 4
Рис. 4.88. Изменение усиления ФЭУ
при сильном облучении и после него.
По оси ординат отложены: средний уровень
линии Na24 в вольтах (слева) и относитель-
ное усиление в процентах (справа).
Изменяя либо интервалы времени между наблюдаемыми
на экране осциллографа импульсами, либо интенсивности
«первых» световых вспышек, можно измерить изменения
амплитуд «вторых» импульсов.
Зависимость усиления фотоумножителей от скорости
счета сцинтилляций в кристалле Nal (Т1) наблюдалась в ра-
боте [105]. Изменение усиления контролировалось по сме-
щению уровня фотопика от препарата Na24 или С12. Типич-
ная кривая, полученная при исследовании фотоумножите-
лей со сплавными эмит-
терами (RCA 6342), пред-
ставлена на рис. 4.88.
При поднесении к сцин-
тиллятору препарата
Cs137 резко возрастают
токовые нагрузки и про-
исходит скачок усиления
(на 1 %) (на рисунке—А),
длящийся 10 сек. Сразу
после этого амплитуда
сигнала от препара-
та Na24 снижается. По-
сле удаления Cs137 на-
блюдается скачкообраз-
ное снижение усиления
на 1 %, а затем медленное
его возрастание. Первоначальное усиление восстанавли-
вается только через 8—10 ч. При облучении сцинтиллятора
излучениями больших энергий возникают более резкие
скачки усиления.
Усредненные результаты исследования динамической
стабильности ФЭУ четырех типов, выпускаемых различ-
ными фирмами, представлены на рис. 4.89. Острые «выбросы»
усиления при изменении скорости счета наблюдались только
у фотоумножителей, выпускаемых фирмой RCA (США).
Температурный режим оказывает влияние на спектраль-
ные характеристики ФЭУ [106]. Исследованиям подверга-
лись фотоумножители с сурьмяно-цезиевыми, кислородно-
цезиевыми, висмуто-серебряно-цезиевыми и многощелоч-
ными катодами. Ввиду того, что влияние температуры на
эмиссионную способность фотокатода и эмиттеров различно,
§ 4.11] ЗАВИСИМ. ПАРАМЕТРОВ ОТ УСЛОВИЙ ЭКСПЛУАТАЦИИ
329
была предусмотрена возможность исследования как фото-
катода (умножитель включался по схеме фотоэлемента),
так и всего ФЭУ. Для каждого экземпляра при различных
температурах определялась зависимость спектральной чув-
ствительности от длины волны падающего света.
Охлаждение или нагревание фотоумножителей с массив-
ным сурьмяно-цезиевым катодом на никелевой подложке
и сурьмяно-цезиевыми эмиттерами (ФЭУ-17) вызывало па-
дение чувствительности для всех измеренных длин волн,
—/ Ш 63К(А)
(^-^-змиттерыу
RCA 5819
(Sb~£s}-3wnmepi>i)
обусловленное снижением как чувствительности фотокатода,
так и снижением усиления
умножительной системы.
Глубокое охлаждение (до
—183° С) фотоумножителей
с полупрозрачными сурь-
мяно-цезиевыми катодами
без проводящей подложки
приводило к снижению
спектральной чувствитель-
DuMatit 6293
(^-^-зкиттери)
6Ш255А
(S b-Ь^эмиттеры)
ности в 50—60ораз (при А =
==5000—5600 А). В тех же
условиях чувствительность
фотокатодов с проводящей
подложкой снижалась все-
Рис. 4.89. Кривые изменения уси-
ления ФЭУ различных“типов при
высокой скорости счета и после
снятия нагрузки (средний анодный
ток 0,1 мка).
го в 2—4 раза.
У фотоумножителей с кислородно-цезиевыми катодами
на никелевой подложке (ФЭУ-22) охлаждение до —183° С
приводило к увеличению спектральной чувствительности
в длинноволновой области, начиная с 7700—8100 А, и
сдвигу максимума спектральной характеристики в длинно-
волновую область спектра на 250—300 А. При этом усиле-
ние умножительной системы, построенной на эмиттерах
из сплава Al-Mg, падало. Охлаждение ФЭУ с кислородно-
цезиевыми катодами на стекле (ФЭУ-ВЭИ) вызывало только
падение спектральной чувствительности, а сдвиг максимума
был практически незаметен.
Нагреваннеумножителей с кислородно-цезиевыми катода-
ми выше 4-40° С приводило к необратимым изменениям спек-
тральной чувствительности и резкому росту темнового тока.
Более сложная зависимость спектральных характери-
стик от температуры была обнаружена у ФЭУ с висмуто-
330
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Рис. 4.90. Зависимость энерге-
тического эквивалента шумов
ФЭУ (в относительных едини-
цах) от температуры.
О —данные для ФЭУ-11 ф—для
ФЭУ-24.
серебряно-цезиевыми катодами (ФЭУ-14 и ФЭУ-27). Нагре-
вание их от 18 до 60° С приводило к снижению чувствитель-
ности в области спектра от 4000—7500 А, в то время как
в области от 7500 А до красной границы чувствительность
возрастала. При охлаждении до —183° С чувствительность
ФЭУ-27 непрерывно возрастала, в то время как у ФЭУ-14
в области 4000—7000 А происходил спад чувствитель-
ности.
Исследование фотоумножителей с многощелочными ка-
тодами обнаружило весьма сильную зависимость хода тем-
пературных характеристик от
принятой технологии изго-
товления фотокатода.
При освещении катодов
светом различных длин волн
температурные коэффициенты
некоторых ФЭУ иногда ме-
няют знак [107]. В большин-
стве случаев для длин волн,
меньших 4000 А, температур-
ный коэффициент отрицате-
лен, а для длин волн, боль-
ших 5000 А, положителен.
В работе [107] исследова-
лось также влияние темпера-
туры на энергетический экви-
валент шума сцинтилляцион-
ных ФЭУ (при скорости счета
50 имп/сек). Результаты измерений, полученные для ФЭУ
двух типов, представлены на рис. 4.90.
У всех испытанных фотоумножителей с сурьмяно-це-
зиевыми катодами, выпускаемых американскими фирмами
RCA и Du Mont, чувствительность падает с понижением
температуры для всех длин волн [108]. При этом у ФЭУ
с проводящей подложкой (RCA-2020) температурная зави-
симость была выражена значительно слабее. Но и у них
при температуре жидкого азота чувствительность умень-
шалась почти на два порядка.
Из трех исследованных фотоумножителей с многощелоч-
ными катодами (RCA-7236) два работали при температуре
жидкого азота удовлетворительно: по отношению к длинам
§ 4.11] ЗАВИСИМ. ПАРАМЕТРОВ ОТ УСЛОВИЙ ЭКСПЛУАТАЦИИ З31
волн 4000 А их чувствительность падала на 20%, а
к длинам волн 7000 А
— на 60 %.
Влияние температу-
ры среды на усиление и
амплитудное распределе-
ние сигналов отечест-
венных фотоумножите-
лей исследовалось в ра-
боте [109]. Результаты,
полученные для умножи-
телей ФЭУ- 29 и ФЭУ-С,
представлены на рис. 4.91
и 4.92. Легко видеть, что
отдельные экземпляры -W -30 -20 -10 о ю 20 30 w ° 50
фотоумножителейодного а) G
и того же типа могут
иметь существенно отли-
чающиеся температур-
ные характеристики.
В заключение па-
раграфа остановимся
на зависимости парамет-
ров фотоумножителей от
внешних магнитных по-
лей. Как известно, в
первых конструкциях
ФЭУ, наряду с электро-
статическими полями
для фокусировки элек-
тронных пучков, исполь-
зовались также магнит-
ные поля. Величина и
ориентация магнитных
полей чрезвычайно рез-
ко влияли на усиление
ФЭУ.
Рис. 4.91. Зависимость амплитуды
сигнала (а) и разрешения (б) от тем-
пературы для ФЭУ-29.
Конфигурация ЭЛеК- Числа у кривых показывают номера ФЭУ.
тродов современных фо-
тоумножителей с электростатической фокусировкой подоб-
рана так, чтобы обеспечивался сбор электронов, близкий к
332
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
стопроцентному. Действие любого дополнительного поля
(электростатического или магнитного), изменяющего траек-
тории электронов, в большинстве случаев ухудшает сбор
электронов, а следовательно, и основные параметры фото-
умножителя. Чем длиннее траектории электронов и меньше
напряженность поля на начальном участке траектории, тем,
Рис. 4.92. Зависимость амплитуды сигнала (а) и разрешения (б)
от температуры для фотоумножителей типа ФЭУ-С.
Числа у кривых показывают номера ФЭУ.
очевидно, сильнее должно сказываться влияние магнитного
поля. Этим объясняется, почему наиболее чувствительна
к магнитным полям входная камера фотоумножителей,
особенно с большими катодами. На параметры ФЭУ этого
вида весьма сильное влияние оказывает магнитное поле
Земли. Поэтому для проведения прецизионных измерений
обязательна магнитная защита фотоумножителя, особенно
когда в процессе измерений необходимо менять его ориен-
тацию.
Характеристики фотоумножителей некоторых типов в
слабых продольных магнитных полях исследованы в работе
§4.11]
ЗАВИСИМ. ПАРАМЕТРОВ ОТ УСЛОВИЙ ЭКСПЛУАТАЦИИ 333
[1101. Типичная зависимость чувствительности и амплитуд-
ного разрешения ФЭУ-11 от средней величины напряжен-
ности магнитного поля приведена на рис. 4.93. Некоторое
улучшение чувствительности при напряженности магнит-
ного поля 9 э и улучшение разрешения при напряженности
6 э можно объяснить увеличением в этих условиях эффек-
тивности работы жалюзной умножительной системы. По-
следующее ухудшение параметров обусловлено главным
образом воздействием
магнитного поля на тра-
ектории фотоэлектронов.
Умножительная система
жалюзного типа оказа-
лась практически нечув-
ствительной к полям,
напряженности которых
меньше 20 э. При увели-
чении напряженности
поля до 200 э чувстви-
тельность ФЭУ с систе-
мой этого типа падает
на два порядка. У фото-
умножителей с коробча-
тыми эмиттерами чув-
ствительность падала в
такой же степени уже
при полях напряженно-
стью 18—20 э.
Рис. 4.93. Зависимость анодной чув-
ствительности (сплошная линия) и
амплитудного разрешения (пунктир-
ная линия) от 'напряженности про-
дольного магнитного поля.
Весьма обстоятельное исследование зависимости пара-
метров отечественных фотоумножителей от напряженности
и ориентации магнитных полей было выполнено Матвеевым
и Соколовым на специально созданной ими установке
[84]. Зависимость анодного тока ФЭУ от угла поворота
вокруг оси колбы наименее выражена у фотоумножителей
с эмиттерами жалюзного типа. Влияние магнитного поля,
направленного перпендикулярно оси фотоумножителя, ска-
зывается значительно резче, чем направленного параллель-
но. Характеристики отдельных экземпляров ФЭУ могут
отличаться от средних значений на 20—30%.
Фотоумножители, работающие в сцинтилляционных счет-
чиках, обычно подвергаются воздействию ядерных излу-
334
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
чений — исследуемых или фоновых. Их влияние на стабиль-
ность работы фотоумножителей было отчасти рассмотрено
выше (рис. 4.88, 4.89). Более подробное освещение этого
вопроса, представляющего интерес для сравнительно уз-
кого круга специалистов, можно найти в книге [84].
§ 4.12. Советские фотоумножители
промышленных типов
В настоящее время трудно предложить какую-либо по-
следовательную классификацию фотоумножителей — по об-
ластям применений, габаритам, конструкциям умножи-
тельных систем, типам или спектральным характеристикам
фотокатодов. Поэтому использованное ниже деление ФЭУ
промышленных типов по группам весьма относительно и
принято лишь для удобства изложения.
Начнем с описания наиболее многочисленной группы
ФЭУ (табл. 4.3), в умножительной системе которых исполь-
зована электростатическая фокусировка электронных пуч-
ков (см. § 4.4). Фотоумножители этой группы в свою оче-
редь удобно разделить на
а) ФЭУ с полупрозрачными сурьмяно-цезиевыми като-
дами,
б) ФЭУ с массивными катодами,
в) ФЭУ с полупрозрачными катодами для работы в рас-
ширенном спектральном интервале.
Полупрозрачные сурьмяно-цезиевые катоды получили
в современных фотоумножителях наиболее широкое распро-
странение. Это прежде всего объясняется тем, что спектраль-
ные характеристики сурьмяно-цезиевых катодов охваты-
вают видимую и ближнюю ультрафиолетовую области
спектра, что хорошо согласуется со спектральным составом
излучения наиболее распространенных сцинтилляторов.
Кроме того, эти катоды с точки зрения технологии изго-
товления значительно проще многощелочных, имеющих
столь же выгодно расположенную спектральную характери-
стику.
Для работы в портативной дозиметрической аппаратуре
выпускают миниатюрные умножители ФЭУ-31 (рис. 4.94, а),
основные конструктивные и электрические параметры
которых приведены в табл. 4.3. В этих фотоумножителях
§ 4.12] СОВЕТСКИЕ ПРОМЫШЛЕННЫЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛИ
335
применена коробчатая умножительная система с сетками
(рис. 4.28) и катодная камера со смещенным входным от-
верстием, изображенная на рис. 4.23, в. ФЭУ-31 имеют
бесцокольное оформление (типа пальчиковых радиоламп)
и жесткие никелевые штырьки диаметром 1 мм и длиной
7 мм. Между штырьками расположен отпаянный конец сте-
клянной трубки, через который откачивался баллон фото-
умножителя.
Рис. 4.94. Фотоумножители промышленных типов с полупрозрачными
катодами и электростатической фокусировкой электронных пучков.
Фотоумножители ФЭУ-31А имеют аналогичную кон-
струкцию, но вместо жестких штырьков у них мягкие прово-
лочные выводы длиной 40 мм. ФЭУ-31А предназначены глав-
ным образом для использования в автоматической аппара-
туре, подвергающейся вибрациям. В этих условиях контакты
жестких штырьков недостаточно надежны, поэтому фото-
умножитель включают в цепь, припаивая проволочные
выводы. Пороговая чувствительность ФЭУ-31А в полосе
частот 20 гц измеряется на аппаратуре, описанной в
336
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Параметры ФЭУ промышленных типов
Параметры ТИП
ФЭУ-17А ФЭУ-18А ФЭУ-19А ФЭУ-19М
Максимальный диа- метр, мм ....... Максимальная длина, мм .......... Диаметр (размер) ка- тода, мм Область спектраль- ной чувствитель- ности, А Спектральный макси- мум, А Число каскадов .... Чувствительность фо- токатода, мка/лм . . Амплитудное разре- шение по шкале NaJ(Tl)— CsIa7, о/0 Энергетический экви- валент шума по шкале NaJ(Tl), кэв Порог чувствитель- ности, лм • гц~1^ . . Стабильность работы за 6 ч, °/0 Длительность фронта импульсов, нсек . . Рабочие режимы: f Анодная чувстви- | тельность, а/лм I 1 Напряжение пи- I тания, в ( Темновой ток, а [ Анодная чувстви- | тельность, а/лм 11 I Напряжение пита- I ния, в ( Темновой ток, а 48,5 181 16x5 3000-6000 3600—4400 13 30 1 • 10~1В ±3 3 10 750 2 • 10~9 1000 1050 2- 10~7 48,5 181 16X5 2000- 6000 3600—4400 13 30 1 10“1а ±3 3 10 750 2- 10-° 1000 1050 2- 10“7 48,5 200 34 3000—6000 3600—4400 13 25 ±3 5-6 100 1100 2 • 10~8 1000 1400 2- 10 48,5 200 34 3000-6000 3600—4400 13 25 ±3 5-6 100 1400 5- 10~8 1000 1600 5- 10-7
§ 4.12] СОВЕТСКИЕ ПРОМЫШЛЕННЫЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛИ
337
с электростатической фокусировкой
Таблица 4.3
— ФЭУ
ФЭУ-20 ФЭУ-22 ФЭУ-24 ФЭУ-26 ФЭУ-27
34 48,5 82 22,5 30
95 10x5 181 16x5 236 75 67 2,5x10 108 25
30006000 4000—10 0С0 3000-6000 3000—6000 3000—8000
3600—4400 8 6500—8500 13 3600—4400 13 3600-4400 7 4800—5200 11
30 15 40 25 50
— — 10 — 9,5
— — 5 — —
7 • 10-13 — — 2- 10“12 5- 10~12
±3 ±3 ±3 ±3 ±3
3 3 8—9 10 4
1 10 10 1 1
750 5- IO"1» 1400 2- 10-’ 1300 5 • КГ8 800 1 • КГ ° 1000 3- КГ3
100
1600 5- 1(г7 1
338
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Параметры Тип
ФЭУ-28 ФЭУ-29 ФЭУ-30 ФЭУ-31
Максимальный диа- метр, мм Максимальная длина, мм Диаметр катода, мм Область спектраль- ной чувствитель- ности, А Спектральный макси- мум, А Число каскадов .... Чувствительность фо- токатода, мка/лм . . Амплитудное разре- шение по шкале NaJ(Tl)—Cs137, % Энергетический экви- валент шума по шкале NaJ(Tl), кэв Порог чувствитель- ности, лм • гц l//:j. . Стабильность работы за 6 ч, % Длительность фронта импульсов, нсек. . . Рабочие режимы'. ( Анодная чувстви- тельность, а/лм I Напряжение пи- тания, в Темновой ток, а ( Анодная чувстви- | тельность, а/лм II I Напряжение пи- I тания, в ( Темновой ток, а 34,5 122 25 40001100 7600—8400 11 25 7 • 10-11 ±3 4 1 1250 7- 10~8 48,5 200 34 3000-6000 3600 -4400 13 50 8,5 1,5 ±3 5—6 10 850 3 • io-» 1000 1300 3 - 10~7 67 210 50 3200—6000 3600-4400 14 65 10—12 2 ±3 2—3 1000 2300 5- НГ7 10 000 2800 5- 10-® 22,5 80 18 3000—6000 3600—4400 8 50 9,5 5 ±3 10—20 1 750 5- НГ10 10 1200 5 • 10-»
§ 4.12] СОВЕТСКИЕ ПРОМЫШЛЕННЫЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛИ
339
Продолжение табл. 4.3
ФЭУ
ФЭУ-31А ФЭУ-35 ФЭУ-36 ФЭУ-37 ФЭУ-38
22,5 34 48,5 48,5 48,5
80 18 113 25 195 34 178 34 200 34
3000—6000 3000—6000 3000—6000 3000—6000 3000—8200
3600—4400 8 3600—4400 8 3600—4400 13 3600—4400 11 3600—4400 13
50 50 60 50 100
— 8,5 10—12 8,5 9
— 1,5 5—6 1,2 2
7- 10~12 — — — —
±3 ±2,5 ±3 ±2,5 ±3
10—20 4—5 1,5-2,5 5—6 5—6
1 10 100 10 100
750 5 • 10~10 1000 2-10“» 1350 5- 10~8 800 2-10-° 1800 210~8
10 30 1000 1000 1000
1200 510-» 1200 6 • 10~9 1850 5- 10-® 1300 2- 10~7 2300 2- 10~7
340
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Параметры Тип
ФЭУ-39 ФЭУ-50 ФЭУ-51 ФЭУ-60
Максимальный диа- метр, мм Максимальная длина, мм Диаметр катода, мм Область спектраль- ной чувствитель- ности, А Спектральный макси- мум, А Число каскадов .... Чувствительность фо- токатода, мка/лм. . Амплитудное разре- шение по шкале NaJ(Tl)—Cs137, % Энергетический экви- валент шума по шкале NaJ(Tl), кэв Порог чувствитель- ности, лм • гц 1/2. . Стабильность работы за 6 ч, % Длительность фронта импульсов, нсек . . Рабочие режимы1. Анодная чувстви- тельность, а/лм I Напряжение пи- тания, в ( Темновой ток, а [ Анодная чувстви- I тельность, а/лм 11 ' Напряжение пи- | тания, в ( Темновой ток, а 48,5 178 34 1600—6000 3600—4400 И 50 8,5 1,5 ±2,5 5—6 10 800 2- 10~9 1000 1300 2- КГ7 91 327 15x150 3500—6000 3600—4400 11 40 ±3 2,5—3,5 100 1400 5- 10" 1000 1800 8- 108 34 НО 25 3000—8200 3600—4400 11 100 7 • 10~13 ±3 10-20 10 1300 2- ИГ10 15 65 10 3000—6000 3600—4400 10 40 1 • 10"2 ±3 10-15 10 1200 2,5- 10-9 30 1400 1 •10-8
14.12] СОВЕТСКИЕ ПРОМЫШЛЕННЫЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛИ
341
Продолжение табл. 4.3
ФЭУ
ФЭУ-62 ФЭУ-63 ФЭУ-64 ФЭУ-65 ФЭУ-66 ФЭУ-68
34,5 125 48,5 185 48,5 15
122 310 175 380 178 75
10 100 5 150 34 10
4000-12000 3500—6000 3000—6000 3500 -6000 3000—6000 3000 -8200
6500- 8500 3600—4400 3600-4400 3600—4400 3600—4400 3600—4400
11 14 11 14 И 10
25 40 50 40 30 100
— — — — 10 —
4 • 1011 — — 2 5- КГ13
±3 ±2,5 ±2,5 ±2,5 ±3 ±3
10—20 2—3 4— 5 2—3 5—6 10-15
1 100 100 100 1 1
1100 2200 950 2400 1100 1100
2- 10+ 3- 10+ 1 •10~9 5- 10+ 2- 10+“ 1 • 10+
1000 1000 1000 10
2700 1300 2800 1400
3 • io+ 1 • 10+ 5- IO"'1 2- 10+
342 ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ [ГЛ. 4
§ 4.12] СОВЕТСКИЕ ПРОМЫШЛЕННЫЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛИ 343
Таблица 4.4
ными эмиттерами
Параметры ФЭУ с жалюз
Параметры Тип ФЭУ
ФЭУ-11 ФЭУ-12 ФЭУ-13 ФЭУ-14 | ФЭУ-15 ФЭУ-16 ФЭУ-49 ФЭУ-52 ФЭУ-53 ФЭУ-54 ФЭУ-55 ФЭУ-56
Максимальная длина, мм Максимальный диаметр, мм. . . . Диаметр фотокатода, мм Число каскадов Область спектральной чувстви- тельности, А Спектральный максимум, А . . . . Квантовый выход фотокатода в максимуме, % Чувствительность фотокатода, мка/лм Анодная чувствительность (при U = 1700 в), а/лм} 177 51,3 45 12 3000- 6500 4100± 100 15 50 15 177 51,3 45 12 3000 - 7500 4800± 200 8 50 15 127 51,3 45 12 3000— 6500 4100± 100 15 50 50 127 51,3 45 12 3000— 7500 4800± 200 10 60 50 из 33,5 28 12 3000— 7500 4800± 200 8 40 80 ИЗ 33.5 28 12 3000— 6500 4100± 100 12 40 80 212 170 150 12 3000— 8000 4200 ± 100 25 100 50 128 80 75 12 3000— 8000 4200 ± 100 25 100 50 117 51,3 45 14 3000— 6500 4100± 100 15 50 2500 *) 90 21,5 18 14 3000— 6500 4100± 100 12 30 25 90 21,5 18 14 3000— 7500 4800± 200 8 40 25 128 80 75 12 3000- 6500 4100± 100 15 50 50
Темновой ток (при U = 1700 в), а Предельно допустимый ток на выходе, ма Предельно допустимое напряже- ние, в Амплитудное разрешение от Cs137 с кристаллом NaJ(Tl) или CsJ(Tl), % Предел линейности световой ха- рактеристики при импульсной засветке фотокатода, а Стабильность работы при U = = 1700в за 6 ч, % Энергетический эквивалент шумов по шкале NaJ(Tl), кэв Длительность фронта импульсов, нсек 8- 107 25 2200 9 1,0 ±3,0 4,0 10 8-10-7 25 2200 9 1,0 ±3,0 5,0 10 4-10~7 5 2200 9 0,8 ±3,0 4,0 5—6 4-10“7 5 2200 10 0,8 ±3,0 5,0 5—6 > 6-10“8 5 2000 10 0,8 ±3,0 5,0 5-6 6-10“8 5 2000 10 0,8 ±3,0 5,0 5—6 8-10-7 10 2500 10 1,5 ±2,5 2,0 5-10“8 10 2500 10 1,5 ±2,0 2,0 6—7 4-10“7 10 2500 9 1,5 ±2,5 4,0 5-6 8 -10—7 0,5 1800 И 0,1 ±2,5 3,0 8 -10“7 0,5 1800 И 0,1 ±2,5 5,0 1 • 107 10 2500 9 1,5 ±2,5 5,0 6—7
Выходная мощность, вт 25 25 5 5 5 5 10 10 10 0,5 0,5 10
*) При U = 2000 в.
344
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Коробчатая умножительная система с козырьковыми
экранами (рис. 4.28, г) использована в миниатюрном
умножителе ФЭУ-60 (рис. 4.94, в), имеющем по сравнению
с ФЭУ-31А в полтора раза меньший диаметр. Умножитель-
ная система ФЭУ-60 содержит 10 каскадов, вследствие чего
анодная чувствительность этих умножителей больше, чем
анодная чувствительность ФЭУ-31 А. ФЭУ-68 аналогичны
по конструкции ФЭУ-60, но содержат многощелочной катод
и сплавные эмиттеры. Умножители ФЭУ-60 и ФЭУ-68 имеют
мягкие проволочные выводы.
Малогабаритные умножители ФЭУ-35 (рис. 4.94, г)
разработаны для использования в переносной сцинтилля-
ционной аппаратуре, питаемой от батарей. Для увеличения
срока службы последних необходимы высокоомные делители
подаваемого на ФЭУ напряжения. Чтобы звенья делителя
не шунтировались токами утечки между электродами (это
привело бы к перераспределению напряжений на звеньях
делителя и нарушению линейности работы фотоумножите-
ля), сопротивление изоляции электродов ФЭУ должно быть
достаточно'высоким. Благодаря креплению эмиттеров ФЭУ-
35 на стеклянных, а не слюдяных пластинах, как в ФЭУ
других типов, сопротивление изоляции превышает 109 ом.
Умножительная система ФЭУ-35 имеет ковшеобразные
эмиттеры, профиль которых представляет собой часть ок-
ружности. Для улучшения амплитудной разрешающей
способности умножителя в катодной камере применен
цилиндр с наклонным торцом, приваренный к диафрагме
(рис. 4.23, б). С целью предотвращения оптической и ион-
ной обратных связей на колбе ФЭУ-35 сделана небольшая
перетяжка, к которой с внутренней стороны прилегает
диафрагма. Таким образом перекрыты пути попадания
фотонов или ионов из анодной части ФЭУ на фотокатод
вдоль внутренней поверхности колбы.
Наибольшее распространение получили фотоумножи-
тели «средних» размеров с диаметрами катодов 30—40 мм.
Говоря об этой группе ФЭУ, прежде всего следует упомя-
нуть ФЭУ-19 (рис. 4.94, 3) — первый советский промыш-
ленный фотоумножитель с торцовым полупрозрачным
катодом. Умножительная система ФЭУ-19 состоит из ковше-
образных эмиттеров, профиль которых 'образован двумя
дугами разных радиусов и отрезком прямой (рис. 4.29, в).
§ 4.12] СОВЕТСКИЕ ПРОМЫШЛЕННЫЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛИ
345
На колбе ФЭУ-19 есть перетяжка для предотвращения
обратных связей и два боковых вывода, катодный и анодный.
Многообразие применений фотоумножителей в науке
и технике и сравнительно большой разброс их параметров
делают целесообразным деление некоторых наиболее универ-
сальных серийно выпускаемых ФЭУ на два-три типа. Так,
ФЭУ-19М, ФЭУ-19А и ФЭУ-29 имеют одну и ту же кон-
струкцию. ФЭУ-19М предназначены для наиболее массо-
вых и, как правило, наименее прецизионных измерений;
ФЭУ-19А имеют пониженный темновой ток, их используют
для фотометрирования крайне малых световых потоков;
ФЭУ-29 обладают повышенной интегральной и «синей»
чувствительностью фотокатода и благодаря этому лучшей
амплитудной разрешающей способностью. Основная об-
ласть применения ФЭУ-29 — сцинтилляционные спектро-
метры. Распределение большой партии ФЭУ-29 по ряду
основных параметров приведено на рис. 4.95.
ФЭУ-37 (рис. 4.94, е) также предназначены для работы
в сцинтилляционных спектрометрах. Умножительная си-
стема этих ФЭУ (кроме первых двух каскадов) построена
на тех же эмиттерах, что и система ФЭУ-29. Модернизация
входных каскадов была предпринята с целью упрощения
типового режима питания, который обеспечивает наилуч-
шее амплитудное разрешение. С той же целью была изме-
нена и конструкция катодной камеры, в которую введен
цилиндр с наклонным торцом, приваренный к диафрагме
(рис. 4.23, и). Еще одно конструктивное отличие ФЭУ-37
от ФЭУ-29 — отсутствие боковых выводов (катодного и
анодного) на колбе. По параметрам ФЭУ-37 отличается
несколько меньшим уровнем шумов и лучшей стабильностью
работы. ФЭУ-66 конструктивно подобен ФЭУ-37, но со-
держит калиево-натриевый катод. Благодаря отсутствию
цезия рабочий диапазон температур этого фотоумножителя
расширен до +120° С (ФЭУ остальных типов не рекомен-
дуется использовать при температуре выше +70° С).
Для работы со сцинтилляторами больших размеров вы-
пускают ФЭУ-24 (рис. 4.94, ж), умножительная система
которого состоит из таких же эмиттеров, что и умножитель-
ная система ФЭУ-29 или ФЭУ-37, но из алюминиево-маг-
ниевого сплава. Для фокусировки фотоэлектронов, эмити-
рующих со сравнительно большой поверхности катода,
346
Фотоэлектронные умножители
[ГЛ. 4
применена дополнительная собирающая линза, образован-
ная проводящим (алюминиевым) покрытием, нанесенным
на конусную часть колбы. Катод и фокусирующее кольцо
выведены к кнопочным контактам на боковой стенке колбы.
a) U.6
Рис. 4.95. Распределение 2000 шт. ФЭУ-29 по напряжениям пита-
ния (а) при анодной чувствительности 10 а/лм (сплошная линия) и
1000 а!лм (пунктирная), по амплитудному разрешению (б) и по энер-
гетическому эквиваленту шума (в).
Все рассмотренные выше типы фотоумножителей пред-
назначены для анализа (идентификации) энергетических
спектров радиоактивных излучений. ФЭУ этого типа на-
зывают спектрометрическими (см. § 4.10). Фотоумножи-
тели, разработанные для изучения временной корреляции
процессов ядерной физики, обычно отличаются по конструк-
ции от спектрометрических ФЭУ. Требования к временным
фотоумножителям были сформулированы в § 4.4 и 4.10.
$ 4.12] СОВЕТСКИЕ ПРОМЫШЛЕННЫЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛИ
347
С 1957 по 1960 г. наша промышленность выпускала вре-
менные фотоумножители ФЭУ-33 с цилиндрическим уско-
ряющим электродом в катодной камере и ускоряющими
сетками в умножительной системе (рис. 4.34). В 1961 г.
был начат выпуск умножителей ФЭУ-36 (рис. 4.96) с луч-
шими временными характеристиками [56]. В результате
использования плоско-вогнутого торцового стекла и двух
Рис. 4.96. Фотоумножители временного типа: ФЭУ-36
и ФЭУ-50.
фокусирующих цилиндров (рис. 4.24, а) электростатическое
поле в катодной камере ФЭУ-36 близко к сферически сим-
метричному, и, как следствие этого, максимальный разброс
времен пролета фотоэлектронов не превышает 0,5—1,0 нсек
(у ФЭУ-33 разброс был равен 2,5—3,0 нсек, а у ФЭУ-19,
не предназначенных для временных измерений, он близок
к 10—12 нсек).
В умножительной системе ФЭУ-36 (рис. 4.36) конфигу-
рация эмиттеров и сеток подобрана так, что разброс времен
пролета вторичных электронов компенсируется, а электроны
с большими величинами начальных скоростей или неблаго-
приятным их направлением «отсеиваются». Благодаря этим
348
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
особенностям длительность анодных импульсов ФЭУ-36
по основанию при освещении фотокатода вспышками дли-
тельностью не более 1 нсек не превышает 5—6 нсек. Кру-
тизна переднего фронта у лучших экземпляров ФЭУ-36
близка к 400 ма/нсек при амплитуде импульсов порядка
1 а [56].
Подавляющее большинство современных ФЭУ сцинтил-
ляционного типа имеет катоды круглой формы. Но иногда
(при работе на пучках ускорителей, при исследовании кос-
мических лучей и т. п.) сцинтилляторам удобно придавать
форму пластин. Для сочленения пластинчатого сцинтил-
лятора с катодом фотоумножителя можно использовать
световоды, введение которых, однако, усложняет конструк-
цию счетчика и ухудшает его основные характеристики.
Используя ФЭУ с круглыми катодами, можно работать
с пластинчатыми сцинтилляторами без световодов, если
расположить сцинтилляторы вдоль диаметра катода. Но
и этому варианту свойствен существенный недостаток:
фотоэлектроны эмитируются лишь небольшой частью катода,
а термоэлектроны — всей его поверхностью. Это ухудшает
один из основных параметров фотоумножителей — отно-
шение напряжения сигнала к напряжению шума. Поэтому
для работы с пластинчатыми сцинтилляторами был создан
специальный умножитель ФЭУ-50 [111] с катодом прямо-
угольной формы (15Д150 мм), расположенным на боковой
поверхности стеклянного баллона (рис. 4.96). Для удоб-
ства работы со сцинтилляторами прилегающая к катоду
часть колбы сошлифована, так что внешняя часть катод-
ного стекла плоская.
Умножительная система ФЭУ-50 состоит из ковшеоб-
разных эмиттеров длиной 150 мм, профиль которых пред-
ставляет собой дугу окружности. На колбе фотоумножи-
теля нет боковых выводов. Временнйе характеристики
ФЭУ-50 исследовались методом осциллографирования. Были
получены следующие результаты: длительность импульсов
по основанию 15—20 нсек, средняя крутизна переднего
фронта 150 ма/нсек, максимальная амплитуда импульсов
порядка 0,7—1,0 а.
Для увеличения эффективности работы сцинтилляцион-
ных счетчиков обычно используют сцинтилляторы больших
размеров. (При этом увеличивается телесный угол, под
§ 4.12] СОВЕТСКИЕ ПРОМЫШЛЕННЫЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛИ
349
которым сцинтиллятор «видит» источник ядерного излу-
чения, а следовательно, возрастает вероятность регистрации
исследуемых частиц или фотонов.) Поскольку световоды
ухудшают параметры счетчиков, для работы с большими
сцинтилляторами разработаны фотоумножители, у которых
рабочий диаметр катодов равен диаметру сцинтиллятора.
Для временных умножителей с большими диаметрами
катодов наиболее пригодны умножительные системы с торо-
видными эмиттерами, так как площадь первого эмиттера
Рис. 4.97. Фотоэлектронные умножители с
торовидными эмиттерами.
в этих системах приблизительно в 4 раза больше, чем
в ковшеобразных.
Временные фотоумножители трех типов с торовидной ум-
ножительной системой и катодами диаметром 150(ФЭУ-б5),
100 (ФЭУ-63) и 50 мм (ФЭУ-30) показаны на рис. 4.97
[112]. Во всех этих ФЭУ использована одна и та же умно-
жительная система, эмиттеры которой укреплены на спе-
циальных кольцевых экранах. Для снижения до минимума
разброса времен пролета фотоэлектронов применены плоско-
вогнутые торцовые стекла и группы цилиндрических элек-
тродов, создающих в прикатодной области сферически сим-
метричные электростатические поля.
350
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
В фотоумножителях всех трех типов для уменьшения
неэквипотенциальности катодов, возникающей при проте-
кании фототока, применены подложки из двуокиси олова.
Исследование временных характеристик фотоумножи-
телей с торовидными эмиттерами дало следующие резуль-
таты: крутизна фронта 210—-280 ма/нсек, длительность
ш то №00 коо то то то гооо гвоо зооо зшо
V.6
Рис. 4.98. Зависимость анодной чувстви-
тельности и темнового тока ФЭУ-30 (♦),
ФЭУ-63 (х) и ФЭУ-65 (А) от напряже-
ния питания.
импульсов по основанию от 8—9 нсек (у ФЭУ-30) до 20—
30 нсек (у ФЭУ-65). Разброс времен пролета фотоэлектро-
нов в катодной камере ФЭУ-30 находился в пределах по-
грешности измерений используемой аппаратуры, равной
приблизительно 0,5 нсек. У ФЭУ-65 при освещении цен-
тральных и краевых участков катода разброс не превышал
1,5 нсек. Азимутальной зависимости времен пролета обна-
ружено не было. Вольтамперные характеристики анодной
чувствительности и темновых токов торовидных ФЭУ изоб-
ражены на рис. 4.98.
§4.12] СОВЕТСКИЕ ПРОМЫШЛЕННЫЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛИ 351
Все рассмотренные выше типы фотоумножителей при-
меняют главным образом в ядерной физике для анализа
рассеянных световых потоков сцинтилляций. Эти же фото-
умножители можно, вообще говоря, использовать и для
регистрации или измерения световых потоков, сфокусиро-
ванных в луч. Но при измерении чрезвычайно малых све-
товых потоков (меньших 10 12 лм) описанные ФЭУ с тор-
цовыми полупрозрачными катодами имеют невысокую по-
роговую чувствительность, так как у них сравнительно
велика неиспользуемая площадь фотокатода, служащая
Рис. 4.99. Пороговые характеристики трех
экземпляров ФЭУ 64.
источником термошумов. Для такого рода измерений необ-
ходимы фотоумножители, у которых диаметр фотокатода
не превышает 5—10 мм.
Для фотометрирования чрезвычайно малых световых
потоков разработан и выпускается умножитель ФЭУ-64
1113], в котором использована умножительная система
ФЭУ-37, но в катодную камеру введен конический электрод
(рис. 4.25). На этот электрод, диаметр центрального отвер-
стия в котором равен 5 мм, подается потенциал первого
или второго эмиттеров. Зависимость пороговой чувстви-
тельности трех экземпляров ФЭУ-64 от напряжения пита-
ния представлена на рис. 4.99.
Фотоумножители с боковым оптическим входом и мас-
сивными катодами, расположенными в глубине колбы
(рис. 4.100), могут быть использованы только для фото-
метрирования узких световых пучков.
352
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ 4
В миниатюрном умножителе ФЭУ-26 (рис. 100, а),
выполненном в виде пальчиковой радиолампы [40], исполь-
зована та же коробчатая умножительная система с сетками,
что и в ФЭУ-31. Конструкция катодной части ФЭУ-26 пока-
зана на рис. 4.27, а зонные характеристики — на рис. 4.60.
В малогабаритном умножителе ФЭУ-20 (рис. 100, б),
в умножителях ФЭУ-17А (рис. 100, в), ФЭУ-18А (рис. 100, г)
Рнс. 4.100 Фотоумножители с боковым оптическим входом и
массивными катодами
а — ФЭУ 2G, б — ФЭУ 20, в — ФЭУ 17А, г — ФЭУ 18А
и ФЭУ-22 применены ковшеобразные эмиттеры. Умножи-
тели ФЭУ-18А отличаются тем, что их колбы снабжены
тонкими сферическими окошками из увиолевого стекла, что
позволяет продлить спектральную характеристику этих
приборовг в ультрафиолетовую область спектра (примерно
до 2000 А). Для применений, в которых необходима чув-
ствительность в инфракрасной области спектра, выпускают
умножители ФЭУ-22, конструктивно подобные ФЭУ-17, но
с серебряно-кислородно-цезиевыми катодами и алюминиево-
магниевыми эмиттерами. Для работы в расширенном спек-
§ 4.12] СОВЕТСКИЕ ПРОМЫШЛЕННЫЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛИ 353
тральном интервале выпускают группу фотоумножителей
с полупрозрачными катодами.
В умножителе ФЭУ-27 (рис. 4.101, а) применен висмуто-
серебряно-цезиевый катод, чувствительность которого в
красной части спектра простирается до 8000 А. Умножи-
тели ФЭУ-27 имеют, подобно ФЭУ-31 А, мягкие проволоч-
ные выводы. Вариант ФЭУ-27 с цоколем называют ФЭУ-32.
а*
Рис. 4 101. Малогабаритные фотоэлектронные умножители с торцо-
выми полупрозрачными катодами.
а — ФЭУ 27, б — ФЭУ 28. в — ФЭУ-51, е — ФЭУ-62.
ФЭУ-28 (рис. 4.101, б) —умножитель с серебряно-кисло-
родно-цезиевым катодом, максимум спектральной чувстви-
тельности которого находится вблизи 8000 А (рис. 4.102).
Все электроды ФЭУ-28 снабжены выводами в 13-штырьковый
карболитовый цоколь. На боковой поверхности катодной
части колбы расположен «носик» отпайки штенгеля. Умно-
жители ФЭУ-62 (рис. 4.101, а) также содержат серебряно-
кисл ородно-цезиевый фотокатод, но их пороговая чувстви-
тельность лучше благодаря уменьшенной площадки катода.
19 н А. СобоЛРПЯ W ПП-
354
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
На рис. 4.102 показана спектральная характеристика
фотоумножителей с многощелочными катодами — ФЭУ-38
и ФЭУ-51 (рис. 4.101, в). Первый из них конструктивно
подобен ФЭУ-29, но, кроме иного типа катода, отли-
чается от него еще материалом эмиттеров. Умножи-
тельная система ФЭУ-51 имеет коробчатые эмиттеры с
сетками.
Для фотометрических работ в ультрафиолетовой области
спектра (в частности, для использования в черенковских
счетчиках) выпускают умножители ФЭУ-39 с кварцевым
Рис. 4.102 Спектральные характери-
стики ФЭУ-28, ФЭУ-38. ФЭУ-39 и
ФЭУ-51.
Mg [52, 53, 114—116] (табл.
окном. Их спектральная
характеристика также
изображена на рис. 4.102.
Во всем, кроме сорта
стекла, из которого изго-
товлена колба, и неко-
торых параметров, ФЭУ-
39 подобны ФЭУ-37.
Наряду с фотоумно-
жителями, имеющими
электростатическую фо-
кусировку вторичных
электронов, промышлен-
ность выпускает группу
ФЭУ с жалюзными эмит-
терами из сплава Си-А1-
4.4) (рис. 4.103). Основ-
ное преимущество этих ФЭУ перед описанными выше —
возможность стабильной работы в широком диапазоне
токовых нагрузок, что объясняется значительно большей
площадью эмиттеров и, следовательно, меньшими плотно-
стями токов. Жалюзные умножительные системы сравни-
тельно малочувствительны к колебаниям каскадных напря-
жений и гораздо менее чувствительны, чем ФЭУ с электро-
статической фокусировкой, к присутствию рассеянных маг-
нитных полей. По усилению, амплитудному и временному
разрешению фотоумножители с жалюзными эмиттерами
несколько уступают ФЭУ с электростатической фокусиров-
кой. Причина этого, как было отмечено в § 4.4, — возмож-
ность в жалюзных системах сквозных пролетов электро-
нов через отдельные каскады.
§4.12] СОВЕТСКИЕ ПРОМЫШЛЕННЫЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛИ 600
Кроме использования в экспериментальной ядерной фи-
зике, ФЭУ с жалюзными умножительными системами,
благодаря способности работать при весьма высоких токо-
вых нагрузках, широко применяют в телевизионной и фото-
телеграфной аппаратуре. В связи с этим выпускаемые се-
рийно фотоумножители ФЭУ-11, ФЭУ-12, ФЭУ-13, ФЭУ-14,
ФЭУ-15 и ФЭУ-16 в зависимости от уровня параметров
классифицируют по областям применений. Фотоумножи-
тели с индексом А предназначены для телевизионной аппа-
ратуры, с индексом Б — для сцинтилляционных счетчиков
Рис. 4.103. Фотоэлектронные умножители с жалюзными эмиттерами.
а — ФЭУ-49, б — ФЭУ-11, ФЭУ-12, в — ФЭУ-13, ФЭУ-14, г — ФЭУ-52, ФЭУ-56,
() _ ФЭУ-53, ФЭУ-59, е — ФЭУ-15. ФЭУ 16, ж — ФЭУ-54, ФЭУ-55, ФЭУ-58.
и с индексом В — для фототелеграфии. ФЭУ без индекса
рассчитаны для работы в сцинтилляционных спектрометрах.
Умножитель ФЭУ-49 (рис. 103, а) среди фотоумножи-
телей жалюзного типа имеет наибольшую площадь катода.
Оптимальный сбор фотоэлектронов с большой поверхности
катода достигается при напряжении между катодом и пер-
вым эмиттером порядка 300 в. ФЭУ-49 выдерживают напря-
жение питания до 3,5 кв. Амплитудное разрешение с кри-
сталлом размером 35 х 50 мм для у-линии Cs137 равно в центре
катода 10%, на краю — 12%. Собственное амплитудное
разрешение в этих условиях равно 4—7%. Стабильность
работы ФЭУ-49 лежит в пределах 1—2% [115].
Все фотоумножители с жалюзными системами выпускают
в бесцокольном оформлении и (кроме ФЭУ-49) без боковых
356
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ 4
выводов на колбе. В катодной камере фотоумножителей по-
мещен вспомогательный фокусирующий электрод — моду-
лятор, регулировкой потенциала которого можно добиться
наилучшего сбора фотоэлектронов на первый эмиттер или
регулировать величину фототока катода.
Рис 4 104. Импульсные световые характеристи-
ки нескольких ФЭУ с жалюзными эмиттерами.
Кроме типа катода и размеров, фотоумножители, пере-
численные в табл. 4.4, различаются еще конструктивным
выполнением и размерами умножительных систем. Меж-
каскадные расстояния во всех жалюзных ФЭУ определяются
толщиной специальных фиксирующих прокладок.
Анод жалюзных фотоумножителей представляет собой
коллектор-сетку, расположенную на близком расстоянии
от последнего эмиттера, выполненного в виде сплошной
пластины. Высокие градиенты потенциалов электростати-
ческого поля у поверхности последнего эмиттера, его срав-
нительно большая площадь, а также материал последнего
эмиттера и особенности технологии активирования описы-
ваемых ФЭУ обусловили наряду со способностью рабо-
§ 4 12] СОВЕТСКИЕ ПРОМЫШЛЕННЫЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛИ
357
тать при больших выходных токах линейность импульсных
световых характеристик в диапазоне до 1 а (рис. 4.104).
Характеристики снимались при оптимально подобранных
напряжениях на звеньях делителя. Ниже приведен дели-
тель, который может быть рекомендован для большинства
применений (сопротивления звеньев даны в относительных
единицах).
ФК-1 1—2 2-3 1 СФ 4-5 5-6 6—7 7—8 о 1 ОС 01-6 п-01 11—12 12 анод
0,7 0,8 0,9 1,0 1,0 1,0 1,0 1,0 1,0 1,2 1,5 1,6 Указано в паспорте
(В умножителях с четырнадцатью каскадами соотношение
сопротивлений звеньев средних каскадов также равномер-
ное, а последних — соответствует указанному.)
Предел линейности световой характеристики жалюз-
ных фотоумножителей ограничен только величиной пре-
дельно допустимого напряжения на последнем каскадном
промежутке, которая лежит обычно в пределах 350—450 в.
Общее напряжение питания фотоумножителя в форсирован-
ном режиме равно 2,2—3,0 кв.
Стабильность работы жалюзных фотоумножителей при
импульсной засветке фотокатода исследовалась как в ре-
жиме одиночных импульсов, так и в режиме следования
импульсов с частотой 50 гц. При непрерывной работе в те-
чение 8 ч с импульсными токами порядка 1 а стабильность
в обоих случаях была не ниже 5%. Стабильность жа-
люзных фотоумножителей измерялась также с люмино-
фором постоянного действия СК-106 с препаратом С14.
Выходной ток фотоумножителей устанавливался рав-
ным 10 мка путем подбора величины светового потока с
помощью диафрагм. Стабильность в этом режиме работы
составляет ± 2,5% за 6 ч.
Для получения наилучшего амплитудного разрешения
жалюзных умножителей рекомендуется спектрометриче-
ский режим питания, в котором на промежуток фотокатод —
первый эмиттер подается удвоенное каскадное напряжение,
а на промежуток фотокатод — модулятор 0,3—0,5 (в ФЭУ-11,
358
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ 4
ФЭУ-13 и ФЭУ-53) и 0,7—0,8 (в ФЭУ-52 и ФЭУ-56) от раз-
ности потенциалов на средних каскадах. Указанное в
табл. 4.4 амплитудное разрешение измерялось в этом режиме
с кристаллом NaJ (Т1) и препаратом Cs137. Энергетический
эквивалент шума определялся при скорости счета 50 имп/сек.
Временные характеристики ФЭУ измерялись по схеме
задержанных совпадений при максимально допустимых на-
пряжениях питания и при эффективности счета, близкой
к 90%. Время нарастания фронта импульсов у лучших
образцов ФЭУ-13 и ФЭУ-53 было равно в этих условиях
3,5 нсек. Средние данные указаны в табл. 4.4.
Умножители ФЭУ-53 выпускают в колбе с торцовым
стеклом УТ-1, пропускающим излучение ближней ультра-
Рис 4 105 Спектральные характери-
стики трех экземпляров ФЭУ-49
фиолетовой области спек-
тра. Умножители ФЭУ-
49 и ФЭУ-52 имеют мно-
гощелочные катоды.
Спектральные характе-
ристики ФЭУ-49 пред-
ставлены на рис. 4.105.
В умножителях ФЭУ-
49, ФЭУ-52 и ФЭУ-53
использована модерни-
умножительная система. Поэтому
умножителей ФЭУ-11 и ФЭУ-16.
зированная жалюзная
их усиление выше, чем
Кроме фотоумножителей, выпускаемых промышлен-
ностью, несколько типов ФЭУ изготавливаются в лаборато-
риях небольшими опытными партиями.
Тимофеев и Кор макова создали во Всесоюзном электро-
техническом институте группу фотоумножителей ФЭУ-ВЭИ
(рис. 4.106) с направляющими сетками в умножительной
системе и полупрозрачными катодами сферической формы,
расположенными на боковой поверхности колбы (рис. 4.27, в)
[41, 117]. Конструкция ФЭУ-ВЭИ-2 была показана на
рис. 4.32. ФЭУ-ВЭИ-1 и ФЭУ-ВЭИ-3 отличаются от
ФЭУ-ВЭИ-2 тем, что у них анодом служит направляющая
сетка, соединенная с выводом в верхней части колбы.
ФЭУ-ВЭИ-1 и ФЭУ-ВЭИ-3 различаются только габаритами.
ФЭУ-ВЭИ-4 имеют умножительную систему той же кон-
струкции с направляющей сеткой-анодом, но состоящую
§4 12] СОВЕТСКИЕ ПРОМЫШЛЕННЫЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛИ
359
из 9 эмиттеров. Умножительная система располагается
перпендикулярно оси баллона, так чтобы электроны со-
бирались на первый эмиттер с торцового фотокатода.
ФЭУ-ВЭИ выпускают с катодами различных типов:
сурьмяно-цезиевыми (в том числе на увиолевом стекле),
висмуто-цезиевыми, кислородно-цезиевыми и многощелоч-
ными. Во всех умножителях эмиттеры сделаны из алюминие-
во-магниевого сплава.
s
Рис. 4 106. Фотоумножители
ФЭУ-ВЭИ-1 (а), ФЭУ-ВЭИ-2 (б), ФЭУ-ВЭИ-3 (в).
ФЭУ-ВЭИ первых трех типов работают при напря-
жении 800—900 в и имеют при этом усиление порядка
5 • 104. Темновые токи у фотоумножителей с сурьмяно-
цезиевыми и многощелочными катодами равны 10 11—10 10 а,
а с кислородно-цезиевыми и висмуто-цезиевыми като-
дами 5 • 10 10—1 • 10 9 а. ФЭУ-ВЭИ-4 с многощелоч-
ными катодами дают при напряжении 1250 в усиле-
ние 2 • 104 при темновых токах, лежащих в пределах
(0,8—1,0)- 10 ю а.
Умножители ФЭУ-ВЭИ обладают высокой стабиль-
ностью. За 8 ч работы с выходными токами 0,1—1,0 мка
360
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
изменения тока составляют 0,5—1,0%. Максимально до-
пустимый ток ФЭУ-ВЭИ равен 10 ма. Во всем рабочем
диапазоне токов световая характеристика этих фотоумно-
жителей линейна.
Основные области применения ФЭУ-ВЭИ: астрономия,
спектральный анализ, фотометрия и калориметрия.
Линейность световой характеристики в широком диапазоне
Рис. 4.107. Спектроме1рические умножители с коробча
тыми эмиттерами.
позволяет использовать их также в звуковоспроизводя-
щих устройствах. Есть данные, что ФЭУ-ВЭИ-2 работают
в звуковом кино стабильно в течение 15 000 ч [41].
Несколько типов фотоумножителей для применения глав-
ным образом в экспериментальной ядерной физике было раз-
работано Хлебниковым и Меламидом [118]. Группа спектро-
метрических фотоумножителей представлена на рис. 4.107
(табл. 4.5). Во всех этих ФЭУ применена коробчатая умно-
жительная система без сеток. Эмиттеры изготовлены из
алюминиево-магниевого сплава. В умножителях средних
и больших размеров радиус рабочей цилиндрической по-
верхности эмиттеров равен 10 мм, а ширина — 15 мм.
В малогабаритных фотоумножителях радиус и ширина
эмиттеров равны 5 мм.
Для улучшения сбора фотоэлектронов на первый эмит-
тер в катодные камеры рассматриваемых фотоумножителей
§4.12] СОВЕТСКИЕ ПРОМЫШЛЕННЫЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛИ 361
введены дополнительные фокусирующие линзы (рис. 4.23, г),
нанесенные на цилиндрическую поверхность колбы. Катод
и фокусирующие кольца выведены не в нижний цоколь,
а на боковую поверхность колбы.
Хлебниковым и его сотрудниками были разработаны
временные умножители ФЭУ-IB, ФЭУ-2В и ФЭУ-1В1Б
Рис. 4.108. Временные умножители с круговым распо-
ложением эмиттеров.
(рис. 4.108), в которых применена умножительная система
с круговым расположением эмиттеров, показанная на
рис. 4.29, а. Умножители ФЭУ-IB и ФЭУ-1В1Б содержат
систему из 10 каскадов, а в умножителях ФЭУ-2В число
каскадов увеличено до 12.
Десятикаскадная умножительная система с круговым
расположением эмиттеров использована, кроме того, в
умножителях ФЭУ-Р5 и ФЭУ-РЗ с катодами диамет-
ром 15 мм. Уменьшенный диаметр фотокатода, а также
применение охранных колец на анодном выводе позво-
лили существенно снизить темновые токи, а следова-
тельно, и порог чувствительности этих фотоумножителей.
При анодной чувствительности 2 а/лм темновые токи
ФЭУ-РЗ и ФЭУ-Р5 не превышают 1 • 10 10 а. Колба
ФЭУ-РЗ изготовлена из увиолевого стекла, благодаря
чему оих спектральная характеристика простирается до
362
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ 4
Параметры ФЭУ лабора
Параметры Тип
1С 1В 2Б зь
1. Максимальный диа- метр, мм 47,5 80 150 200
2. Максимальная дли- на, мм 198 288 298 298
3. Тип умножительной системы коробчатая коробчатая коробчатая коробчатая
4. Число каскадов . . . 11 11 11 11
5. Диаметр фотокатода, мм 40 75 140 190
6 Чувствительность фо- токатода, мка/лм . . 30—90 30—90 30—90 30—90
7. Квантовый выход ка- тода (7 = 4047 А) > % 8—16 8—16 8—16 8- 16
8. Напряжение пита- ния, в 1400—1950 1400—2000 1400—2000 1400—2000
9. Предельное каскад- ное напряжение, в 170 170 170 170
10. Усиление НУ’ — 10е 105—10е 1С5—10е 105—10е
11. Максимальный тем- новой ток при UK = 170 в, мка. . . 0,1 0,1 0,1 0,1
12. Амплитудное разре- шение по шкале NaJ(Tl), кэв ... 7,5—9 7,5—11 8—13 8—13
13 Энергетический экви- валент шума по шка- ле NaJ(Tl), кэв . . 1—10 1—10 1—10 1—10
14. Длительность фронта импульсов, нсек . . . 20—50 20—50 20-50 20—50
§ 4.12] СОВЕТСКИЕ ПРОМЫШЛЕННЫЕ ФОТОУМНОЖИТЕЛИ
363
Таблица 4.5
торного выпуска
ФЭУ
2М зм 1В 2Б 1Б1В 1Б2В
34 19 47,5 50 80 80
132 76 169 173 228 228
коробчатая коробчатая круговая круговая круговая круговая
10 8 10 12 10 12
25 15 39 41 75 75
30—90 30—90 30—90 30—90 30—90 30—90
8—16 8—16 — 8—16 8—16 8-16
1250—1600 1300—1500 2000 —2500 2000—2500 2000- 2500 2000—2500
170 170 190 190 190 190
Ю’> 1Л О О — • ш 10е—107 107 10е—107 107
0,05 0,5 0,1 0,1 0,1 0,1
7,5—9 7,5—10 9—12 9—12 9—14 9—14
1- 10 1—10 — — — —
10—30 10—30 1,5-3 1,5-3 4—5 4—5
364
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ 4
§ 4.13. Аппаратура для исследования фотоумножителей
В предыдущих параграфах настоящей главы были рас-
смотрены параметры и характеристики современных фото-
умножителей, определяющие возможности их использова-
ния для тех или иных измерений. Для проверки соответ-
ствия отдельных экземпляров ФЭУ предъявляемым к ним
требованиям создано большое число различных установок.
Комплекс аппаратуры для всестороннего исследования
фотоумножителей в условиях серийного выпуска был раз-
работан И. Я. Брейдо [39, 98, 99].
Для проверки статических параметров фотоумножите-
лей: чувствительности фотокатода (интегральной или в ка-
ком-либо спектральном интервале), напряжения питания,
обеспечивающего фиксированную интегральную анодную
чувствительность, и соответствующего этой чувствитель-
ности темнового тока — используют установку, блок-схема
которой представлена на рис. 4.109 [39]. Чувствительность
катода и анодную чувствительность при больших усиле-
ниях нельзя, очевидно, измерять при одном и том же свето-
вом потоке. На установке рис. 4.109 чувствительность ка-
тода измеряется при световых потоках порядка 103—
10~2 лм, а интегральная анодная чувствительность — при
световых потоках, лежащих в пределах 10 8—10 6 лм.
При измерении катодной чувствительности зеркало 3
находится в изображенном на рисунке положении. Для
резкого ослабления светового потока лампы зеркало пово-
рачивают так, чтобы оно перекрывало световой поток, про-
ходящий по вертикальной трубе (положение, показанное
пунктиром). В этом случае свет от лампы распространяется
вначале по наклонной трубе, а после отражения от рассеи-
вающей пластины 4, покрываемой обычно окисью магния, —
по горизонтальной трубе. Размер светового пятна опреде-
ляется установленной у катода диафрагмой. Величина
светового потока регулируется, кроме того, изменением
диаметра сменных диафрагм, устанавливаемых вблизи
пластины 4. Во избежание бликов все внутренние поверх-
ности светопроводов покрыты черной матовой краской и
снабжены защитными диафрагмами 7.
Электрическая схема включения ФЭУ в установке по-
казана в левом верхнем углу рис. 4.109. Питание осущест-
§ 4 13] АППАРАТУРА ДЛЯ ИССЛЕДОВ. ФОТОУМНОЖИТЕЛЕЙ 365
вляют от стабилизированного выпрямителя с плавной регу-
лировкой. На первых и выходных каскадах иногда уста-
навливают регулируемые сопротивления для подбора ре-
жима питания, обеспечивающего наилучшую эффективность
работы ФЭУ. Фото- и темновые токи измеряют многопре-
дельным ламповым гальванометром 5.
Рис. 4.109. Схема установки для измерения статических пара-
метров ФЭУ.
1 — лампа, 2 — ФЭУ, 3 — зеркало, 4 — рассеивающий отражатель, 5 — галь-
ванометр, 6 — стабилизированный выпрямитель, 7 — диафрагмы.
При измерении чувствительности фотокатода все эмит-
теры и анод закорачивают с диафрагмой. На промежуток
катод — соединенные электроды подают напряжение по-
рядка 70—150 в. Источником света при измерениях инте-
гральной чувствительности катода и анодной чувствитель-
ности служат лампы накаливания с вольфрамовой нитью,
находящейся при цветовой температуре 2854° К (заданием
температуры нити определяется спектральный состав све-
тового потока).
«Синюю» чувствительность полупрозрачных сурьмяно-
цезиевых катодов измеряют со световым потоком, пропу-
366
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ 4
[ценным через фильтр из стекла ФС-6 толщиной около 1 лии,
спектральная характеристика которого изображена на
л/
Рис 4 НО Спектральная характери-
стика пропускания светофильтра ФС-6
толщиной 1 мм.
с серебряно-кислородно-
цезиевыми катодами про-
веряют «красную» чув-
ствительность с помо-
щью фильтра ИКС-3 тол-
щиной 1 мм
Пороговую чувстви-
тельность ФЭУ в узкой
полосе частот измеряют
на установке, схема ко-
торой изображена на
рис. 4.111, по следующей
методике. Свет лампы
накаливания 1 проходит
через светопрерыватель
2, который модулирует его с частотой 80 гц. Далее свет,
проходя по светопроводу 3, ослабляется двумя отража-
телями 4 и 5 и попадает на катод фотоумножителя 7,
Рис. 4 111 Схема установки для измерения пороговой чувствитель-
ности ФЭУ.
находящегося в камере 6. Величина светового потока регули-
руется диафрагмами и Д2, а также диаметром диафрагмы
на выходе светопровода, устанавливающей размер пятна на
§4 131 АППАРАТУРА ДЛЯ ИССЛЕДОВ. ФОТОУМНОЖИТЕЛЕЙ 367
катоде. Модулированный сигнал с выхода ФЭУ поступает на
резонансный усилитель 9, резонансная частота которого
равна частоте прерывания света. Полоса пропускания уси-
лителя на полувысоте резонансной кривой выбирается рав-
ной 16—18 гц. Напряжение сигнала и собственных шумов
ФЭУ (последнее при отсутствии освещения катода) изме-
ряют ламповым вольтметром 10.
Сменой диафрагм Дг и Д2 световой поток подбирают так,
чтобы напряжение сигнала в 5—10 раз превышало напря-
жение шумов. При таком соотношении результаты замеров
оказываются достаточно точными. По полученным данным
вычисляют эквивалентный шумам световой поток, который
и принимают за величину пороговой чувствительности ис-
следуемого экземпляра ФЭУ.
Питание фотоумножителей осуществляют от стабилизи-
рованного выпрямителя 8. Для контроля формы выходных
сигналов ФЭУ служит осциллограф 11. Все блоки установки
питаются от стабилизатора 12.
Как уже указывалось в § 4.10, спектрометрическая (ам-
плитудная) разрешающая способность фотоумножителей и
энергетический эквивалент их собственных шумов в боль-
шинстве случаев измеряют с помощью какой-либо разно-
видности одно- или многоканальных анализаторов ампли-
туды, используемых в экспериментальной физике для ис-
следования спектров радиоактивных излучений. При этом
как правило, используют сцинтилляторы NaJ(Tl) и пре-
параты Cs137, реже Со60. Описание анализаторов амплитуды
выходит за рамки настоящей книги. Многочисленные схемы
анализаторов можно найти в периодической литературе и
монографиях по ядерной радиоэлектронике.
Рассмотрим аппаратуру, используемую для определения
собственной амплитудной разрешающей способности фото-
умножителей.
Как яркости отдельных вспышек реальных световых
источников, так и распределение амплитуд анодных им-
пульсов ФЭУ при засветке катодов идеально равнояркост-
ными вспышками подвержены статистическим флуктуа-
циям. Поэтому можно написать
Добщ — Дф~)\ Rcb>
где Дфэу — относительный разброс амплитуд анодных
368
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
импульсов ФЭУ при засветке катода идеально равнояркост-
ными вспышками (т. е. собственное амплитудное разреше-
ние фотоумножителя), RCB — разброс интенсивности вспы-
шек реальных световых источников, 7?о6щ — относитель-
ный разброс амплитуд анодных импульсов ФЭУ, измерен-
ный в реальных условиях.
Для того чтобы экспериментально снятые кривые раз-
броса амплитуд импульсов характеризовали собственное
Рис. 4.112. Электрическая схема импульсного источни-
ка света, собранного на тиратроне ТХ-4Б.
разрешение ФЭУ, а не пары ФЭУ — сцинтиллятор, должно
выполняться условие
RСВ <^/?ФЭУ.
Таким образом, при создании аппаратуры для измерения
собственной амплитудной разрешающей способности фото-
умножителей прежде всего необходим источник света с чрез-
вычайно малым разбросом интенсивностей отдельных све-
товых импульсов.
В книге [84] описана схема (рис. 4.112) импульсного
источника света, собранного на безнакальном тиратроне
ТХ-4Б, который имеет неактивированный молибденовый
катод. Нестабильность амплитуды световых вспышек этого
источника при непрерывной работе в течение 8 ч не пре-
вышала ±2,5%. Если анод источника включался лишь
на время измерений, то нестабильность за тот же период
§ 4.13] АППАРАТУРА ДЛЯ ИССЛЕДОВ. ФОТОУМНОЖИТЕЛЕЙ
369
составляла -+- 1,5%. Авторы работы [84] обращают внима-
ние на необходимость тщательного согласования парамет-
ров выходной /?С-цепочки фотоумножителя и длительности
световых импульсов.
Поскольку величина амплитудной разрешающей спо-
собности ФЭУ, выражаемая в процентах, зависит от интен-
сивности сигнала (точнее, от числа фотоэлектронов, вызы-
ваемых отдельной вспышкой), источник света должен иметь
определенный спектральный состав и должен быть предва-
рительно отградуирован. Чаще всего интенсивность свето-
вого сигнала и его спектральный состав стараются прибли-
зить к сцинтилляциям NaJ (Т1), облучаемого препаратом
Cs137.
В качестве импульсного источника света в работе [119]
применен специально разработанный миниатюрный кине-
скоп ЗЛК-1, в котором использован люминофор геленит
с коротким послесвечением и фронтом нарастания импуль-
сов, равным (1—2) • Ю 7 сек. Максимум спектрального
состава излучения геленитового экрана совпадает со спек-
тральным максимумом несенсибилизированного сурьмяно-
цезиевого фотокатода. Все это, наряду с высокой стабиль-
ностью (± 1,5%), делает кинескоп с геленитовым экраном
очень удобным источником для исследования собственного
амплитудного разрешения фотоумножителей.
Схема установки представлена на рис. 4.113. Трубка,
запертая в паузах частью напряжения с делителя пита-
ния ФЭУ, открывается калиброванными по амплитуде
импульсами с прецизионного ограничителя, построенного
на лампе 6Н5П. В свою очередь ограничитель запускается
импульсами генератора ГИ-2А. Амплитудный спектр им-
пульсов фотоумножителя снимается анализатором АЙ-100.
Измеренное с помощью описанной установки собственное
разрешение ФЭУ-13 оказалось равным 5,5%.
Энергетический эквивалент собственных шумов фото-
умножителей измеряют в настоящее время практически
только с помощью анализаторов амплитуды по описанной
в § 4.10 методике.
Исследование временной последовательности ядерных
процессов с помощью сцинтилляционных счетчиков прово-
дится обычно на какой-либо разновидности «быстрых»
схем совпадений, собранных в большинстве случаев на
370
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
£ГЛ. 4
двух фотоумножителях. Поэтому, как уже указывалось
в предыдущем параграфе, временное разрешение исследуе-
мых ФЭУ характеризуют иногда шириной кривых совпаде-
ний (рис. 4.82). Более удобен прямой метод измерения раз-
решающей способности путем осциллографирования выход-
ных импульсов фотоумножителей при засветке их катодов
Анализатор
Рис. 4.113. Схема установки для измерения собственной разрешаю-
щей способности ФЭУ.
достаточно короткими световыми вспышками. Необходимые
для этой цели скоростные осциллографы с полосой пропуска-
ния 1—3 Ггц, построенные на трубках с отклонением луча
по системе бегущей волны, выпускаются в настоящее время
серийно.
В качестве источника световых вспышек часто исполь-
зуют специальные искровые водородные разрядники, дли-
тельность световых вспышек в которых близка к 1 нсек
[118]. Частоту вспышек устанавливают равной нескольким
килогерцам. Ждущая развертка осциллографа запускается
электрическими импульсами искрового разряда.
§ 4.13] АППАРАТУРА ДЛЯ ПССЛЕДОВ. ФОТОУМНОЖИТЕЛЕЙ
371
Для измерения времен пролета электронных групп
через фотоумножитель в качестве источника световых вспы-
шек может быть применен искровой счетчик, используемый
в экспериментальной ядерной физике как детектор ионизи-
рующих излучений. Электрические импульсы счетчика и
выходные импульсы фотоумножителя подаются на «быструю»
схему совпадений. Запаздывание момента появления им-
пульса ФЭУ определяется по кривым задержанных сов-
падений.
Весьма перспективным импульсным источником света
для измерения временных характеристик фотоумножителей
является когерентное излучение р — n-переходов некото-
рых полупроводников (например, SiC) [1201 при подаче
на них достаточно коротких электрических импульсов.
Длительность световых вспышек этих источников близка,
по-видимому, к 1—2 нсек.
Исследование одной из основных эксплуатационных
характеристик фотоумножителей — стабильности работы —
относится к числу наиболее трудоемких измерений. В связи
с тем, что наблюдение за изменениями выходного тока (или
амплитуд анодных импульсов) ФЭУ необходимо вести в те-
чение многих часов, во всех установках для измерения ста-
бильности работы фотоумножителей используют самописцы.
В работе [99] испытания стабильности ФЭУ проводились
на специальной установке в условиях сцинтилляционного
счетчика. В специальный блок БФУ (рис. 4.114) можно
было устанавливать до 5 шт. исследуемых фотоумножи-
телей, на катоды которых помещены кристаллы NaJ (Т1),
облучаемыеCs137. Питание ФЭУ осуществлялось от стабили-
зированного выпрямителя. Импульсы с выхода катодных
повторителей, установленных при каждом фотоумножи-
теле, поступали поочередно через блок реле на вход элек-
тронного блока, который служил главной частью установки.
Блок реле управлялся коммутатором самопишущего галь-
ванометра.
В электронный блок, схема которого представлена на
рис. 4.115, входят усилитель 1 и следующие за ним главный
Дискриминатор 2 и одноканальный анализатор амплитуд 3
с качающимся каналом и следящей системой. Следящая
система содержит два «клапана» — затворные каскады
4а и 46, открывающиеся синхронно «качанию» канала и
972 ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ [ГЛ. 4
пропускающие пакеты импульсов на две интегрирующие
цепи 5. Напряжения, возникающие на этих цепях, имеют
противоположный знак, т. е. вычитаются в блоке 6. Когда
Рис. 4.114. Блок-схема установки для автоматической
записи уровня фотопика.
/ — блок ФЭУ с кристаллом и препаратом (БФУ), 2 — блок реле
(БР), 3 — электронный блок, 4 — самописец, 5 — блок питания,
6 — выпрямитель питания ФЭУ, 7 — стабилизатор.
качание канала симметрично относительно пика дифферен-
циального амплитудного спектра (так называемого «фото-
пика»), разностный сигнал отсутствует. Если вследствие
Рис. 4.115. Электронный блок.
нестабильности усиления фотоумножителя пик спектра
смещается, то возникают разностные сигналы, имеющие
соответствующие величины и полярности. Эти сигналы
§ 4.13] АППАРАТУРА ДЛЯ ИССЛЕДОВ. ФОТОУМНОЖИТЕЛЕЙ
373
«ошибки» поступают на сетку лампы 7, которая управ-
ляет напряжением главного дискриминатора 2. На катод
лампы 7 подано небольшое переменное напряжение с часто-
той 50 гц, которое и производит качание канала.
Схема отрегулирована так, что уровень дискриминации
автоматически устанавливается на середину фотопика,
т. е. происходит следящее авторегулирование на нулевой
сигнал ошибки. Самопишущий гальванометр 8 включен
в цепь напряжения смещения главного дискриминатора
через мостовую компенсационную цепь 9 таким образом,
что происходит запись приращения напряжения, обуслов-
ленного сигналом ошибки. Электронный блок рассчитан
на работу при скорости счета от 500 до 10 000 имп/сек.
На испытываемые фотоумножители подаются индиви-
дуально регулируемые напряжения питания так, чтобы
анодные импульсы всех одновременно установленных в
блок БФУ умножителей находились в пределах 1—4 в.
Пример записи уровней фотопика четырех фотоумножителей
показан на рис. 4.116. Для удобства записи установка снаб-
жена специальным компенсационным устройством, позво-
ляющим смещать начальные точки положения фотопика и
распределять их равномерно по ширине ленты. Установка
позволяет измерять многочасовую стабильность работы
ФЭУ при неизменных (в пределах флуктуаций) световых
сигналах.
Для ряда применений представляет большой интерес и
другой вид нестабильности — изменение усиления (точнее
говоря, анодной чувствительности) фотоумножителей при
изменении частоты или интенсивности световых сигналов
(см. § 4.11). Стабильность работы ФЭУ в динамическом ре-
жиме можно проверить и на только что описанной установке,
если к работающему в паре со сцинтиллятором фотоумно-
жителю приблизить еще один или несколько источников
радиоактивного излучения и следить за изменением уровня
фотопика. Но для подобного рода измерений более удобна
установка с двумя источниками света [104].
Для исследования динамической стабильности фотоум-
ножителей была создана установка с двумя источниками
света, периодичность и величину светового потока которых
можно легко варьировать. Импульсные источники, управ-
ляемые задающим генератором, периодически засвечивают
374
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
парами световых вспышек катод исследуемого ФЭУ, анод-
ные импульсы которого подаются на осциллограф. При
изменении интервала времени между наблюдаемыми на
экране осциллографа импульсами либо при изменении
интенсивности «первых» вспышек (т. е. амплитуды первых
импульсов на экране) легко измерить изменения амплитуды
«вторых» импульсов.
Принципиальная схема управляемых импульсных источ-
ников света изображена на рис. 4.117. Импульсы от задаю-
щего генератора сдвинутых импульсов типа ГСИ-1 посту-
пают на Bxs и Вх2 с частотой 2 кгц. Каскады на лампах
ЛБ и Лв (типа 6Н1П) собраны по схеме ждущих блокинг-
генераторов, выходные импульсы положительной поляр-
ности которых отпирают тиратроны Л3 и Л4 (типа ТГИ1-3/1).
В анодные цепи тиратронов включены разрядники РБ-2
(Л2 и Л1), наполненные водородом под давлением 100 мм
рт. ст. При этом давлении разрядники обеспечивают мини-
§ 4.13] АППАРАТУРА ДЛЯ ИССЛЕДОВ. ФОТОУМНОЖИТЕЛЕЙ 375
мальную длительность световых вспышек, сопутствующих
возникновению разряда (порядка 1—2 нсек).
При разрядке распределенных емкостей анодных цепей
через тиратроны на разрядниках возникают импульсные
Рис. 4.117. Принципиальная электрическая схема сдвоенных им-
пульсных источников света.
напряжения порядка 500 вив них происходит пробой, со-
провождающийся световой вспышкой. Плавное регулиро-
вание интервала времени между световыми импульсами
достигается изменением отрицательного напряжения на
управляющих сетках тиратронов Л3 и Л4.
Интересен прибор для автоматического снятия (осцилло-
графирования) световых характеристик фотоумножителей
376
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
[123]. Световые характеристики снимаются в относитель-
ных единицах путем сравнения амплитуд выходных импуль-
сов исследуемого и эталонного фотоумножителей. Источ-
ником импульсной засветки фотокатодов служит специально
созданный электромеханический прерыватель, дающий све-
товые импульсы прямоугольной формы с длительностью
фронта 3 мксек и длительностью вершины 14 мксек при
скважности, равной 100. Амплитуда импульсов варьируется
с помощью графито-желатинового клина типа 112, который
дает возможность изменять световой поток в несколько сот
раз. Оптический клин вращается специальной ременной
_ усилитель
Г СИ —Модулятор^
\^м^т\-\уСилитель
---г=~] I——71
ЗаВержм^-уодсВет J
Рис. 4.118. Блок-схема установки для автоматического сня-
тия световых характеристик.
передачей с частотой 10 гц, так что на выходе светового гене-
ратора возникает серия из 50 импульсов с плавным измене-
нием светового потока.
Блок-схема установки изображена на рис. 4.118. Промо-
дулированные по амплитуде импульсы света направляются
на катоды исследуемого и эталонного фотоумножителей.
Импульсы напряжения, снимаемые с анодной нагрузки
исследуемого ФЭУ, усиливаются и подаются на вертикаль-
ные отклоняющие пластины осциллографической трубки.
Отклонение электронного луча в вертикальном направлении
прямо пропорционально амплитуде выходного тока фото-
умножителя.
Импульс напряжения с сопротивления нагрузки эта-
лонного ФЭУ через второй линейный усилитель поступает
на горизонтальные отклоняющие пластины индикатора.
Световая характеристика выбранного заранее эталонного
ФЭУ должна быть линейной в исследуемом диапазоне све-
товых потоков, тогда отклонение луча по горизонтали будет
§ 4.13] АППАРАТУРА ДЛЯ ИССЛЕДОВ. ФОТОУМНОЖИТЕЛЕЙ
377
прямо пропорционально световому потоку. Импульсы света
управляют одновременно блоком осциллографа, который
обусловливает свечение на экране трубки точки с коорди-
натами х и у, пропорциональными, очевидно, световому
потоку и анодному току исследуемого фотоумножителя.
Координатные оси и масштабные метки наносятся вторым
лучом индикаторной трубки (18Л047А).
Точность снятия световой характеристики ограничи-
вается: нелинейностью световой характеристики эталонного
Рис. 4.119. Схема установки для снятия зонных харак-
теристик фотоумножителей с торцовыми полупрозрачны-
ми катодами.
ФЭУ, нестабильностью коэффициентов усиления усилителей,
нестабильностью работы генераторов развертки и масштаб-
ных меток, толщиной линий на экране осциллографа.
Общая неточность воспроизведения световой характеристики
с учетом всех этих факторов не превышает 8%.
Неточность метода может быть снижена до 2%, если
использовать имеющийся в приборе дифференциальный
катодный повторитель, нагрузкой которого служит стре-
лочный микроамперметр. В этом случае световую характе-
ристику снимают по точкам. Оптический клин вращают
вручную, а эталонный и исследуемый фотоумножители под-
ключают к прибору поочередно с помощью специального
ключа.
378
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Рис. 4.120. Зонные характеристики ФЭУ с полупрозрачным катодом.
§ 4.13] АППАРАТУРА ДЛЯ ИССЛЕДОВ. ФОТОУМНОЖИТЕЛЕЙ 379
1 f
Для снятия зонных характеристик фотоумножителей
с торцовыми полупрозрачными катодами очень удобны
установки с двумя электронно-лучевыми трубками (осве-
щающей фотокатод и приемной, воспроизводящей зонную
характеристику) с синхронизированными растровыми раз-
вертками. Блок-схема одной из таких установок, создан-
ной И. Я- Брейдо еще в 1953—1954 гг., изображена на
рис. 4.119 [124]. Растр освещающей трубки с помощью
фотообъектива проецируется на катод исследуемого ФЭУ.
Выходной сигнал фотоумножителя можно подавать либо на
модулятор, либо на отклоняющие по осям х и у пластины.
В первом случае наблюдается ка-
чественная картина распределе-
ния чувствительности по поверх-
ности катода (рис. 4.120, а), во
втором — можно количественно
оценить неравномерность по
«строкам» (рис. 4.120, б) или по
«кадрам» (рис. 4.120, в).
В качестве освещающей труб-
ки в установке рис. 4.119 была
использована трубка 13Л037, но
вместо вилемита ее экран был
покрыт вольфраматом кальция,
обладающим малым послесвечением. Приемная трубка
(13Л036) имела экран с послесвечением порядка 10 сек.
Частоту кадровой развертки можно было регулиро-
вать от 1 до 20 гц, частоту строчной развертки от 10 до
200 гц.
Все описанные выше установки для исследования пара-
метров фотоумножителей представляют собой сравнительно
сложные устройства, изготовление которых доступно да-
леко не каждой лаборатории. Схема весьма простого при-
бора для проверки чувствительности фотоумножителей и
подбора оптимального режима их питания в лабораторных
условиях изображена на рис. 4.121 [125]. Свет лампы 1
проходит через щель 2, собирающую линзу 3 и попадает на
вращающееся при помощи электродвигателя зеркало 4.
Отраженный луч, пройдя диафрагму 5, попадает на катод
фотоумножителя 6. Вся система помещена в светонепрони-
цаемую камеру.
4
П 6
Рис. 4.121. Схема лабора-
торного прибора для отбора
и настройки ФЭУ.
380
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
Зеркало размером 5X8 мм вращается электродвигателем
ММ-1, питаемым звуковым генератором ЗГ-1. Если из дви-
гателя удалить магнитный демпфер, то число его оборотов
можно менять в пределах от 4800 до 25 600 об/мин при изме-
нении частоты звукового генератора от 1200 до 2000 гц и
напряжения питания от 1 до 6 в. Подбором размеров диа-
фрагм и скорости вращения двигателя на входе фотоумно-
жителей можно получать световые импульсы с длитель-
ностью переднего фронта, меньшей 0,05 мксек, частотой
420 сек-1 и амплитудой, эквивалентной амплитуде, обус-
ловленной световыми вспышками кристалла NaJ (Т1), облу-
чаемого частицами с энергией несколько миллионов элек-
трон-вольт.
§ 4.14. Схемы включения фотоумножителей
Схемы включения ФЭУ зависят в первую очередь от ха-
рактера аппаратуры, в которой они используются. Большое
число схем фотометров, построенных на ФЭУ, приведено
в книге [43], к которой можно отослать читателей, желаю-
щих подробнее ознакомиться с этими вопросами. В настоя-
щем параграфе будут рассмотрены только такие элементы
схем, которые наиболее тесным образом связаны с фотоумно-
жителем, а также несколько схем стабилизации, представ-
ляющих интерес для широкого круга применений ФЭУ.
Для нормальной работы фотоумножителей необходимо
подавать на их электроды постепенно нарастающие положи-
тельные потенциалы. Разности потенциалов между сосед-
ними электродами должны быть достаточными для получе-
ния высоких коэффициентов вторичной эмиссии. Кроме
того, они должны обеспечивать рассасывание объемных за-
рядов (на последних эмиттерах) и создавать такие конфи-
гурации электростатических полей, чтобы по возможности
исключить пролеты электронами отдельных каскадов"без
умножения.
Распределение напряжения питания между каскадами
осуществляют с помощью делителей, вариант схемы кото-
рых представлен на рис. 4.122. Один из концов делителя
(иногда положительный, иногда отрицательный) обычно
заземляют. Каждый вариант заземления имеет свои преи-
мущества и недостатки. Чаще заземляют анод, а на катод
§ 4.14]
СХЕМЫ ВКЛЮЧЕНИЯ ФОТОУМНОЖИТЕЛЕЙ
381
подают большой отрицательный потенциал. Такая схема
включения предпочтительнее с точки зрения техники безо-
пасности. Кроме того, она обеспечивает меньшую паразит-
ную емкость анода, упрощает измерение среднего выход-
ного тока и включение выхода на согласованный кабель.
Однако наружные металлические экраны приходится либо
устанавливать на расстоянии 1—2 см от баллона ФЭУ,
чтобы избежать повышения уровня темнового тока, либо
подавать на экраны потенциал, близкий к катодному, что
небезопасно. Заземление катодного конца делителя обеспе-
чивает более низкий уровень темнового тока, но требует
Рис. 4.122. Соединение фотоумножителя с делителем
напряжения питания.
применения высоковольтных конденсаторов и создает ряд
других очевидных из сказанного выше неудобств.
Шунтирование конденсаторами последних звеньев де-
лителя вызвано тем, что при работе фотоумножителей в
импульсном режиме на последних каскадах происходит
отбор с эмиттеров больших импульсов тока. Для того чтобы
при этом не возникали скачки потенциалов, которые иска-
жали бы требуемые конфигурации электростатических
полей и установленные разности потенциалов между элек-
тродами (что в конечном счете нарушило бы линейность ра-
боты ФЭУ), применяют шунтирование эмиттеров конденса-
торами. Их емкости, величины которых легко рассчитать,
зная параметры предполагаемых импульсных токов, обычно
не превышают 1 мкф.
Ток через делитель должен быть по крайней мере на
порядок выше анодного тока фотоумножителя. Иначе во
время работы ФЭУ будут перераспределяться токи в зве-
ньях делителя и меняться потенциалы электродов, что
382
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
также нарушит линейность световой характеристики. За-
дание минимальной величины тока делителя — один из фак-
торов, обусловливающих верхний предел сопротивлений
звеньев. Второй фактор — конечность величин сопротивле-
ний изоляции отдельных электродов ФЭУ. Если сопротив-
ление изоляции какого-либо электрода окажется соизмери-
мым с сопротивлением соответствующего ему звена дели-
теля, то это приведет к недопустимому перераспределению
напряжений на электродах фотоумножителя.
Большие сопротивления звеньев делителя используют
обычно в переносной аппаратуре (например, геологоразве-
дочной) для уменьшения расхода энергии питающих бата-
рей. Поэтому фотоумножители, предназначенные для ра-
боты в этой аппаратуре, должны обладать сопротивлением
изоляции электродов не менее 108—10® ом.
Нижний предел сопротивлений звеньев делителя опре-
деляется мощностью источников питания. Кроме того,
большие токи делителя могут приводить к нежелательному
нагреванию элементов схемы и ухудшению вследствие
этого стабильности ее работы. В большинстве измеритель-
ных установок, описанных в § 4.13, делитель напряжения
питания ФЭУ строится на сопротивлениях порядка 100—
200 ком.
В экспериментальных установках часто применяют
делители с регулируемыми сопротивлениями звеньев. Наи-
более широко распространен подбор напряжений на пер-
вых каскадах. Его обычно производят в тех случаях, когда
необходимо обеспечить максимальный процент сбора фото-
электронов на первый эмиттер и вторичных электронов
с первого эмиттера на второй и благодаря этому улучшить
амплитудное разрешение и пороговую чувствительность
ФЭУ. На средние каскады в подавляющем большинстве
случаев подают одинаковые напряжения. Учитывая то, что
на выходных каскадах ФЭУ часто могут возникать объем-
ные заряды, последние звенья делителя обычно строят на
сопротивлениях, величины которых в 1,5—^2 раза больше
сопротивлений средних звеньев. Более резкое увеличение
напряжений на последних каскадах и индивидуальная ре-
гулировка их величины приняты для временных фото-
умножителей, работающих в режиме больших импульсных
токов (порядка 0,5 а и выше).
§ 4.14]
СХЕМЫ ВКЛЮЧЕНИЯ ФОТОУМНОЖИТЕЛЕЙ
383
Недостаток схем питания фотоумножителей, в которых
применены делители, — малая экономичность из-за отно-
сительно высоких токов делителя. Существенно более высо-
кой экономичности можно достичь, применяя схемы покас-
кадного питания ФЭУ, например с помощью секциониро-
ванных батарей или полупроводниковых диодов. Но этим
схемам присущ другой недостаток — трудность регулирова-
ния распределения напряжений на электродах.
Коэффициент усиления фотоумножителей резко зависит
от питающих напряжений. Поэтому для получения стабиль-
ных показаний приходится уделять много внимания стаби-
лизаторам источников питания. Если необходимо обеспе-
чить такую стабильность работы ФЭУ, чтобы отклонение
Рис. 4.123. Схема делителя напряжения пи-
тания с встроенной батареей.
было в пределах 1 %, то нестабильность источников питания
должна быть не выше 0,1%. Получение такой стабильности
в лабораторных условиях не составляет большого труда.
Соответствующие выпрямители выпускаются в настоящее
время серийно.
Сложнее обеспечить высокий уровень стабилизации в
полевой переносной аппаратуре. Поэтому представляет
интерес схема делителя с встроенной батареей, установлен-
ной на одном из звеньев [43, 126] (рис. 4.123). В этой схеме
использована зависимость фокусировки пучка вторичных
электронов от соотношения напряжений на соседних элек-
тродах. Когда питают фотоумножители от обычных дели-
телей, изменение напряжения питания практически не
влияет на траектории электронов, так как конфигурация
поля не меняется. Если же на одном звене делителя установ-
лена батарея, то увеличение напряжения питания будет
вызывать расфокусировку электронов на том каскаде, где
384
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
установлена батарея, и снижение в результате этого об-
щего усиления. Вид кривых зависимости усиления от
напряжения питания определяется, очевидно, конструк-
Рнс. 4.124. Характеристики усиления
ФЭУ-35 при помещении батареи у
восьмого эмиттера для равномерного
делителя (сплошная линия) и при
различных значениях напряжения ба-
тареи (указанных у кривых).
цией умножительной си-
стемы.
В работе [126] ука-
занный способ был ис-
следован применительно
к умножителям ФЭУ-35,
широко используемым в
полевой геологической
аппаратуре. Авторы про-
верили эффективность
стабилизации при вклю-
чении батареи на раз-
личных каскадах. Вклю-
чение на первых четырех
каскадах оказалось не-
рациональным из-за
того, что расфокусиров-
ка пучка резко ухудша-
ла энергетическое разре-
шение фотоумножителя.
Характеристики усиле-
ния при расположении
батареи у восьмого эмит-
тера для равномерного
делителя и различных
напряжений батареи изо-
бражены на рис. 4.124.
Примерно таковы же ха-
рактеристики при распо-
ложении батареи на дру-
гих звеньях.
Эффективность стаби-
лизации зависит, оче-
видно, от соотношения
сопротивлений Rx/R. Для ФЭУ-35 оптимальные условия
стабилизации создаются, когда это соотношение равно 2.
Описанный метод стабилизации не свободен от недо-
статков: стабилизация осуществляется за счет снижения
§ 4.14]
СХЕМЫ ВКЛЮЧЕНИЯ ФОТОУМНОЖИТЕЛЕЙ
385
коэффициента усиления ФЭУ, диапазон изменения усиле-
ния ограничен выбранными параметрами схемы, неста-
бильность усиления самого фотоумножителя не компенси-
руется. Широкое распространение получил принципиально
иной метод стабилизации, основанный на использовании
цепей обратной связи [127, 128]. Этот метод свободен от
перечисленных недостатков, обеспечивает лучшую степень
стабилизации, но требует применения относительно гро-
моздкой аппаратуры.
Источником опорного сигнала, по изменению уровня
которого автоматически регулируется усиление, обычно
Рис. 4.125. Блок-схема стабилизированного
сцинтилляционного счетчика.
служит какой-либо достаточно стабильный источник света,
например лампа тлеющего разряда либо вспомогательный
сцинтиллятор, содержащий небольшую примесь «-радио-
активного вещества (Ra-1 или Ри [127]). Эти а-лучи моно-
энергетичны и целиком поглощаются в сцинтилляторе.
Поэтому яркость вспышек одинакова и спектр импульсов
представляет собой узкую линию. Опорные импульсы уси-
ливаются и преобразуются затем в управляющие сигналы
для электронного регулятора напряжения питания ФЭУ.
При исследовании сложных спектров линия опорных им-
пульсов должна иметь наибольшую амплитуду, что суще-
ственно упрощает схему автоматического регулирования.
Схема стабилизации показана на рис. 4.125. Между
фотоумножителем 1 и рабочим сцинтиллятором 2 помещен
световод 3 с вспомогательным кристаллом 4 — источником
386
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
опорных импульсов. Оптический аттенюатор 5 служит для
получения нужного соотношения между амплитудами ра-
бочих и опорных импульсов. С выхода ФЭУ, питаемого
делителем 6, импульсы направляют на усилитель 7, а
затем на анализатор 8 и через диод D на накопительный
конденсатор С, стоящий в цепи пентода Лу. Анодный ток
пентода зависит от напряжения катод — сетка. Вместо
кристалла может быть использована лампа тлеющего раз-
ряда, дающая вспышки стабильной яркости.
Спектрометр, работавший с описанной схемой стабили-
зации, сохранял калибровку в течение года. Дрейф, вы-
званный действием всех дестабилизирующих факторов, не
превышал 50 кэв в диапазоне энергий порядка 2 Мэе. Еще
одно достоинство данной схемы при эксплуатации ее в по-
левых условиях — отсутствие необходимости в длитель-
ном предварительном прогревании.
Опорным сигналом в стабилизаторе может служить
фототок, вызываемый слабым постоянным освещением ка-
тода. В. работе [128] источником света служила лампа на-
каливания с номинальными значениями мощности и на-
пряжения 10 вт, 220 в, смонтированная так, что катод
фотоумножителя освещался с тыльной стороны. В ре-
жиме сильного недокала сила света лампы менялась менее
чем на 1% при изменении окружающей температуры на
50° С. При отклонении фототока от установленной вели-
чины вырабатывался сигнал ошибки, который усиливался
и служил для автоматической подстройки напряжения
питания ФЭУ. Стабилизатор был смонтирован в сцинтил-
ляционном счетчике, стоящем на импульсном ускорителе.
Для того чтобы постоянная составляющая рабочих сигна-
лов не нарушала работу стабилизирующей схемы, было
предусмотрено устройство, отключающее анодную цепь
ФЭУ на время рабочего цикла ускорителя. Коэффициент
стабилизации описанной схемы был равен 200.
ЛИТЕРАТУРА
1. Л. А. Кубецкий, Авторское свидетельство № 24040, 1930.
2. Л. Н. До бр ецов, Т. Д. Ма цкев и ч, ЖТФ 27, 734 (1957).
3. И. М. Б р о н ш т е й н, Р. Н. С е г а л ь, Физика твердого тела 1,
10, 1489 (1959).
4. Л. Н. Д о б р е ц о в, Изв. АН СССР, сер. физ., XX, 9, 994 (1956).
ЛИТЕРАТУРА
387
5. С. Ю. Лукьянов, В. Н. Бер натови ч, ЖЭТФ 7, 854
(1937).
6. Г. Б р ю н и н г, Физика и применения вторичной электронной
эмиссии, изд-во «Советское радио», 1958.
7. Е. В а г о о d у, Phys. Rev. 78, 780 (1950).
8. А. Р. Шульман, В. Л. Македонский, ЖТФ 22, 1540
(1952).
9. D. D о b i s с h е k, Н. Jacobs,!. Freely, Phys. Rev. 91,
4, 84 (1953).
10. Н. J а с о b s, J. Freely, F. Brand, Phys. Rev. 88, 3, 492
(1952).
11. П. В. T и м о ф e e в, Ю. И. Л у к ь я н о в, ЖТФ 10, 1, 20 (1940).
12. Б. Н. Д я т л о в и ц к а я, ДАН СССР 13, 6 (1948).
13. В. Н. Лепешинская, Диссертация, ИРЭ АН СССР, 1961.
14. В. Н. Л е п е ш и н с к а я, Изв. АН СССР, сер. физ., XX, 1025
(1956).
15. Р. R appaport, J. Appl. Phys. 25, 288 (1954).
16. S. J о s h i d a, I. Takeda, Y. I g a r a s h i, J. Phys. Soc.
Japan 8, 318 (1953).
17. Б. С. К у л ь в а р с к а я, Диссертация, ИРЭ АН СССР, 1955.
18. Б. С. К у л ь в а р с к а я, Изв. АН СССР, сер. физ., XX, 1029
(1956).
19. С. G i 1 1 е, Zs. techn. Phys. 22, 228 (1941).
20. J. М a t t е s, Zs. techn. Phys. 22, 232 (1941).
21. Г. Б. Стучи иски ft, ФТТ 5, 3, 798 (1963).
22. Л. Г. Л e ft т e ft з e н, Б. M. Г л у x о в с к о ft, Е. И. Тара-
сова, Радиотехника и электроника 5, 12, 2038 (1960).
23. Е. Sternglass, М. Wachtel, Phys. Rev. 99, 646 (1955).
24. Е. Sternglass, М. Wachtel, IRE Transactions on Nuc-
lear Science, NS-3, 4, 29—32 (1956).
25. В. Г. Б у т к e в и ч, M. М. Б у т ц л о в. Радиотехника и электро-
ника 3, 3, 355 (1958).
26. Н. Л. Я с н о и о л ь с к и ft, Н. А. Карелина, В. С. Ма-
лышева, Радиотехника и электроника 6, 1, 146 (1961).
27. Н. Л. Я с н о и о л ь с к и й, В. С. М а л ы ш е в а, Радиотехника
и электроника 7, 9, 1657 (1962).
28. Т. Н. Рабств ова, Л. В. Конончук, Светотехника 9,
1 (1959).
29. Л. В. Конончук, Радиотехника и электроника 4, 4, 631
(1961).
30. А. Г. Берковский, Гао Ц з я, Радиотехника и электро-
ника 6, № 9, 1588—1590 (1961).
31. В. Гартман, Ф. Бернгард, Фотоэлектронные умно-
жители, Энергоиздат, 1961.
32. Н. С. Хлебников, Известия АН СССР, сер. физ., XXII,
№ 1, 70—77 (1958).
33- А- Г. Берковский, Атомная энергия 2, № 5, 466—468
* 1УооI.
ок' Д' Берковский, Диссертация, МЭИ, 1959.
3b. С. Morton, R. Matheson, IRE Transactions on Nuclear
Science, № 3, 98—104 (1958).
388
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
36. Y. К о е с h 1 i п, A. Pascal, Onde electr. 41, 407, 159 (1961).
37. A. W а 11 о п, J. Electron, and Control 11, № 5, 341—359 (1961).
38. Дозиметрия ионизирующих излучений, доклад Г. Мортона.
Сборник докладов на 1-й Женевской конференции по мирному
использованию атомной энергии, Гостехиздат, 1956.
39. И. Я. Б р е й д о, Б. М. Г л у х о в с к о й, Л. Г. Л е й т е й-
з е н, Радиотехника и электроника 1, № 10, 1342—1353 (1956).
40. А. Г. Берковский, Л. Г. Л е и т е й з е н, Радиотехника и
электроника 3, 3, 421—427 (1958).
41. П. В. Тимофеев, Е. Г. К о р м а к о в а, Радиотехника и
электроника 4, 10, 1678—1684 (1959).
42. R. Engstrom, R. Stoudenheimer, IRE Transactions
on Nuclear Science, № 3, 120—124 (1958).
43. H. О. Ч e ч и к, С. M. Ф а й н ш т е й н, Т. М. Лифшиц,
Электронные умножители, Гостехиздат, 1955.
44. A. Jennings, IRE Transactions on Nuclear Science, № 3,
208—211 (1958).
45. А. Г. Берковский, T. А. Филимонова, Изв. АН
СССР, сер. физ., XXVII, 7, 937—939 (1963).
46. V. Zworykin, J. R a j с h m а п, Proc. IRE 9, 558 (1939).
47. J. А 1 1 е п, Rev. Sci. Instrum. 18, 10, 739—749 (1947).
48. G. Morton, Advances in Electronics, IV, 69—110 (1950).
49. M. В i e r m a n, Radio und Fernsehen, № 10, 292—294 (1955).
50. А. Г. Б e p к о в с к и й, Авторское свидетельство № 161087,
1963.
51. А. И. А к и ш и н, ПТЭ, № 3, 72—73 (1957).
52. Г. С. В и л ь д г р у б е, Диссертация, ИРЭ АН СССР, 1958.
53. Г. С. В и л ь д г р у б е, Н. В. Д у н а е в с к а я, И. А. Хари-
тонова, ПТЭ, № 6, 91—93 (1961).
54. Атомная энергия, № 4, 168 (1956). Обзор работ.
55. J. Allen. L. М е g i 1 1, Nucleonics 4, 54 (1956).
56. А. Г. Б е р к о в с к и н, Радиотехника и электроника 8, 4
(1963).
57. А. Г. Берковский, В. Г. Польский, Авторское свиде-
тельство № 146889, 1957.
58. П. К. О щ е п к о в, Б. Н. Скворцов, Б. Н. Осанов,
И. В. С и п р и к о в, ПТЭ, № 4, 89—91 (1960).
59. W. W i 1 е у, С. Н е п d е е, IRE Transactions on Nuclear Science
9, 3, 103 (1962).
60. G. Goo drich, W. W i 1 e y, Rev. Sci. Instrum. 32, 846 (1961).
61. F. White, J. Sheffield, N. Davis, Nucleonics 19, 8,
58 (1961).
62. П. В. Тимофеев, ЖТФ 10, 1, 47 (1940).
63. А. Г. Берковский, Сборник материалов по вакуумной тех-
нике, вып. XVII, 18—29, Энергоиздат (1959).
64. А. Г. Б е р к о в с к и й, Б. С. К о л ч е в, Сборник материалов по
вакуумной технике, вып. XX, 40—60, Энергоиздат (1959).
65. V. Zworykin, J. R a j chman, Proc. IRE 9, 558 (1939).
66. А. Г. Берковский, Б. С. К о л ч е в, Сборник материалов
по вакуумной технике, вып. XXII, 22—26, Энергоиздат (1960).
67, С. Ю. Лукьянов, ЖТФ 6, 1256 (1936).
ЛИТЕРАТУРА
389
68. Б. М. Г л у х о в с к о й, Л. Г. Л е й те й з е н, Изв. АН СССР,
сер. физ., XXVI, 11, 1386 (1962).
69. V. S с h о с k 1 у, J. Р ierse, Proc. Inst. Rad. End. 26, 3, 321
(1938).
70. R. Winans, J. Pierse, Rev. Sci. Instrum. 12, 5, 269
(1941).
71. H. Mar ri nan, J. Opt. Soc. Am. 43, 12, 1211 (1953).
72. Z. Bay, Z. F. Phys. 117, 3—4, 227 (1941).
73. C. W i gg i n s, К. E a r 1 e y, Rev. Sci. Instrum. 33, 10, 1057
(1962).
74. H. О. Ч e ч и к, ДАН СССР 56, 2, 157 (1947).
75. F. L i p s e t t, R. H о r i t a, Appl. Optics. 1, 6, 774 (1960).
76. R. John, Rev. Sci. Instrum. 32, 3, 370 (1961).
77. E. А. К о л e н к о, С. В. Протопопов, Д. Г. Ф л е й ru-
in а н, В. Г. Юрьев, ПТЭ 3, 140 (1959).
78. Г. С. В и л ь д г р у б е, Ж'. М. Ронк ин, ПТЭ 2, 119
(1962).
79. Н. Paul, Rev. Sci. Instrum. 33, 8, 881 (1962).
80. C. Taylor, J. Phys. Radium 10, 255 (1949).
81. Дж. Бирке, Сцинтилляционные счетчики, ИЛ, 1955.
82. В. О. Вяземский, И. И. Ломоносов, А. Н. П и ca-
pe в с к и й, С. В. Протопопов, В. А. Рузин, Е. Д. Те-
терин, Сцинтилляционный метод в радиометрии, Атомиздат,
1961.
83. Э. Ф ю н ф е р, Г. Н е й е р т, Счетчики излучений, Атомиздат,
1961.
84. В. В. Матвеев, А. Д. Соколов, Фотоумножители в сцин-
тилляционных счетчиках, Атомиздат, 1962.
85. С. В о г к о w s к у, R. С 1 а г 1 с, Rev. Sci. Instrum. 24, 1046
(1953).
86. В. В. М а т в е е в, А. Д. С о к о л о в, сб. «Аппаратура для ядер-
ной спектрометрии», Атомиздат, 1960, 19—27.
87. Л. Г. Лейтейзен, Б. М. Глуховской, И. Я.Брейдо,
Кристаллография 2, 2 , 290—293 (1957).
88. J. R a j с h m a n, Archiv de Science de Geneve 20, 231—264,
267—289 (1939).
89. L. M a 1 t e r, Proc. IRE 10, 587—591 (1941).
90. R. Sard, J. Appl. Physik. 17, 10 , 769—777 (1946).
91. R. Post, L. Schiff, Phys. Rev. 80, 1113 (1950).
92. R. Post, Nucleonics 10, 6, 56 (1952).
93. А. Г. Берковский, В. Г. Польский, Радиотехника
и электроника 5, 9, 1475—1477 (1960).
94. В. Г. Польский, Сборник материалов по вакуумной тех-
нике, вып. XXVI, 89—97, Энергоиздат (1961).
95. F. Marshall, J. С о 1 t m a n, L. Hunter, Rev. Sci.
Instrum. 18, 504—513 (1947).
96. Л. Г. Лейтейзен, А. Г. Берковский, Б. М. Глу-
ховской, О. С. Королькова, Изв. АН СССР, сер.
физ., XXII, 5, 513—517 (1958).
97. L. С a t h у, IRE Transactions on Nuclear, Science, № 3, 109—
124 (1958),
390
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
[ГЛ. 4
98. А. Г. Берковский, И. Я. Б р е й д о, О. С. Король-
кова, Л. Г. Лейтейзен, Изв. АН СССР, сер. физ., XXIII,
12, 1517—1519 (1959).
99. И. Я. Б р е й д о, В. П. Г л а г о л е в, Б. М. Г л у х о в с к о й,
О. С. Королькова, Л. Г. Лейтейзен, Радиотехника
и электроника 5» 10, 1698—1702 (1960).
100. В. В. Матвеев, А. Д. Соколов, Н. Е. Сулимова,
сб. «Узлы новой аппаратуры для исследования ядерных излу-
чений», Атомиздат, 1961, стр. 138—148.
101. R. Bell, R. Davis, W. Bernstein, Rev. Sci. Instrum.
26, 726 (1955).
102. R. Caldwell, S. Turner, Nucleonics 12, 47 (1954).
103. D. Cowell, B. Euler, Proc. Intern. Conf. Mod. Trends.
Activ. Analyses, 1961, стр. 12—15.
104. А. Г. Берковский, В. Г. Польский, Изв. АН СССР,
сер. физ., XXIV, 3, 377—379 (1959).
105. Н. J u ng, Ph. Panuss i, J. J anecke, Nucl. Instrum, and
Method. 9, 2, 121—130 (1960).
106. А. Л. О ш e p о в и ч, Б. М. Г л у х о в с к о й, Н. С. Шпа-
ков, ПТЭ, № 1, 149—154 (1962).
107. В. В. Матвеев, Е. Е. Минаева, А. Д. Соколов,
ПТЭ, № 1, 144—148 (1962).
108. R. Murray, С. Manning, IRE Transactions on Nuclear
Science, № 2—3, 80—86 (1960).
109. E. Л. С т о л я p о в а, Г. M. С у ч к о в, Л. С. H e с т e p о в a,
сб. «Приборы и методы анализа излучений», Атомиздат, 1960,
стр. 137—143.
110. Л. И. 3 л о б и н, Ю. А. Н е м и л о в, А. Н. П и с а р е в с к и й,
ПТЭ, № 1, 140—141 (1959).
111. А. Г. Берковский, Электровакуумная техника, № 29,
9—11 (1962).
112. А. Г. Берковский, В. Г. Гусельников, Ф. Е. Ша-
повалов, Изв. АН СССР, сер. физ., XXVII, № 7, 932
(1963).
113. Л. Г. Л е и т е й з е н, Б. М. Г л у х о в с к о й, Изв. АН СССР,
сер. физ., XXVIII, № 1, 115 (1964).
114. Г. С. В и л ь д г р у б е, Н. К- Д о л и н е н к о, Н. В. Ду-
наевская, Ж. М. Р о н к и н, Изв. АН СССР, сер. физ.,
XXV, 9, 1183—1185 (1961).
115. Г. С. В и л ь д г р у б е, Н. К. Д о л и н е н к о, А. И. Разу-
мовская, ПТЭ, № 4, 74 (1961).
116. Г. С. В и л ь д г р у б е, Н. В. Д у н а е в с к а я, Д. Б. Фе-
дорова, Изв. АН СССР, сер. физ., XXVIII, 2, 384 (1964).
117. Е. Г. К о р м а к о в а, Изв. АН СССР, сер. физ., XXVI, 11,
1365—1370 (1962).
118. Н. С. X л е б н и к о в, А. Е. М е л а м и д, ПТЭ, № 6, 6—18
(1957).
119. Г. С. В и л ь д г р у б е, Ю. А. Колосов, Ж. М. Р о н к и н,
Изв. АН СССР, сер. физ., XXV, 9, 1179—1182 (1962).
120. S. Gupt a, N. Saha, Nucl. Instrum, and Method. 15, 1, 95—
100 (1962).
ЛИТЕРАТУРА
391
121. A. Whetstone, Rev. Sci. Instrum. 30, 447 (1959).
122. H. Kendall, IRE Transactions on Nuclear Science, № 2—3,
202 (1960).
123. И. А. Архангельский, В. П. Михеев, Б. М. Сте-
панов, Автоматика и телемеханика 2, 85—94 (1962).
124. Л. Г. Лейтейзен, А. Г. Берковский, И. Я. Брейдо,
Б. М. Г л у х о в с к о й, О. С. Королькова, Е. И. Та-
расова, Изв. АН СССР, сер. физ., XXI, 12, 1653—1659
(1957).
125. Г. А. К о с и н о в, О. Ф. Н е м е ц, Л. С. С а л т ы к о в,
М. В. С о к о л о в, ПТЭ, № 1, 78 (1961).
126. Ю. П. Л ю б а в и н, В. Г. Губанов, ПТЭ, Ns 4, 168
(1961).
127. S. Scher batskoy, Rev. Sci. Instrum. 32, 5, 599 (1961).
128. F. V a 1 k о x, Nucl. Instrum, and Method. 10, 3, 234 (1961).
ГЛАВА 5
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
§ 5.1. Равновесная проводимость полупроводников
Внутренним фотоэффектом называют круг явлений
происходящих внутри кристаллической решетки вещества
при воздействии на него лучистого потока и приводя-
щих к изменению электрических свойств освещаемого об-
разца — его проводимости и внутреннего электрического
поля. В отличие от внешнего фотоэффекта, заключаю-
щегося в полном отрыве и эмиссии электронов, возбуждае-
мых поглощенным светом, при внутреннем фотоэффекте
происходит только изменение энергетического состояния
электронов, приводящее к изменению концентрации сво-
бодных носителей тока или их подвижности, или к перерас-
пределению их внутри объема кристалла. Внешний фото-
эффект наблюдается при освещении как металлов, так и
полупроводников — любое вещество способно эмитировать
фотоэлектроны, лишь бы энергия квантов поглощенного
света была достаточной для того, чтобы возбужденные ими
электроны могли преодолеть потенциальный барьер на
границе тела. Внутренний фотоэффект характерен только
для полупроводников и диэлектриков.
Одно из проявлений внутреннего фотоэффекта — фото-
проводимость твердых тел, т. е. изменение электропровод-
ности полупроводников или диэлектриков при их освеще-
нии. Полупроводниковые приборы, действие которых осно-
вано на явлении фотопроводимости, называют фотосопро-
тивлениями. Если фотосопротивление включить в цепь
постоянного тока, то величина тока в цепи будет изме-
няться в соответствии с изменением падающего на фото-
сопротивление светового потока.
§ 5.1] РАВНОВЕСНАЯ ПРОВОДИМОСТЬ ПОЛУПРОВОДНИКОВ
393
Прежде чем рассматривать явления, связанные с по-
глощением света в полупроводниках, необходимо остано-
виться на общем механизме электропроводности твердого
тела.
Электрический ток, возникающий в твердом теле под
действием приложенного напряжения, представляет собой
направленное перемещение заряженных частиц — носи-
телей тока. Это направленное смещение накладывается
в виде дрейфа на хаотическое движение, которое совершают
эти частицы и в отсутствие электрического поля за счет
своей тепловой энергии.
В соответствии с типами носителей тока в твердом теле
различают электронную и ионную проводимости. Ионная
(электролитическая) проводимость твердого тела сопрово-
ждается химическим разрушением вещества, ее мы не рас-
сматриваем. Если перенос тока осуществляется только
движением электронов, химическое действие тока полно-
стью отсутствует (только такие вещества относят в на-
стоящее время к классу полупроводников).
Количественная мера электропроводности вещества —
удельное электрическое сопротивление р или обратная ему
величина — удельная электропроводность, называемая
также проводимостью о. У хороших проводников — метал-
лов —удельнаяэлектропроводность лежит в пределах от 104
до 106 см1 • см1 и слабо меняется с изменением темпера-
туры. У диэлектриков величина проводимости о
Проводимость полупроводников занимает
всю обширную область значений от 103 до 10“eojn-1 • см-1.
Качественное отличие полупроводников от металлов со-
стоит в том, что величина их проводимости может очень
сильно изменяться под действием различных внешних
факторов — изменения температуры, освещения и т. д.
Металлы, как известно, обладают небольшим положитель-
ным температурным коэффициентом сопротивления: с уве-
личением температуры сопротивление их растет примерно
по линейному закону. Температурный коэффициент сопро-
тивления полупроводников отрицателен и очень велик.
С повышением температуры их проводимость резко уве-
личивается. Величиной электропроводности полупроводни-
ков можно в широких пределах управлять путем введения
в состав вещества совершенно незначительных количеств
394
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
| ГЛ. 5
примеси. Эти количественные и качественные различия
электрических свойств полупроводников и металлов обус-
ловлены различиями их энергетической структуры. Пред-
ставления о зонной энергетической структуре твердых тел
даются квантовой теорией, основные положения которой
сформулированы в гл. 2.
Участвовать в электропроводности, т. е. переносить за-
ряд, быть носителями тока, могут не все электроны твер-
дого тела. Переносить ток — это значит, наряду с хаоти-
ческим тепловым движением, совершать направленное сме-
щение в сторону приложенного электрического поля, зна-
чит изменять свою энергию и координату под действием
внешнего поля. Кинетическая энергия теплового движе-
ния электронов в кристалле довольно велика, средняя
тепловая скорость электронов при комнатной температуре
iSkTx1/? 1А_ ,
vT = I пт \ , т. е. составляет величину порядка 107 см!сек.
Добавочная энергия, которую могут сообщить электронам
силы внешнего электрического поля при средней напряжен-
ности применяемых полей (несколько сот вольт на санти-
метр), составляет лишь небольшое приращение, неболь-
шую добавку к их тепловой энергии.
Плавно изменять энергию под действием внешних сил
могут только те электроны, которые лежат на верхних
энергетических уровнях не целиком заполненных зон.
Только в том случае, когда соседние разрешенные энерге-
тические состояния свободны, электрон может изменить
свою скорость и координату под действием внешних сил,
т. е. перейти на другой разрешенный уровень. Такой элек-
трон можно назвать свободным, способным направленно
перемещаться внутри кристаллической решетки твердого
тела. Таковы валентные электроны металла. Как известно
(§ 2.1), валентная зона металлов либо заполнена электро-
нами лишь наполовину, либо перекрыта ближайшей зоной
разрешенных возбужденных состояний, не заполненной
электронами в нормальных условиях. Свободные валент-
ные электроны металлов могут переносить ток под дей-
ствием внешнего электрического поля и при охлаждении
металла до абсолютного нуля, т. е. в отсутствие теплового
возбуждения. Проводящее состояние — нормальное невоз-
бужденное состояние металлов.
§ 5.1] РАВНОВЕСНАЯ ПРОВОДИМОСТЬ ПОЛУПРОВОДНИКОВ
395
Иначе обстоит дело с полупроводниками. Валентная
зона полупроводников при нулевой температуре (в нормаль-
ном, невозбужденном состоянии) целиком заполнена элек-
тронами. Эти электроны «связаны» в том смысле, что ни их
скорость, ни координаты не могут измениться под действием
внешнего электрического поля — они не могут быть носи-
телями тока. Ближайшие свободные разрешенные состоя-
ния отделены от наивысших уровней валентной зоны интер-
валом запрещенных значений энергии (запретной зоной),
для перевода электронов в эти состояния необходимо сооб-
щить им значительную порцию дополнительной энергии.
Таким образом, в невозбужденном состоянии (т. е. при
Т = 0° К) полупроводники совершенно не проводят тока.
И только при том или ином возбуждении (например, теп-
ловом — при нагревании кристалла) часть электронов
«забрасывается» из валентной зоны в свободную зону воз-
бужденных состояний (зону проводимости). Лишь нахо-
дясь в этой зоне, электроны могут участвовать в переносе
тока. Проводящее состояние полупроводников — это их
возбужденное состояние. При помещении полупроводника во
внешнее электрическое поле свободные электроны про-
водимости, переходя на соседние свободные уровни, при-
обретают помимо тепловой скорости дополнительное напра-
вленное ускорение и перемещаются внутри периодической
решетки кристалла в направлении, определяемом полем.
Электрическое сопротивление твердого тела является
следствием рассеяния энергии носителей тока на нару-
шениях строгой периодичности кристаллической решетки,
например, вследствие тепловых колебаний ее узлов (т. е.
при взаимодействии с фононами), на всевозможных де-
фектах решетки или примесях посторонних элементов.
В результате неупругого рассеяния энергия, накопленная
носителями тока во внешнем поле, передается решетке
в виде тепла.
С другой стороны, наличие в кристаллической решетке
полупроводника примесей чужеродных атомов облегчает
переход электронов в возбужденное состояние, поскольку
разрешенные энергетические состояния примесных ато-
мов могут образовывать дополнительные уровни, лежа-
щие в запретной зоне полупроводника. В отличие от ос-
новных состояний полупроводника (его собственных зон —
39б
ФОТОСОПРОГиВЛЁНиЯ
[ГЛ. 5
ж.
%
а)
Рис. 5.1. Собственные (а) и примес-
ные (б) электронные переходы в по-
лупроводниках.
валентной и зоны проводимости), примесные уровни обла-
дают пространственной локализацией вблизи соответст-
вующих примесных атомов.
В связи со значительным влиянием примесей на элек-
трические свойства полупроводников все явления можно
подразделить на «собственные» и «примесные». Собствен-
ной проводимостью полупроводника называют проводи-
мость, осуществляемую носителями тока, которые обра-
зуются при возбуждении валентных электронов, сопрово-
ждаемом «перебросом» их из валентной зоны в зону про-
водимости. Точнотак же
собственное поглощение
света осуществляется в
валентной зоне при та-
ком же возбуждении ва-
лентных электронов, т.е.
с осуществлением меж-
зонных переходов. При-
месная проводимость
связана с возникнове-
нием носителей тока в
результате возбуждения
электронов и перехода их
с примесных уровней в
зону проводимости или из валентной зоны на примесные
уровни акцепторного типа. Такое возбуждение аналогично
ионизации атомов примеси. Примесное поглощение света
обусловливает ионизацию примесных центров. На схеме,
изображенной на рис. 5.1, показаны собственные и примес-
ные электронные переходы. Явлениями смешанного типа
называют такие, в которых принимают участие как при-
месные, так и собственные электронные переходы.
В собственных полупроводниках перенос тока осуще-
ствляется носителями двух типов, различающихся как по
знаку, так и по величине эффективной массы, •— электро-
нами зоны проводимости и дырками, т. е. электронными
вакансиями в верхней части валентной зоны. Замещение
свободных уровней заполненной зоны соседними электро-
нами описывается как движение положительных зарядов —
дырок в валентной зоне. Каждый акт возбуждения соб-
ственного полупроводника освобождает пару носителей
§ 5.1] РАВНОВЕСНАЯ ПРОВОДИМОСТЬ ПОЛУПРОВОДНИКОВ
397
тока — электрон и дырку, перемещающихся в электриче-
ском поле в противоположных направлениях с различными
скоростями и переносящих одинаковые по величине за-
ряды. Если скорости направленного перемещения электро-
нов и дырок различаются незначительно, в собственном
полупроводнике осуществляется биполярная проводи-
мость — в переносе тока участвуют одинаковые потоки
носителей с противоположным знаком. Если скорость пе-
ремещения одного из носителей (электронов или дырок)
значительно превышает скорость другого, наблюдается
преобладающий поток зарядов одной полярности. Эти за-
ряды называют основными носителями тока в полупро-
воднике. Проводимость такого полупроводника монопо-
лярна.
Проводимость примесных полупроводников всегда моно-
полярна. Примесные полупроводники могут быть подраз-
делены на два типа в зависимости от характера примеси.
Как уже говорилось в гл. 2, примесь атомов, создающих
в запретной зоне полупроводника энергетические уровни,
заполненные электронами, легко переходящими при теп-
ловом возбуждении в зону проводимости, называют при-
месью донорного типа. Тепловое возбуждение и переход
электронов с этих уровней начинаются при значительно
меньших температурах, чем из валентной зоны, и преобла-
дают над возбуждением собственных электронов полупро-
водника. В донорных полупроводниках основные носители
тока — электроны. Дырки, связанные с ионизированными
атомами примеси, в силу своей пространственной локали-
зации в переносе тока участвовать не могут.
Примесные полупроводники, в которых основные носи-
тели тока — электроны, называют полупроводниками с
электронным типом проводимости или просто электрон-
ными (и) полупроводниками. В электронном полупровод-
нике могут образоваться и свободные дырки, участвующие
в переносе тока (например, вследствие собственного воз-
буждения полупроводника). Но, поскольку концентрация
свободных дырок в электронном полупроводнике невелика,
эти носители для него — неосновные.
Полупроводники с дырочным типом проводимости, или
дырочные (р) полупроводники, характеризуются наличием
примеси акцепторного типа. Акцепторная примесь создает
398
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
в запретной зоне полупроводника пустые разрешенные
состояния вблизи верхней границы валентной зоны. На сво-
бодные уровни примеси могут переходить электроны запол-
ненной зоны основного кристалла. Основные носители
тока в дырочном полупроводнике — дырки в верхней части
валентной зоны. Электроны, перешедшие на примесные
уровни (образовавшие отрицательные ионы в примесных
центрах), в переносе тока не участвуют. Концентрация
свободных электронов — неосновных носителей тока —
в дырочном полупроводнике невелика.
Величина плотности тока свободных зарядов в полупро-
воднике при наложении электрического поля может быть
рассчитана как произведение заряда электрона на число
носителей тока, пересекающих площадку единичной пло-
щади в единицу времени. Так, плотность электронного тока
in =
где е — заряд электрона, п — объемная концентрация сво-
бодных электронов и vn — средняя скорость направлен-
ного движения электронов в решетке полупроводника.
Проводимость полупроводника равна соответственно
(j — Эг = gfi
п Е Е ’
Отношение равное средней направленной скорости,
которую приобретает носитель тока в поле с напряженно-
стью, равной единице (Е = 1 в!см), называют подвижно-
стью р. носителя тока. Величина подвижности электронов р,„
и дырок р,р определяется характером их взаимодействия
с решеткой полупроводника и в сильной степени зависит
от природы носителей тока (она различна для электронов
в зоне проводимости и для дырок в валентной зоне) и от
степени регулярности структуры кристаллической решетки.
Подвижность носителей зависит от содержания и харак-
тера примесей в полупроводнике и изменяется при изме-
нении температуры (хотя и незначительно).
Если наряду с электронным током имеет место дыроч-
ный ток, полная электропроводность полупроводника опре-
деляется суммой электронной и дырочной проводимостей:
о = епрп + ерЦр, (5.1)
здесь р — объемная концентрация дырок.
§ 5.1] РАВНОВЕСНАЯ ПРОВОДИМОСТЬ ПОЛУПРОВОДНИКОВ
399
Для полупроводников с монополярной проводимостью,
например электронной, справедливо неравенство
осуществляемое вследствие неодинаковости либо концент-
раций, либо подвижностей носителей.
В обычных условиях (при не слишком больших напря-
женностях поля и небольших колебаниях температуры)
подвижности р,„ и p7J носителей можно считать постоян-
ными, характеризующими свойства данного полупровод-
ника. В этом случае всякое изменение проводимости полу-
проводников обусловлено только изменением концентра-
ции свободных носителей тока — п или р.
При охлаждении полупроводника до абсолютного нуля
температуры в полупроводнике исчезают свободные носи-
тели тока (п = р = 0), проводимость отсутствует, полу-
проводник становится диэлектриком. По мере повышения
температуры увеличиваются тепловые колебания узлов
кристаллической решетки твердого тела, все большее число
электронов, находящихся в термодинамическом равнове-
сии с решеткой, приобретает энергию, достаточную для
перехода из нормального состояния в возбужденное со-
стояние — в зону проводимости или на уровни акцепторов.
Концентрацию электронов в зоне проводимости и дырок
в валентной зоне, устанавливающуюся в результате теп-
лового возбуждения и определяющуюся температурой твер-
дого тела, называют равновесной (или тепловой) концент-
рацией электронов и дырок. Соответственно свободные
носители тока (электроны и дырки), возникшие в резуль-
тате нагревания кристалла — при термическом равнове-
сии между энергией решетки и энергией совокупности
носителей тока, — называют равновесными носителями,
а проводимость, ими определяемую, — равновесной про-
водимостью.
Концентрацию равновесных носителей можно опреде-
лить, исходя из общего выражения для распределения
электронов по энергиям на основании квантовой стати-
стики Ферми — Дирака (см. гл. 2). Для этого надо умно-
жить плотность квантовых состояний с энергией g> в ин-
тервале dg>, т. е. Z (g>) dg на вероятность их заполнения
400
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
электронами
/ =1*
ё + Во , ।
е кТ
и проинтегрировать произведение по всем возможным со-
стояниям в зоне. На рис. 5.2 показан ход функций Z (£>)
и f (g) в зависимости от величины энергии g для собствен-
Валентная J ' Вот
зона ДЪ проводимости
Запретная зона
Рис. 5.2. Энергетическое распределе-
ние N (В) электронов в собственном
полупроводнике для Т = 0 и Т р> 0.
Z (g) — плотность энергетических состояний
в зонах, f (В) — функция Ферми, определяю-
щая вероятность заполнения уровней элек-
тронами.
ного полупроводника
при Т = 0 и Т 0.
Положение уровня
Ферми g0 (относительно
дна зоны проводимости)
в энергетических диа-
граммах полупроводни-
ков различного типа рас-
сматривалось в гл. 2. Для
обычных невырожден-
ных полупроводников,
у которых уровень Фер-
ми располагается не
слишком близко от гра-
ницосновных зон, $0^-kT
и, следовательно, g +
+ g0 !> kT, так что
функция распределения
Ферми может быть за-
менена классическим
распределением Макс-
велла— Больцмана. Тогда равновесная концентрация элек-
тронов в зоне проводимости будет равна (см. § 2.1)
(21 т* | )s/a f - -
z'o = -----,;з----- '
0
л„ -А ?
= (2|m* IЬТ)3/* е кТ \ Xхд.е~х dx,
о
*) Здесь g — абсолютное значение энергии, отсчитываемое от
дна зоны проводимости. При отсчете от этого уровня g0 < 0, по-
этому
____1_____=______1____
ехр + 1 ехр Ц1М+ J •
' kr ' r kr 1
§ 5.1] РАВНОВЕСНАЯ ПРОВОДИМОСТЬ ПОЛУПРОВОДНИКОВ 401
Г -
с ч . j vт-
а так как \х'ч то
о
о —
п0 = ~ (2nm*kT)s'*e = N„pe (5.2)
Иначе говоря, п0 определяется температурой и положением
уровня Ферми. Соответственно для равновесной концент-
рации свободных дырок в валентной зоне получается
2(Znin^kT)3/2
л - ( А * с—“
Множители Мпр и Рв имеют размерность концентрации.
Если заменить всю зону энергетическими состояниями,
совпадающими с ее краем (дном зоны проводимости для
свободных электронов), то концентрация этих электронных
_______________________________________ So_
состояний должна составлять 7VIip, поскольку е ьт. может
быть интерпретировано как вероятность заполнения уров-
ней, находящихся на границе зоны. Поэтому 7Vnp часто
называют эффективной плотностью электронных состоя-
ний в зоне проводимости; соответственно Рв называют эф-
фективной плотностью дырочных состояний в валентной зоне.
У собственных полупроводников при обычных темпе-
ратурах уровень Ферми лежит посередине запретной зоны
(©о = и равновесная концентрация электронов п0
и дырок р0 одинакова:
Ag
no = Po=NBpe 2kT. (5.3)
Эта же величина равновесной концентрации носителей
тока может быть приближенно определена и из других
соображений. Рассмотрим механизм теплового возбужде-
ния полупроводника. Как уже говорилось выше, элек-
трон, переброшенный в результате теплового возбуждения
кристалла в зону проводимости, становится носителем тока
(равновесным или «тепловым»). Среднее число электронов,
переходящих в зону проводимости в единицу времени, мо-
жно назвать скоростью генерации носителей тока g. Ско-
рость генерации тепловых носителей g0 пропорциональна
402
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
вероятности того, что электрон получит от решетки
дополнительную энергию, достаточную для перехода в зону
проводимости, т. е. равную (или большую) Ag (ширине
запретной зоны). Эта вероятность ио закону Больцмана
равна
g0 = Cexp (-4г)-
Процесс генерации носителей тока сопровождается об-
ратным процессом их рекомбинации, т. е. возвращением
электронов в нормальное, невозбужденное состояние, на-
пример на свободные уровни валентной зоны. Скорость
рекомбинации г прямо пропорциональна концентрации
носителей тока (п) и концентрации свободных вакансий
в валентной зоне (центров рекомбинации) р:
г = улр.
Поскольку у собственных полупроводников п = р,
г = у/г2.
В условиях динамического равновесия скорости гене-
рации и рекомбинации носителей тока равны между собой,
и стационарную равновесную концентрацию носителей тока
при данной температуре можно подсчитать из следующего
соотношения:
go = Т«0> С ехР (— 4г) =
откуда получается уже известное нам выражение
д®
/CV/s ( Ag \ -oTV
еХР\ 2^) = yVnpe '
В примесном полупроводнике скорость генерации носи-
телей тока зависит от концентрации примеси:
__fig
g0 = CNge
где Ng — концентрация примесных центров:
______________________________eg
n0~ VNge . (5 4)
§ 5.1] РАВНОВЕСНАЯ ПРОВОДИМОСТЬ ПОЛУПРОВОДНИКОВ 403
Полная равновесная проводимость полупроводников
(осуществляемая тепловыми носителями обоих знаков —
электронами и дырками) равна в общем случае сумме элект-
ронной и дырочной составляющих:
_ Ag go
а0=флЛ%е + kT
где g0 — положение уровня Ферми относительно дна зоны
проводимости.
Поскольку множители 7Vnp и Рв лишь незначительно
изменяются при изменении температуры (пропорционально
Т3/* для собственных и пропорционально 73/-*для примес-
ных полупроводников) и подвижность носителей р также
сравнительно слабо зависит от температуры (как правило,
она понижается при нагревании полупроводника: р, ~ Г аА),
можно считать, что температурная зависимость равнове-
сной проводимости полупроводников определяется в осно-
вном экспоненциальным членом
а0^Се кТ.
В примесных полупроводниках, как известно, положе-
ние уровня Ферми g0 не остается постоянным при изме-
нении температуры: по мере термической ионизации при-
месных центров уровень Ферми смещается к середине
запретной зоны. Это приводит к сложной зависимости про-
водимости от температуры, которую приближенно можно
считать результатом суммирования собственной и примес-
ной проводимостей. Так, для электронного полупроводника
проводимость может быть приближенно представлена
суммой
Ag 6g
= (М^ ™T+N'e ™Т),
где Nnp 5 • 1015 Г/2, a N' WN^T3'*.
Пока температура мала, kT Ag, первый член суммы
мал по сравнению со вторым (Ag 6g) и основную роль
играет примесная проводимость. При больших температу-
рах становится преобладающей собственная проводимость,
так как концентрация валентных электронов много больше
концентрации примесных центров [1, 2].
404
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
§ 5.2. Фотопроводимость
Помимо термического возбуждения, создающего опре-
деленную концентрацию равновесных носителей тока, в по-
лупроводнике могут освобождаться избыточные носители,
образование которых требует затраты внешней энергии.
Эта затраченная извне энергия запасается в основном воз-
бужденными электронами, в то время как средняя тепло-
вая энергия решетки остается неизменной. Вследствие
этого избыточные носители называются неравновесными,
а проводимость, ими осуществляемая, — неравновесной
проводимостью.
Один из способов генерации неравновесных носителей
тока — оптическое возбуждение электронов, происходя-
щее при освещении полупроводника. Избыточную нерав-
новесную проводимость, возникающую при освещении по-
лупроводников, называют фотопроводимостью.
Как было уже сказано (гл. 2), спектр оптического погло-
щения полупроводников довольно сложен. Поглощение
света может вызывать в полупроводнике различного рода
электронные переходы, одна часть которых приводит к об-
разованию избыточных носителей тока (к созданию нерав-
новесной проводимости), другая происходит без образова-
ния свободных зарядов, т. е. не является фотоэлектриче-
ской. К первой группе относится собственное и примесное
поглощение света, в результате которого образуются либо
пары свободных носителей (избыточные электроны и дырки
при собственном поглощении света), либо свободные носи-
тели только одного типа (при примесном поглощении
света). К нефотоэлектрическому поглощению света отно-
сится поглощение, в результате которого происходят внут-
ризонные переходы, переходы между нормальными и воз-
бужденными состояниями дефектов, а также переходы, вы-
зывающие образование экситонов, рассмотренные в § 2.3.
Правда, как теперь выясняется, и такие электронные пере-
ходы при определенных условиях могут вызывать измене-
ние проводимости полупроводника, т. е. создавать фото-
проводимость.
Граница полосы собственного поглощения определяется'
энергией фотона ftvrp, равной ширине запретной зоны полу-
проводника: /ivip = Ag. Оба типа освобождающихся при
§ 5.2] ФОТОПРОВОДИМОСТЬ 405
собственном поглощении носителей участвуют в переносе
тока в соответствии с присущей каждому из них подвиж-
ностью. Примесное поглощение характеризуется на не-
сколько порядков меньшим коэффициентом поглощения
света, граница его Л?грпр1|м определяется энергией акти-
вации примесей /rvrp прин = 6g. Примесное поглощение
отчетливо наблюдается при высокой концентрации приме-
сей и при низких температурах, когда примесные атомы
термически не ионизированы. Длинноволновая граница
фотопроводимости (минимальная энергия квантов падаю-
щего света, способных вызвать внутренний фотоэффект)
совпадает с границей поглощения света (собственного или
примесного):
Av0 = /ivr?.
В любом случае эта величина меньше длинноволнового
порога внешнего фотоэффекта по крайней мере на величину
энергии электронного сродства ga. В самом деле, для осу-
ществления внутреннего фотоэффекта достаточно перевести
электрон из связанного состояния в «свободное», т. е. из
валентной зоны в зону проводимости, сообщив ему мини-
мальную энергию йт’о = Ag (в случае собственного полу-
проводника). Для осуществления фотоэмиссии электрону
сообщается, кроме того, энергия, необходимая для пре-
одоления поверхностного потенциального барьера. Порог
внешнего фотоэффекта, как известно, равен hv0 = Ag +
+ g„. Это значит, что спектральная область фотопроводи-
мости лежит в более длинноволновой части спектра, чем
область фотоэмиссии. Среди полупроводников обнаружи-
ваются такие материалы, фотопроводимость которых начи-
нается при весьма малых энергиях квантов — при длинах
волн порядка нескольких десятков микрон.
Механизм процесса фотопроводимости полупроводников
может рассматриваться как совокупность элементов:
1) генерации носителей тока в результате поглощения
света,
2) движения носителей тока в решетке полупроводника,
3) рекомбинации носителей тока.
Стационарная концентрация избыточных неравновес-
ных носителей тока в полупроводнике устанавливается
в результате динамического равновесия между скоростью
406
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
генерации носителей и скоростью их рекомбинации (числа
актов генерации и рекомбинации в единицу времени).
Генерация неравновесных носителей приводит к из-
менению стационарной концентрации, соответствующей рав-
новесным условиям
н = /?0 + An, Р = Ро + Др.
В то же время распределение носителей тока по энергиям
(и, следовательно, среднее значение кинетической энер-
гии, приходящейся на один носитель) остается практически
неизменным. Это объясняется тем, что даже при поглоще-
нии кванта света значительной энергии электроны, пере-
шедшие на высокие энергетические уровни зоны проводи-
мости, быстро рассеивают свою энергию в результате вза-
имодействия с решеткой и падают на самые нижние сво-
бодные уровни этой зоны. Поэтому свойства избыточных
носителей (их подвижность р, среднее время жизни т)
обычно ничем не отличаются от свойств равновесных носи-
телей тока.
В неравновесных условиях концентрация электронов
проводимости больше не определяется положением уровня
Ферми (понятие уровня Ферми вообще имеет смысл только
в условиях равновесия). Тем не менее неравновесную кон-
центрацию носителей тока, устанавливающуюся в резуль-
тате освещения полупроводника, удобно описывать также
выражением, сходным с тем, которое справедливо для рав-
новесного состояния:
п = Nnpe (5.5)
Различие в величине п и п0 чисто формально может быть
приписано изменению положения уровня Ферми £>п, замене
его на некоторое значение называемое квазиуровнем
Ферми. Нетрудно видеть, что если для равновесных усло-
вий положение уровня Ферми определяет одновременно
концентрацию и электронов и дырок, то для неравновес-
ных условий каждому из типов носителей соответствует
собственное значение квазиуровня Ферми (go„ и g?op),
зависящее от интенсивности освещения. На рис. 5.3 пока-
зана энергетическая диаграмма электронного полупровод-
ника в равновесных и неравновесных условиях. После
§ 5.2]
ФОТОПРОВОДИМОСТЬ
407
начала освещения полупроводника концентрация носите-
лей тока изменяется в соответствии с уравнением, показы-
вающим, что в каждое мгновение это изменение равно раз-
ности скоростей генерации и рекомбинации носителей тока:
~-ё~г. (5.6)
При низкой температуре (или если ширина запретной зоны
а)
Рис. 5.3. Энергетическая диаграмма электронного полупроводника
в равновесных (о) и неравновесных (б) условиях.
и ®ор _’ квазиуровни Ферми.
полупроводника велика) можно пренебречь тепловой гене-
рацией носителей (g0 = 0, п0 = 0).
Скорость генерации неравновесных носителей опре-
деляется оптическим возбуждением полупроводника, т. е.
прямо пропорциональна числу падающих на поверхность
полупроводника квантов света. Для монохроматического
света частоты v
где Ф — величина падающего светового потока.
Поскольку мы рассматриваем процесс фотопроводимо-
сти безотносительно к размерам полупроводникового образ-
ца, т. е. оперируем с объемной концентрацией носителей
408
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
тока п (числом носителей в 1 сма), с удельной проводи-
мостью о и плотностью тока i, световой поток, падающий
на единицу поверхности, численно равен освещенности
приемной площадки фотосопротивления:
А
где Л —площадь освещаемой поверхности. В дальней-
шем мы везде будем пользоваться освещенностью Е или
Р
поверхностной плотностью лучистого потока -д [вт/см2]
для невидимого излучения. Y — квантовый выход внут-
реннего фотоэффекта, т. е. отношение числа фотоэлектри-
чески поглощаемых фотонов к полному числу фотонов,
у
падающих на образец. Если ввести обозначение = В,
то
g — BE.
Для немонохроматического света
СО
( у
.1 ’ hv
В=°------------.
СО
E„dv
6
В отличие от внешнего фотоэффекта, где квантовый
выход наиболее эффективных фотокатодов составляет У
0,3—0,4 и принципиально не может достигать значе-
ний, превышающих 0,5, квантовый выход внутреннего
фотоэффекта обычно близок к единице, поскольку при фо-
тоэлектрическом поглощении света каждый поглощенный
фотон создает по крайней мере один носитель тока. Кван-
товый выход может быть меньше единицы, если свет ча-
стично поглощается нефотоэлектрически, и значительно
больше единицы, если при оптическом возбуждении энер-
гия электрона оказывается достаточной для ударной иони-
зации с образованием еще одного или нескольких носителей
тока (при hv 2Ag).
Так как скорость рекомбинации г неравновесных носи-
телей тока в каждое мгновение прямо пропорциональна их
§ 5.2]
ФОТОПРОВОДИМОСТЬ
409
концентрации п и концентрации р рекомбинационных
центров (дырок)
г = упр,
то уравнение, описывающее изменение концентрации носи-
телей тока до установления динамического равновесия
между процессами генерации и рекомбинации носителей,
имеет следующий вид:
*L=BE-ynp. (5.7)
Для того чтобы сделать понятным физический смысл вхо-
дящего в это уравнение коэффициента у (называемого коэф-
фициентом рекомбинации), решим уравнение для случая,
когда освещение полупроводника мгновенно прекращается
(£' = 0, g = 0) и избыточные носители тока исчезают в ре-
зультате рекомбинации. Процесс исчезновения неравновес-
ных носителей описывается дифференциальным уравнением
UTL U U t,
— = — упр или — = ~ NP dt.
Решение этого уравнения дает следующий закон умень-
шения концентрации носителей тока во времени:
«(0 = n^e'ip'\
здесь пст — стационарная концентрация носителей тока
в освещенном полупроводнике.
Как видно, —имеет размерность времени = т и
представляет собой постоянную времени релаксационного
процесса затухания фотопроводимости после выключения
освещения:
(5.8)
«(О = ri^e ~ t/T;
т — это время, в течение которого концентрация носителей
тока в полупроводнике изменяется в е раз; его называют
средним рекомбинационным временем жизни носителей
тока.
Каждый носитель тока существует в возбужденном со-
стоянии лишь небольшой конечный промежуток времени от
момента генерации до рекомбинации, осуществляемой в
410
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
результате взаимодействия со свободной вакансией на одном
из нижних энергетических уровней. Поскольку генерация
и рекомбинация носителей — процессы статистические, под-
чиняющиеся определенным вероятностным соотношениям,
время жизни каждого индивидуального носителя не может
быть определено, и имеет смысл говорить лишь о среднем
статистическом времени жизни всей совокупности носи-
телей тока как о постоянной времени процессов нараста-
ния и уменьшения их концентрации при изменении усло-
вий генерации или рекомбинации.
Уравнение (5.7) можно теперь переписать в виде
dn п
~dt т '
Учитывая тепловую генерацию носителей тока g0, получим
+ (5.9)
В отсутствие освещения (g = 0) уравнение примет вид
dn п
dt т ’
а в условиях стационарного равновесия
go = ~ ,
где п0 — равновесная концентрация носителей тока (в
темноте).
Перепишем уравнение (5.9):
-g + ^T~~=g ~ • (5 •1 °)
В установившемся режиме = 0 и
П--ПО О Z7
—__o = g=B£.
Отсюда
п— п0 = = ВЕх. (5.11)
Приращение концентрации носителей тока в результате
освещения полупроводника прямо пропорционально вели-
§ 5.21
ФОТОПРОВОДИМОСТЬ
411
чине освещенности и среднему времени жизни носителей
тока. Неравновесная проводимость полупроводника
Да = ер Ди = ерВЕт
или, в общем случае,
Да = еВЕ (рлт„ + рртр).
Среднее время жизни т носителей тока определяется
характером рекомбинационных процессов, происходящих
в полупроводнике, или типом рекомбинационных центров.
Рекомбинационными центрами, захватывающими свобод-
ные электроны проводимости, могут служить:
1) дырки в валентной зоне полупроводника (основные
незаполненные состояния),
2) дырки, локализованные на примесных центрах,
3) дырки на уровнях структурных дефектов полупро-
водника,
4) поверхностные дырки или незаполненные поверх-
ностные состояния.
Вероятность рекомбинации свободного электрона с дыр-
кой в валентной зоне полупроводника мала, потому что
для такой рекомбинации недостаточно только встречи пары
носителей в каком-нибудь участке решетки. Электрон и
дырка могут взаимодействовать только с выполнением за-
конов сохранения энергии и импульса. Закон сохранения
энергии выполняется, так как в момент рекомбинации пары
образуется фотон (рекомбинационное высвечивание полу-
проводника). Но поскольку образовавшийся фотон прак-
тически не уносит импульса (— очень мало), пара носите-
лей может рекомбинировать только в том случае, если
электрон и дырка обладали в момент взаимодействия оди-
наковыми и противоположными по направлению импуль-
сами.
В нерегулярном полупроводнике с нерегулярной кри-
сталлической решеткой при встрече электрона и дырки
вблизи дефекта решетки («ловушки») «ловушка» выступает
как третье тело, участвующее в процессе обмена энергией
и импульсом. «Ловушка» может отдать или отнять импульс
у рекомбинирующей пары, сделав возможным акт реком-
бинации. Электрон как бы захватывается «ловушкой»,
412
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
застревает на локальном у ровне дефекта, после чего он может
упасть на свободный уровень валентной зоны (с освобож-
дением фотона и изменением импульса «ловушки»). Таким
третьим телом могут служить почти любые нарушения пе-
риодичности кристаллической решетки полупроводника.
Кроме рекомбинации к исчезновению носителей тока
может приводить «уход» их в электроды (особенно если там
образуется выпрямляющий контакт с внутренним вытяги-
вающим полем) и временное выбывание носителей тока в ре-
зультате захвата их центрами «прилипания», т. е. неглубо-
кими локальными уровнями, с которых носители тока
вскоре вновь возбуждаются термическим путем. Захват
носителей одного типа на уровнях прилипания может уве-
личить время жизни носителей другого типа, что в ре-
зультате приведет к увеличению неравновесной проводи-
мости.
Для дырок (в дырочных полупроводниках) аналогич-
ными центрами рекомбинации являются уровни, заполнен-
ные избыточными электронами.
Интенсивность рекомбинации электронов на каждом из
рекомбинационных центров прямо пропорциональна кон-
центрации как электронов п, так и центров рекомбинации р„,
вероятности захвата электрона данным типом дырки,
которая характеризуется так называемым «сечением за-
хвата» Q этого сорта ловушки для электрона, а также за-
висит от средней тепловой скорости йт движения носи-
телей:
п л"
Г = -- = 'ФлСФт-
Таким образом, время жизни т (оно также называется ре-
комбинационным временем жизни носителей) определяется
выражением
1
Т = .
QV-rPn
Произведение Q6T называют коэффициентом рекомбинации
у для данного типа рекомбинационных центров.
Тогда
Т = -^г- или г =
§ 5.2]
ФОТОПРОВОДИМОСТЬ
413
В обычном примесном полупроводнике сечение захвата Q
при рекомбинации на примесных центрах имеет порядок
величины Q 10 16 см2. При концентрации центров реком-
бинации рп 1015 см'1 и средней тепловой скорости от =
— 107 см/сек. среднее время жизни составляет т «а 10 7 сек
(от 10"2 до 10’10 сек).
Если одновременно осуществляются несколько различ-
ных типов рекомбинационных процессов неравновесных
носителей, каждый из которых характеризуется своим вре-
менем жизни, то результирующее среднее время жизни
носителей получается в результате суммирования обрат-
ных значений т:
Между фотопроводимостью (или фототоком при посто-
янном напряжении на фотосопротивлении) и интенсивно-
стью падающего света существует прямая пропорциональ-
ность только в том случае, когда время жизни носителей
не зависит от их концентрации, т. е. величина его не изме-
няется с изменением освещения:
т = —1— = const; г = Сп.
\Рп
Этот случай осуществляется, когда интенсивность реком-
бинации пропорциональна первой степени концентрации
неравновесных носителей, и так и называется «случаем
линейной рекомбинации». Линейная рекомбинация может
иметь место в полупроводниках, в которых имеется один
тип дырок, концентрация которых р„ велика и не зависит
от освещения (например, если рекомбинация происходит
на примесных центрах при большой концентрации при-
меси):
Еа = АЕт (5.12)
или
Да = const - Е.
Если же рекомбинация происходит на свободных со-
стояниях, концентрация которых растет с увеличением п,
414
ФОТОСОПРОТИВЛЕН И я
[ГЛ. 5
например, если в отсутствие темновой проводимости (и0 -
= р0 = 0) освещение приводит к перебросу валентных
электронов в зону проводимости: Ап = Ар, интенсивность
рекомбинации пропорциональна квадрату концентрации Ап
неравновесных носителей:
г = уАп2
уДп / ’
Этот случай называют случаем квадратичной рекомбина-
ции. Световую добавку проводимости (или фототок при
U — const) можно определить из соотношения
BE = уАп2.
Она пропорциональна корню квадратному из величины
светового потока (освещенности)
Следовательно,
Аа~]/Е.
В общем случае при собственном поглощении света в
произвольном полупроводнике, в котором и0 ф р0 (но
Ап = Ар), для стационарных условий при освещении полу-
проводника можно написать
g + go~~ У«Р = 0.
Скорость термической генерации в отсутствие освещения
пропорциональна произведению концентраций равновес-
ных носителей тока:
go = Y«oPo.
Поскольку и = и0 + Ап и р = р0 + Ар, а при собствен-
ном поглощении света Ап = Ар, уравнение примет вид
или
ЕЕ + уПоРо — у(и0 + Ал) (р0 + Ар) = 0
BE —-уЕп (п^ + р0) — уАп2 = 0.
Если Ап мало по сравнению с и0 и р0 (световая добавка
проводимости мала по сравнению с ее равновесной величи-
§ 5.2]
ФОТОПРОВОДИМОСТЬ
415
ной в темноте),третьим членом уравнения можно пренебречь,
тогда
BE = уДл (п0 + Ро)-
Величину —7—можно по аналогии назвать вре-
J Y(n»+Po)
менем жизни т носителей и привести уравнение к виду
Поскольку т =—7—\—v- не зависит от освещения,
J Y(«o+Po)
между фотопроводимостью (если ее величина мала по
сравнению с темновой проводимостью) и световым потоком
наблюдается линейная зависимость:
До = СЕ.
Если, напротив, равновесная (темновая) проводимость
мала, а освещение увеличивает проводимость образца на
несколько порядков, то в уравнении можно пренебречь
вторым членом; тогда
BE — уДл2 = О
и фотопроводимость пропорциональна корню квадратному
из светового потока:
м^Уе.
Таким образом, можно видеть, что при слабом освеще-
нии и большой равновесной проводимости образца в тем-
ноте фототок (фотопроводимость) пропорционален свето-
вому потоку, при интенсивном освещении и малой равно-
весной проводимости в темноте — корню квадратному из
светового потока. Промежуточные соотношения между при-
ращением проводимости и ее величиной в темноте (когда
Дл л0) характеризуются более сложной зависимостыс
между фототоком и световым потоком, которую прибли-
женно выражают степенной функцией:
I = СЕХ,
где у <х<1.
Форма зависимости фототока от светового потока, раз-
личная при разных интенсивностях освещения полупровод-
416
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
(ГЛ. 5
ника, может изменяться при воздействии других внешних
факторов, например при изменении температуры, наличии
посторонних световых потоков и т. д. Угол наклона этой
зависимости, характеризующий чувствительность фотопро-
водника к свету, определяется величиной времени жизни
носителей тока:
= (5.13)
В случае рекомбинации на основных состояниях время
жизни определяется не только величиной тепловой скоро-
сти ит носителей тока, но и зависит от концентрации рав-
новесных носителей:
_______1_
У(«о + Ро) '
С повышением температуры время жизни быстро умень-
шается и чувствительность фотопроводника сильно падает.
Наблюдающееся на практике явление «гашения» (сни-
жения) фотопроводимости при облучении полупроводников
инфракрасным светом также объясняется изменением ха-
рактера рекомбинационных процессов: возбуждение длин-
новолновым излучением примесных центров усиливает ре-
комбинацию на них фотоэлектронов, т. е. приводит к сни-
жению времени жизни световых носителей тока (а значит,
и к снижению чувствительности фотопроводника).
В других условиях добавочное освещение может уве-
личить фотопроводимость, если при этом освобождаются
заряды, которые при первичном акте оптического возбуж-
дения остаются на уровнях «прилипания».
Для линейной рекомбинации, когда время жизни т из-
быточных носителей тока постоянно, уравнение фотопрово-
димости при нестационарных условиях имеет вид
Это уравнение представляет собой линейное дифференциаль-
ное уравнение первого порядка, решение которого для слу-
чая нарастания фотопроводимости
Ап = ВЕт (1 — е~tlx).
(5.14)
§ 5.2]
ФОТОПРОВОДИМОСТЬ
417
Спад фотопроводимости при выключении освещения
описывается релаксационной кривой, которой также соот-
ветствует экспонента (см. § 5.8)
Д п — BExet/z. (5.15)
Постоянная времени экспоненциальных кривых нарастания
и спада фотопроводимости совпадает для этого случая с вре-
менем жизни т носителей тока. Поскольку время жизни т
определяет чувствительность фотопроводников: г> =
то наиболее чувствительные фотопроводники (фотосопроти-
вления) оказываются одновременно и наиболее инерцион-
ными.
Для квадратичной рекомбинации уравнения нестацио-
нарной фотопроводимости при нарастании и спаде фото-
тока выглядят так:
+ у Дп2 — BE = О,
dt 1 *
dt
+ у Дп2 = 0.
Решение этих уравнений дает для нарастания и спада фото-
проводимости «несимметричные» функции. Релаксацион-
ный процесс нарастания фотопроводимости следует зави-
симости
Дп = |/' ^\htVyBE,
представляющей собой гиперболическую тангенсоиду. Спад
фотопроводимости происходит более медленно (прибли-
женно по гиперболе):
л 1 дгг 1
Д/г V "у t VyBE + 1'
В этом случае не существует понятия о времени жизни
носителей как о некой константе. Время жизни непрерывно
изменяется в процессе нарастания и спада фотопроводимо-
сти. Можно ввести понятие о «мгновенном» значении вре-
мени жизни тмгн = f (Е, /), равном по определению
т= Для кривой нарастания получим
Р = Др = Дп, тмгн=4-= -—cth/ ]/уДД,
11 уДп у уВЕ
418
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
для кривой спада
T“rK==7W(z
Более общее выражение для мгновенного значения вре-
мени жизни при любом характере рекомбинации можно
получить из общего вида дифференциальных уравнений не-
стационар ной фотопроводимости:
б/ (Ап) _BE
dt Т ’
d _____ Art
dt т
Отсюда мгновенное значение т для кривой нарастания равно
Ап
Т =------d----’
BF-^(An)
для кривой спада
__ Д/г
^(Дп) '
В стационарном состоянии (Д/г) = 0 и можно ввести по-
нятие о стационарном времени жизни носителей тока
__________________________ А Пр
ст — BE •
Отсюда стационарная концентрация неравновесных но-
сителей равна
Л/гст = х^ВЕ.
При линейной рекомбинации тмгн = тст = const и Л/гст ^Е.
В любом случае нелинейной рекомбинации зависимость
между Д/г и Е нелинейна.
Для нелинейной рекомбинации понятия стационарного
времени жизни носителей и времени релаксации фотопро-
водимости не совпадают. Время релаксации, т. е. время
установления стационарной концентрации неравновесных
носителей, различное для нарастания и спада фототока,
может превышать стационарное время жизни на несколько
порядков.
§ 5.2]
ФОТОПРОВОДИМОСТЬ
419
Таким образом, инерционность фотосопротивлений объя-
сняется релаксационным характером установления стацио-
нарной концентрации неравновесных носителей тока, а
количественная мера инерционности определяется харак-
тером рекомбинационных процессов в полупроводнике.
До сих пор предполагалось, что световой поток погло-
щается равномерно во всем объеме фотопроводника. На
самом деле это выполняется только в случае тонких слоев
полупроводника, обладающего малым коэффициентом по-
глощения света а. При больших коэффициентах собствен-
ного поглощения (коэффициент собственного оптического по-
глощения полупроводников может достигать значений по-
рядка 105 — 106 см1) интенсивность света, поглощенного
на различной глубине образца, может сильно различаться,
так как по мере проникновения в глубь освещаемого слоя
она убывает по закону
F(x) = F(0)e-er = Ee-ev.
Концентрация неравновесных носителей тока изменяется
по тому же закону:
Ап (х) = Ап (0) е " = BEre "v. (5.16)
Наличие градиента концентрации неравновесных носи-
телей тока в объеме полупроводника создает в общем слу-
чае диффузионное перемещение их от более освещенного
участка к менее освещенному. Если электроны возникают
при возбуждении примесных центров, то диффузионное
смещение их сможет продолжаться только до тех пор, пока
нескомпенсированный заряд неподвижной ионизирован-
ной примеси не создаст электрического поля, препятст-
вующего дальнейшему их перемещению. Если же при осве-
щении освобождаются пары носителей тока, то в диффу-
зионном перемещении в направлении слабо освещенного
участка принимают участие подвижные носители обоих
знаков и никаких объемных зарядов в полупроводнике не
образуется.
Плотность диффузионного тока, уводящего носители из
области, в которой они генерируют, равна
: „п dn . dp
tn~eDn dx И eDP dx
420
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
где Dn и Dp коэффициенты диффузии носителей тока.
Противоположные знаки 1п и ip показывают, что напра-
вление тока, созданного движением электронов, совпадает
, dn „
с направлением, где производная положительна. Ды-
рочный диффузионный ток течет в направлении отрица-
тельной производной (от участка с большей к участку
с меньшей концентрацией).
При наличии в полупроводнике электрического поля Е,
смещающего носители в том же направлении, полный ток
равен сумме диффузионного и дрейфового токов:
/„ = е (рп + цппЕ^, ip = e\ — Dpf'^\ рррЕ}.
Следовательно, концентрация носителей в освещенном
участке полупроводника убывает не только вследствие их
рекомбинации, но и в результате ухода части носителей
в процессе диффузии или под действием электрического
поля. Точно так же в слабо освещенном участке полупро-
водника концентрация носителей может увеличиваться не
только вследствие их генерации, но и благодаря притоку
их из соседних областей.
Если выделить в полупроводнике слой толщиной dx, то
изменение числа электронов в нем в единицу времени будет
определяться, помимо генерации и рекомбинации, еще раз-
ностью потоков зарядов, втекающих и вытекающих через
границы этого слоя за то же время:
4^ dtdx = (g — dt dx.
dt т 1 e dx J
В общем случае, когда in зависит от всех трех координат,
уравнение принимает вид
w = ^~т+-е dlvz- <5-17)
Это уравнение называют уравнением непрерывности.
Процесс диффузионного растекания носителей тока по
объему полупроводника носит также релаксационный ха-
рактер. В зависимости от конкретных свойств полупровод-
никового материала, размеров и конструкции образца, от
условий его освещения релаксационное время установле-
§ 5.2]
ФОТОПРОВОДИМОСТЬ
421
Рис. 5.4. Форма импульса тока
в цепи фотосопротивления при
освещении его прямоугольным им-
пульсом света.
Tj — постоянная времени нарастания,
Ts — постоянная времени спада фототока.
ния стационарной концентрации неравновесных носителей
тока т может быть больше или меньше времени диффузион-
ной (или диффузионно-дрейфовой) релаксации. Инерцион-
ность фотосопротивления
определяется наибольшим
из времен релаксации.
На рис. 5.4 показаны
нарастание и спад фотото-
ка при освещении фотосо-
противления прямоуголь-
ным импульсом света.
Спектральная зависи-
мость фотопроводимости
для собственного фотоэф-
фекта показана на рис. 5.5.
Как видно, максимум фото-
чувствительности лежит на
краю полосы собственного
оптического поглощения
полупроводника. Пониже-
ние чувствительности в
ния коэффициента поглощения можно объяснить тем, что
по мере увеличения а уменьшается глубина проникнове-
ния света в полупроводник (эффективная глубина про-
1
никновения света хп = —, что
° а ’
при а порядка 10е слг1 соот-
ветствует х0 порядка 10 е см=
= 0,01 мк). Приповерхност-
ная область полупроводника
характеризуется повышенной
скоростью рекомбинации но-
сителей на свободных поверх-
ностных уровнях, концент-
рация которых очень велика
вблизи поверхности, — это
приводит к уменьшению вре-
концентрации неравновесных
области максимального значе-
4 <5
Рис. 5.5. Спектральная зависи-
мость коэффициента поглоще-
ния света а и собственной фото-
проводимости До.
мени жизни и стационарной
носителей тока.
Спектральная характеристика примесной фотопрово-
димости (как и примесного поглощения света) сдвинута
422
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
относительно собственной в сторону больших длин волн.
Поскольку концентрация примесей обычно на несколько
порядков меньше концентрации атомов основной решетки,
примесное поглощение значительно ниже собственного,
а примесная фотопроводимость меньше собственной еще
и потому, что время жизни тпр при рекомбинации на
примесных центрах всегда
меньше, чем время жизни
межзонной рекомбинации.
На рис. 5.6 проведены экс-
периментальные кривые
спектрального распределе-
ния фотопроводимости для
германия с некоторыми
примесями [4].
Рассмотренная в этом
параграфе фотопроводи-
мость — следствие внутрен-
него фотоэффекта, т. е. из-
менения концентрации сво-
бодных носителей тока под
действием излучения. По-
мимо этого, в последние
годы обнаружены и иссле-
Рис. 5.6. Спектральные характе-
ристики фотопроводимости герма-
ния (с примесями Fe, Со, Ni, Мп).
дуются некоторые другие
виды фотопроводимости, не
связанные с изменением
Пунктиром показана спектральная за-
висимость фотопроводимости чистого
германия.
концентрации носителей.
Подвижностной, или р,-фо-
изменение
топроводимостью, называют
полупроводника, происхо-
электропроводности
дящее в результате изменения подвижности носителей под
действием излучения:
Дор. = енодР-
Энергия электронов, движущихся в кристаллической
решетке, рассеивается на колеблющихся узлах решетки
или на дефектах. За время 6 свободного пробега (между
двумя взаимодействиями) электрон в поле с напряженно-
стью Е приобретает среднюю скорость 5 = ^6. Таким
§ 5.31
КОНСТРУКЦИИ И МЕТОДЫ ИЗГОТОВЛЕНИЙ
423
образом, подвижность электрона р = — определяется вре-
менем 6 свободного пробега, зависящим от энергии элект-
рона. Если поглощение излучения вызывает внутризонные
электронные переходы (такое поглощение было выше названо
«нефотоэлектрическим»), то при неизменной концентрации
электронов проводимости их энергетическое распределение
внутри зоны может измениться; изменится при этом и под-
вижность, а следовательно, и проводимость полупроводника.
Спектральная характеристика р,-фотопроводимости опре-
деляется характером зависимости поглощения света сво-
бодными носителями тока от частоты:
1 + (2nv6)2 •
При частотах фотопроводимость мала, она возра-
стает с увеличением длины волны излучения пропорцио-
нально А2 и не зависит от длины волны при р-фото-
проводимость наблюдается, например в InSb, охлажден-
ном до температуры жидкого гелия.
Фотопроводимость может возникать также при оптиче-
ских переходах между двумя связанными состояниями
(между двумя уровнями, созданными примесями различ-
ного сорта при достаточной их концентрации). Если кон-
центрация примеси, создающей более мелкие уровни,
велика, то электрон, «переброшенный» в результате погло-
щения излучения на один из этих примесных центров,
сможет участвовать в так называемой «прыжковой про-
водимости», которая осуществляется путем переходов элек-
трона между близко расположенными примесными центрами.
Спектральная характеристика такого типа фотопроводимо-
сти имеет вид сравнительно узкой полосы, расположенной
за длинноволновой границей внутреннего фотоэффекта.
§ 5.3. Основные конструкции и методы изготовления
фотосопроти влени й
Фотосопротивления представляют собой пленки или
пластинки фоточувствительного полупроводникового ма-
териала, снабженные двумя невыпрямляющими контак-
тами для включения в цепь. Поскольку фотосопротивления
424
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
неполярны, т. е. одинаково проводят ток в любом на-
правлении, контакты выполняются симметричными, не
отличающимися друг от друга. Конструкция фотосопро-
тивлений очень проста. Большинство фоточувствительных
полупроводников представляет собой соединения, хими-
чески устойчивые в присутствии атмосферного воздуха;
поэтому фотосопротивления обычно не требуют ни стек-
лянного баллона, ни вакуумирования. Вследствие этого
размеры их могут быть сделаны весьма малыми.
Относительно выбора размеров светочувствительного
элемента можно высказать следующие соображения. Эф-
фективность фотосопротивлений обычно характеризуют от-
Ао
носительным изменением проводимости------, отнесенным
к полному световому потоку, падающему на всю его по-
верхность: Ф = ЕА, т. е. величиной
Рассмотрим образец с линейными размерами I (длина), h
(ширина) и d (толщина), так что площадь освещаемой поверх-
ности A = lh.Ecm\ свет поглощается в полупроводнике
равномерно, что характерно для примесных полупроводни-
ков с небольшим коэффициентом поглощения света а( — д» d\,
можно считать, что генерация носителей тока происходит
равномерно во всем объеме. Полная темновая проводимость
фотосопротивления равна
hd
° О — еЕппО I
Световая добавка проводимости
До = ец„ВтЕ .
Эффективность фотосопротивления
1 До _ Вт
ЕА п0 ~ п0А
обратно пропорциональна площади освещаемой площадки
прибора: А = lh. Если коэффициент поглощения света
велик (например, в области собственного поглощения полу-
проводника) и поглощение происходит неравномерно, то
полная фотопроводимость такого образца может быть
§ 5.3]
КОНСТРУКЦИИ И МЕТОДЫ ИЗГОТОВЛЕНИЯ
425
найдена путем суммирования проводимостей элементарных
слоев. Фотопроводимость слоя толщиной dx на расстоянии х
от освещаемой поверхности равна
d Дет = ерлДи (х) ~ dx.
Общая проводимость образца равна соответственно
a rJ
До = ~ ерп Дп (х) dx — у ерлтВЕа е dx =
о б
= уе|т„тВЕ(1-e“d). (5.16)
Для толстого образца, для которого —,
До = у ецпВхЕ.
Темновая проводимость фотосопротивления по-прежнему
равна
/id
<то = в[1пп0 -j <
а эффективность такого фотосопротивления
1 Ас 1 Вх _____ 1 р
ЕА~с0 ~ Ad ~п^ VbX'
где V — объем образца.
Таким образом, в зависимости от типа фотопроводимо-
сти при конструировании фотосопротивлений стремятся
к уменьшению либо всех линейных размеров фоточувстви-
тельного элемента, либо во всяком случае к уменьшению
освещаемой его поверхности А.
Наиболее распространены следующие конструкции фо-
тосопротивлений. На стеклянную (или кварцевую, или
другую диэлектрическую) пластинку наносят слой металла
в виде двух полосок или в виде сплошного слоя, в котором
созданы зазоры. Применяют металлы, не подвергающиеся
коррозии: золото, платину, серебро. Пластинка служит
подложкой под фоточувствительный слой с разветвленной
поверхностью контактов. Сверху на пластинку с электро-
дами наносят слой полупроводника так, чтобы толщина
426
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
| ГЛ. 5
его не превышала средней глубины проникновения света
в полупроводник. Такая конструкция позволяет получить
не слишком высокое полное сопротивление полупроводни-
кового промежутка (определяющееся расстоянием между
электродами и протяженностью контактов) и использовать
фотосопротивление при сравнительно небольших внешних
напряжениях.
Рис. 5.7. Различные варианты расположения контакт-
ных электродов у фотосопротивлений.
/ — слой полупроводника, 2 — стеклянная подложка, 3 — метал*
лические контакты.
Металлические контакты можно наносить и сверху полу-
проводниковой пленки методом распыления в вакууме.
Применяют также конструкции фотосопротивлений, в ко-
торых один электрод помещен под фоточувствительным
слоем, а другой в виде полупрозрачной металлической
пленки нанесен на его поверхность. В этом случае напра-
вление внешнего поля и направление падения света на
фотосопротивление совпадают. Различные варианты рас-
положения контактов в фотосопротивлениях показаны на
рис. 5.7.
Для защиты от внешних воздействий фотосопротивления
покрывают с поверхности слоем защитного лака, прозрач-
§ 5.3]
КОНСТРУКЦИИ И МЕТОДЫ ИЗГОТОВЛЕНИЯ
427
ного для рабочей спектральной области прибора. Обычно
фотосопротивления вставляют в специальный корпус со
штырьками для включения в цепь. Для повышения ста-
бильности работы фотосопротивления (ФС), особенно в ус-
ловиях повышенной влажности, корпус может быть гер-
метизирован.
Фотосопротивления некоторых типов выполняют в ва-
' куумных баллонах. Вакуумирование необходимо, если ФС
изготавливается из материалов, обладающих недостаточ-
ной химической стойкостью. Кроме того, при изготовлении
фоточувствительных слоев непосредственно в вакуумной
колбе легче достичь оптимальных параметров ФС.
Фотосопротивления многих типов (чувствительных в да-
лекой инфракрасной области спектра) требуют охлажде-
ния для улучшения их характеристик. Конструкция таких
приборов включает элементы охлаждающих устройств.
Для неглубокого охлаждения (до температуры порядка
— 40-2- — 50° С) используют полупроводниковые микрохо-
лодильники. Для обеспечения более глубокого охлаждения
(до —140° С) используют компрессионные методы, заклю-
чающиеся в продувании охлаждаемой камеры газом с рез-
ким перепадом давления. Еще более глубокое охлаждение
фотосопротивлений достигается при выполнении их в виде
слоя, вмонтированного в дно дьюаровского сосуда, запол-
няемого углекислотой, жидким азотом, гелием или другим
хладоагентом. Две конструкции вакуумных охлаждаемых
фотосопротивлений показаны на рис. 5.8, а и 5.8, б.
По своей структуре фотосопротивления могут быть раз-
делены на две большие группы: поликристаллические (со
сравнительно большой поверхностью) и монокристал-
лические.
Методы изготовления поликристаллических фоточувст-
вительных слоев чрезвычайно разнообразны. Наибольшее
распространение получили следующие из них:
1. Физический метод, заключающийся в напылении слоя
полупроводникового вещества в вакууме с последующей его
термообработкой. Этот метод позволяет получать однород-
ные слои сравнительно большой площади с хорошей вос-
производимостью результатов. Структура напыляемых пле-
нок может в широких пределах регулироваться путем изме-
нения режима испарения: степени вакуума, температуры
428
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЙ
[ГЛ. 5
подложки, скорости конденсации материала и т. д. Раз-
работаны методы дозированного введения примесей в
напыляемые пленки полупроводников.
2. Метод химического осаждения полупроводниковых
пленок. Осажденные пленки для повышения и стабилиза-
ции их чувствительности подвергают обычно последующему
прогреванию в воздухе или кислороде. Близок к этому
Рис. 5.8. Схематическое устройство охла-
ждаемый фотосопротивлений.
1 — баллон, 2 — охлаждающая жидкость, 3 — вы-
воды, 4 — светочувствительный элемент [а — мо-
нокристалл, б — слой), 5 — окно, 6 — экраны.
методу метод электрического осаждения некоторых полу-
проводниковых веществ.
3. Метод получения спеченных слоев из микрокристал-
лических порошков полупроводниковых материалов. Спе-
ченные слои могут получаться из суспензий с последую-
щим отжигом или осаждением из паров. Методом спека-
ния порошка под давлением получают тонкие «таблетки»
фотопроводящего материала, на которые затем наносят
проводящие электрода (напылением или катодным распы-
лением) .
Для изготовления монокристаллических фотосопроти-
влений используют тонкие пластинки полупроводника, на-
резанные из соответствующего монокристалла. Разрабо-
§ 5.4]
ПАРАМЕТРЫ И ХАРАКТЕРИСТИКИ
429
тано много способов получения полупроводников в виде
монокристаллов. Ограничимся перечислением только основ-
ных из них: метод выращивания монокристалла путем вы-
тягивания из расплава, метод получения монокристалла
путем медленного охлаждения расплава; для некоторых
полупроводников применяют метод, кристаллизации из рас-
твора или из газовой фазы. Широкое применение получил
метод кристаллизации и очистки полупроводников путем
зонной плавки.
В качестве материалов для изготовления фотосопротив-
лений в настоящее время используют полупроводники как
с собственной, так и с примесной фотопроводимостью. Вы-
сокой фоточувствительностью обладают такие собственные
полупроводники, как сульфиды, селениды, теллуриды не-
которых металлов (Pb, Bi, Cd), некоторые интерметалли-
ческие соединения (InSb, GaAs) и др. Элементарные полу-
проводники (германий, кремний) применяют главным обра-
зом в виде примесных монокристаллов. В качестве леги-
рующих присадок используют примесь золота, меди, цинка,
сурьмы [4, 5].
§ 5.4. Параметры и характеристики
фотосопротивлений
Обычно фотосопротивления включают в цепь постоян-
ного тока с последовательно включенным сопротивлением
нагрузки Рн. Полярность подаваемого на ФС напряжения
безразлична. В электрическом отношении ФС ничем не
отличаются от обычных сопротивлений, применяемых,
например, в радиотехнике. Питание цепи фотосопротивле-
ния может осуществляться и от источника переменного
тока.
Предельная величина напряжения на фотосопротивле-
нии ограничивается величиной напряжения пробоя полу-
проводникового слоя или величиной мощности, рассеивае-
мой на фотосопротивлении при протекании по нему тока:
U - "> U <" Ртах
проб и max \ У
Как Ппроб, так и Ртах определяются размерами фоточув-
ствительного элемента и задаются для каждого типа ФС.
430
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
Ртах — максимальная допустимая мощность рассеяния —
должна быть такой, чтобы не вызывать нагревания полу-
проводникового слоя, которое могло бы привести к необ-
ратимому изменению его свойств. Величина Ртах зависит
от материала фотосопротивления, способа его охлаждения,
а также от характера световой нагрузки. При непрерывном
освещении фотосопротивления Ртах Для приборов раз-
личных типов лежит в пределах от сотых долей ватта до
0,2 вт, в импульсном режиме Ртах достигает 2,5 вт.
Параметры, характеризующие эксплуатационные свой-
ства фотосопротивлений (ФС):
1) темновое сопротивление /?т;
2) чувствительность — спектральная, измеренная при
освещении фотосопротивления монохроматическим излу-
чением, и интегральная, измеренная при освещении ФС
неразложенным светом стандартного источника излучения;
3) постоянная времени т, характеризующая инерцион-
ность прибора;
4) уровень шумов или порог чувствительности.
Для вакуумных фотоэлементов с внешним фотоэффектом
чувствительность (интегральная или спектральная при дан-
ной длине волны X)
<2 di I Гм/cal
d<b Ф I лм J
является параметром, однозначно характеризующим свой-
ства фотоэлемента независимо от режима его работы. (S ва-
куумных фотоэлементов не изменяется при изменении на-
пряжения на них (в режиме насыщения), светового потока,
частоты модуляции света и очень мало изменяется при из-
менении температуры.)
Для фотосопротивлений такого параметра не существует.
Чувствительность фотосопротивлений S = ^-определяется
не только материалом и размерами образца ФС, но и су-
щественно изменяется при изменении режима его работы:
поскольку ток в цепи фотосопротивления изменяется при
изменении приложенного напряжения (в соответствии с за-
коном Ома), чувствительность (по току) фотосопротивле-
ний представляет собой функцию напряжения:
Д/ /— /т _ 1 (U £7\ U bR
~ ДФ — ДФ ~ДФ\7? R-R ДФ ' RARr— bR)'
§ 5.4]
ПАРАМЕТРЫ И ХАРАКТЕРИСТИКИ
431
Поскольку фотопроводимость связана со световым
потоком в общем случае нелинейным законом
До = СФ\ А/~ ф* (Х< 1),
чувствительность фотосопротивлений при неизменном на-
пряжении снижается при увеличении освещенности свето-
чувствительного элемента (приемного окна) фотосопротивле-
ния. Помимо этого, чувствительность, вследствие инерцион-
ности фотосопротивлений, уменьшается при повышении
частоты f модуляции светового потока, а также зависит от
температуры окружающей среды (поскольку свойства по-
лупроводников сильно зависят от температуры, например,
при нагревании быстро увеличивается их темновая про-
водимость).
При использовании фотосопротивлений, чувствительных
в видимой области спектра, в схемах регистрации и конт-
роля световых потоков часто пользуются системой пара-
метров, аналогичной той, которая применяется для других
типов фотоэлементов. При работе с постоянными световыми
потоками или при низких частотах модуляции света
можно не учитывать зависимости чувствительности
от f и производить все измерения при постоянной темпе-
ратуре.
Чтобы исключить зависимость чувствительности от
напряжения, пользуются понятием удельной интегральной
чувствительности, относя ее к напряжению на фотосопро-
тивлении, равному 1 в:
____ AZ 1 Ап Г мка "]
уд АФ U АФ [в-ли]'
Интегральная чувствительность при рабочем напря-
жении соответственно равна
5 = 5уд(/.
Максимальная интегральная чувствительность фотосо-
противления данного типа определяется максимальной ве-
личиной допустимого напряжения на нем:
^тах
= Sy„t7
max*
432
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
Интегральную чувствительность измеряют в мка/лм или
в мка/вт, если фотосопротивление работает в невидимой
(инфракрасной) области спектра. Часто в расчетах вместо
светового потока, падающего на приемное окно фотосопро-
тивления, пользуются величиной освещенности L = — или
энергетической плотности облучения его поверхности -д-;
тогда интегральную чувствительность выражают в мка/лк
или мка/вт • см~2.
Величину интегральной чувствительности образца ФС
с размерами фоточувствительного элемента /, h, d (А = th)
можно подсчитать из следующих соотношений:
или
Ао = фВтЕ^, A/ = Aot7,
о Д/ г> г г d I мка}
о = Гр = ецВтС/ 77 -I
АЕ r I2 | лм ]
А/ D , j dh [мка]
(или соответственно в мка/вт и мка/вт см 2).
Множитель В определяется спектральным составом из-
лучения применяемого источника. При измерении чувст-
вительности ФС обычно пользуются стандартным истбчни-
ком света типа А, а для ФС, чувствительных в инфракрас-
ной области спектра, — тепловым излучателем (черным
телом) с температурой 500, 300 или 100° С.
Как уже говорилось выше, эффективность фотосопро-
тивлений принято также характеризовать величиной отно-
До
сительного изменения их проводимости — или сопротивле-
Д/? о , ДА* s J1
нияВведем обозначение — = о. Легко видеть, что
если 6 невелико (6 < 1),
так что приближенно можно считать
s А/? До Дп
о = -- - — = — .
/?т о0 nQ
§ 5.4]
ПАРАМЕТРЫ И ХАРАКТЕРИСТИКИ
433
Рис. 5.9. Схема включения фото-
сопротивления с усилителем.
Относительной чувствительностью фотосопротивлений
называют величину s = ~ [ 1 ’лк] или [1/лм], т. е. от-
носительное изменение проводимости (или сопротивления)
при изменении освещенности на 1 лк или светового потока
на 1 лм. Фотосопротивления, чувствительные в инфракрас-
ной области спектра (приемники инфракрасного излучения),
характеризуются относительной чувствительностью, изме-
ренной в Мет или Мет • см~ 2.
Величина относительной чувствительности s, в отли-
чие от абсолютной чувствительности S, не зависит от на-
пряжения на фотосопро-
тивлении, хотя и изменяет-
ся при изменении освещен-
ности.
Если сопротивление ФС
изменяется при освещении
больше чем на порядок ве-
личины, то пользоваться
понятием относительной
чувствительности становит-
ся неудобно (fi-s 1). Тогда
указывают кратность изме-
нения сопротивления ФС, т. е. отношение при опреде-
ленном значении освещенности. Этот параметр также не
зависит от напряжения на фотосопротивлении.
Фотосопротивления обычно используют в цепях с по-
следовательно включенными сопротивлениями нагрузки,
как это показано на рис. 5.9. Падение напряжения на сопро-
тивлении нагрузки при протекании по нему фототока А//?н—
это тот электрический сигнал, в который преобразуется
световой сигнал, принимаемый фотосопротивлением:
t/c = A//?H = (/-/T)Z?H.
Чувствительностью по напряжению, или вольтовой чув-
ствительностью, фотосопротивления называют отношение
приращения сигнала к вызвавшему его изменению свето-
вого потока (или освещенности):
или
да;
ДЕ ‘
434
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
В отсутствие освещения в цепи фотосопротивления
(рис. 5.9) течет темновой ток
УД
7 =_____5___
т Ят + Ян
(У/Б — напряжение источника питания).
Ток в цепи освещенного фотосопротивления равен
Ят — АТ? + Ян ’
Следовательно,
= С/Б/?« (7?г + 7?н)(/?т+/?н_д/?) • <5‘18)
Если относительная чувствительность фотосопротивле-
ния невелика, т. е. ДУ? /?т, выражение для Uс упро-
стится:
U( (Ят + ян)2 ~ Ue (Ят + ян)2 S’ (5'19)
Чувствительность по напряжению равна
I/ I j
^б(Ят + /?нГ дф*
но
Л/?___ 1 Л<т „2 Л<т
АФ — <т| ДФ ~ ДФ
величина отрицательная, поскольку сопротивление умень-
Ла
шается при увеличении светового потока; — удельная
чувствительность фотосопротивления в статическом ре-
жиме (без нагрузки), она равна
Ап _ о J
ДФ~ Щ-
Тогда
I VR | = S
(Ят + Ян)8
Величина чувствительности по напряжению зависит от
соотношения величин темнового сопротивления полупро-
§ 5.4]
ПАРАМЕТРЫ И ХАРАКТЕРИСТИКИ
435
водника Дт и выбранного сопротивления нагрузки /?н.
Для определения режима максимальной чувствительности
по напряжению надо продифференцировать выражение (5.18)
по Дн и приравнять производную нулю. Вычисленное
таким образом оптимальное значение сопротивления на-
грузки равно
яОП1 ==
При АТ? /?т
^ОПТ = Вт
В этом случае (в соответствии с (5.19))
<5-2°)
а
(Vtf)max=S^ = S^.
Выражение (5.20) часто используют для практического
определения относительной чувствительности фотосопро-
тивления по измеренным значениям Uc и UE:
— А — 4^1 Г—1
S~ Е * иБ Е [лк\ ‘
Если относительная чувствительность велика (AT? RT),
то
брб
(^с)тах == UrRt 2^т (27?т — ДЯ) = ~2 (2 — 6) ’
при 6 1
иБ
(^с)шах^ •
Зависимость Uc = f (7?н) выражают графически в виде
нагрузочных характеристик фотосопротивлений, показан-
ных на рис. 5.21.
Для фотосопротивлений, применяющихся в качестве
приемников слабой радиации (в видимой и особенно в ин-
фракрасной области спектра), наиболее важный параметр —
порог чувствительности.
Порог чувствительности фотосопротивления, т. е. ве-
личина минимального светового сигнала (в лм или вт)
436
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
1ГЛ. 5
который может быть обнаружен с помощью фотосопро-
тивления, определяется уровнем его собственных шумов.
Основные виды флуктуационных шумов, возникающих
в цепи фотосопротивления, следующие:
1. Тепловой шум обусловлен тепловыми флуктуациями
концентрации свободных носителей, присущими любым
сопротивлениям, находящимся в тепловом равновесии с ок-
ружающей средой. Тепловой шум сопротивления был уже
рассмотрен в гл. 3. Проявляется он в виде беспорядочных
колебаний напряжения на концах фотосопротивления,
наблюдающихся и в отсутствие сигнала, т. е. в отсутствие
тока, протекающего по ФС. Среднеквадратичное значение
напряжения теплового шума подсчитывается по известной
формуле Найквиста
U^ = 4kTR&f, Д =
где А/ — диапазон частот измерительного устройства.
Спектр теплового шума — «белый», т. е. амплитуды
флуктуационных колебаний одинаковы для всех частот
во всем частотном диапазоне (ограниченном лишь частот-
ными свойствами входной цепи усилителя fmax = .
2. Генерационно-рекомбинационный шум возникает при
подаче на фотосопротивление светового сигнала. Природа
его аналогична дробовому эффекту электронной эмиссии
и состоит в статистических флуктуациях скоростей гене-
рации и рекомбинации носителей тока. Поскольку про-
цессы возбуждения и рекомбинации свободных носителей,
так же как и эмиссия электронов, носят статистический
характер, число актов «переброса» электронов из одной
зоны в другую, совершаемых в одинаковые промежутки
времени, претерпевает беспорядочные флуктуации. Средне-
квадратичное значение флуктуационного тока или напря-
жения подсчитывается по методу, аналогичному тому, ко-
торый описан в гл. 3.
Поскольку процесс фотопроводимости носит релакса
ционный характер с определенной постоянной времени т,
спектр генерационно-рекомбинационного шума остается
«белым» лишь в том интервале частот, где ^Ри
более высоких частотах модуляции фототока эффективное
§ 5.4]
ПАРАМЕТРЫ И ХАРАКТЕРИСТИКИ
437
значение шумового тока (или напряжения) зависит от
частоты. Зависимость эта описывается формулой, получен-
ной Давыдовым и Гуревичем [7]:
= 4е/0 j. Л/ t + (2лут;2! (5.21)
здесь Т — время дрейфа носителей тока от одного элек-
трода к другому (на расстояние/) под действием приложен-
ного напряжения /7:
/ /2
р£ рЕ”
В области низких частот, когда 2л/= со < у,
/?.р = 4е/0 JjiC/Af.
Среднее значение тока /0, протекающего в цепи фотосо-
противления с линейными размерами /, d, h, равно
г hd j, ,, U
10 = ерп -у U = ф«Г у,
где п — средняя концентрация носителей тока в освещен-
ном полупроводнике, V — объем фотопроводника.
Подставив значение /0 в формулу (5.21), получим для
эффективного значения тока шума
/г.р = ^VnVtAf 1 =.
р 12 V1 + (2л/т)2
Эффективное значение напряжения, создаваемого шумо-
вым током на сопротивлении нагрузки в цепи фотосопротив-
ления, подсчитаем, воспользовавшись выражением (5.19):
Здесь
g До 4-р 2 етрЕ'Л/ 1 ___
~~ <т0 I ' 4 [1+(2ф)2]1/-'
= 2 1
V nV [1+(2^)2]1/2’
откуда получим
t/r.p = 2С/б(Л,ну ;?т)2 ]/"йРАГ/зТГ+ел/т)*]7^'
438
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
I ГЛ. 5
Если RH = RT,
t/r-p=
l/д. Af1/s — 1 - -
2 r nV 1 у i _]_ (2л/т)2 ‘
Рис. 5.10. Частотный спектр шумов
фо то сопротивлений.
На практике ни величина, ни частотная характеристика
интенсивности флуктуаций фототока в ФС в большинстве
случаев не находится в точном соответствии с выводами тео-
рии. Шум, превышающий расчетное значение тепловых и
генерационно-рекомбинационных флуктуаций, называют из-
быточным шумом. В некоторых случаях это превышение
достигает 2—3 порядков. Избыточный шум называют также
1
«~ -шумом», так как ча-
стотный спектр его обыч-
но имеет вид: Ufl3 =
= AR^Pj^ (т равно или
несколько больше еди-
ницы, множитель А
ъ 10 11 — 10 13). Как
видно, сильнее всего
этот шум сказывается на
низких частотах. До сих
пор еще не создано об-
щей теории, объясняю-
щей природу избыточ-
ного шума. В какой-то мере происхождение его может быть
связано с процессами в приповерхностной области полупро-
водника, с наличием барьеров на внутренних контактах,
через которые течет ток. Схематически частотные об-
ласти шумов ФС показаны на рис. 5.10.
Так как величина напряжения сигнала и величина напря-
жения суммарного шума зависят от частоты модуляции све-
тового потока (первая — в соответствии с частотной харак-
теристикой чувствительности фотосопротивления), то, поль-
зуясь экспериментальными характеристиками частотной
зависимости
частоту, при которой достигается максимальное отношение
напряжения сигнала к напряжению шума.
Порогом чувствительности называют минимальную
величину лучистого (или светового) потока, создающего
этих величин, можно наити оптимальную
§ 5.4]
ПАРАМЕТРЫ И ХАРАКТЕРИСТИКИ
439
в цепи фотосопротивления полезный сигнал, различимый
на фоне шума. Условием различимости сигнала считается
равенство единице отношения напряжения сигнала к на-
пряжению шума:
Иногда принимают р^> 1, называя эту величину коэф-
фициентом надежности системы. Величина р определяется
требуемой вероятностью обнаружения сигнала. Поскольку
эффективное значение напряжения шума зависит от полосы
частот А/, пропускаемых усилителем, порогом чувстви-
тельности условно считают величину такого лучистого
потока Еп, который создает сигнал, равный шуму, приве-
денному к полосе усиливаемых частот, равной 1 гц:
Uc = FVR = , Fn = bn'~ [вт/гц'^.
Среднеквадратичное значение напряжения шума б7щ (или
тока шума Д,) определяется на фотосопротивлении при
заданной величине рабочего напряжения без освещения ФС.
Если VR измеряют в в/вт см~2, то Еп измеряется в
вт/см2 • а{,/г (или лм/см2 • гц1'*).
Если уровень собственных шумов фотосопротивления
мал, а вольтовая чувствительность его VR велика, порого-
вая мощность Еп ~ — может оказаться соизмеримой
VR
с флуктуациями мощности потока излучения, падающего
на приемное окно ФС. Радиационный, или фотонный, шум
возникает в виде флуктуаций тока или напряжения в цепи
фотосопротивления в результате случайных флуктуаций
потока фотонов, падающих на его приемную площадку.
Если излучатель представляет собой абсолютно черное
тело с площадью Q и с температурой Т, средний квадрат
флуктуаций мощности потока излучения его равен
АЕ^ = 8АТЧ2 АД
Для реальных температурных излучателей
АЁ=С = 8ekT5Q АД
где е 1 — коэффициент черноты излучателя.
440
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
Поскольку фотосопротивление также находится при
температуре Тфс^>0, оно само является излучателем:
суммарная величина флуктуаций мощности лучистого по-
тока составляет
дЖ; = 8k (&Т5 | ЛвфСТ»,с) Д/
(Д — площадь приемного окна ФС).
Среднеквадратичное значение напряжения шума, соз-
даваемого флуктуациями излучения, равно
= VW~.
Величина радиационного шума не зависит от частоты моду-
ляции f (см. рис. 5.10).
С учетом радиационного шума пороговое значение мощ-
ности излучения, которое может быть зарегистрировано
фотосопротивлением, вычисляется по формуле
Fsn = -^- + AFL,.
VR
Если первый член суммы мал, порог чувствительности фо-
тосопротивления определяется только радиационным шумом.
Для фотосопротпвлений, работающих в качестве прием-
ников инфракрасного излучения, порог чувствительности
определяют относительно излучения абсолютно черного
тела с заданной температурой (с определенным спектраль-
ным составом излучения) и при заданной частоте модуля-
ции f лучистого потока. Так, при температуре излучателя,
равной 500° К при f = 400 гц и Д/ = 1 гц, порог чувстви-
тельности обозначают F„(500° К; 400,1) вт/гц'^.
В зарубежной литературе пороговое значение мощности
лучистого сигнала Fn называют мощностью, эквивалентной
шуму. Кроме этой величины пользуются обратным ей по
значению параметром О = называемым способностью
Г II
к обнаружению излучения или регистрирующей способ-
ностью приемника [9]. D определяют как отношение напря-
жения сигнала к напряжению шума в полосе частот Д/ =
= 1 гц при мощности излучения абсолютно черного тела
1 вт и при заданной температуре Т. Приведенную регпст-
§ 5.4]
ПАРАМЕТРЫ И ХАРАКТЕРИСТИКИ
441
рирующую способность D* рассчитывают на площадь прием-
ного окна А — 1 см2:
U* = Г см гц1'21
[ вт J’
Рассмотрим основные характеристики фотосопротивле-
ний. Спектральная характеристика чувствительности по-
казывает распределение чувствительности фотосопротив-
ления по спектру. Спектральные характеристики строят,
пользуясь любой формой выражения чувствительности:
S — f (k), или б = <(. (А,), или У/? = ф(А,).
Спектральный диапазон чувствительности фотосопротив-
лений принято характеризовать следующими значениями
длин волн: Кпах—длина волны, соответствующая макси-
мальной спектральной чувствительности; Z./2 — длина вол-
ны, при которой спектральная чувствительность снижается
вдвое по сравнению с максимальной; /.0 — условная гра-
ница фотоэффекта, где чувствительность составляет 1%
от максимальной. Часто в качестве длинноволновой гра-
ницы фотоэффекта указывают значение соответствую-
щее длине волны, при которой чувствительность равна
0,1 от максимального значения. Спектральная область,
в которой могут работать различные фотосопротивления,
простирается от далекой инфракрасной части спектра (де-
сятки микрон) до жесткого корпускулярного излучения.
Вольтамперные характеристики фотосопротивлений
I = f (U) и Iт = <р (t7) определяют их электрические свой-
ства. Как правило, вольтамперные характеристики ли-
нейны (выполняется закон Ома). В области высоких напря-
жений линейность вольтамперных характеристик ФС может
нарушаться из-за изменения концентрации или подвиж-
ности носителей тока. Подобные отступления от закона Ома
для большинства фотосопротивлений наступают лишь при
полях с напряженностью порядка нескольких десятков
вольт на сантиметр. У фотосопротивлений некоторых типов
заметные отклонения от линейности наблюдаются и при
значительно меньших полях (например, у некоторых по-
ликристаллических фотосопротивлений вследствие различ-
ной проводимости зерен полупроводника и связующе-
го материала). Вольтамперные характеристики таких
442
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
фотосопротивлений могут иметь вид «сверхлинейных» (если
ток растет быстрее, чем следует по линейному закону) или
«сублинейных» (если характеристика несколько загибается
Рис. 5.11. Вольтамперные харак-
теристики фотосопротивлений.
вниз) кривых. Типичные
вольтамперные характери-
стики фотосопротивлений
показаны на рис. 5.11.
Кроме вольтамперных
характеристик, часто стро-
ят вольтовые характерис-
тики чувствительности
S = f (Д), а также вольто-
вые характеристики уров-
ня шума иш = ф (U) или
/ш = ф (t/) и порога чув-
ствительности F„ = / (С/).
Световые или энергетические характеристики фотосо-
противлений показывают зависимость фототока или чув-
ствительности от освещенности приемной площадки фото-
сопротивления А/ = / (£). Часто эти характеристики на-
зывают люксамперными или ваттамперными (рис. 5.12).
Рис. 5.12. Световые (лкжсамперные)
фотосопротивлений.
характеристики
а — изменение полного тока в цепи ФС, б — изменение фототока.
Частотные характеристики фотосопротивлений представ-
ляют собой зависимость параметров ФС от частоты модуля-
ции светового потока. Для сравнимости частотных харак-
теристик фотосопротивлений различных типов пользуются
§ 5.4]
ПАРАМЕТРЫ И ХАРАКТЕРИСТИКИ
443
синусоидальной формой модуляции излучения. Наиболь-
ший интерес представляют частотная характеристика чув-
ствительности фотосопротивления
S = q> (/) [или s = ф (/)],
определяющая его инерционность, и частотная характери-
стика уровня шумов, форма которой определяется преобла-
дающим видом шума для фотосопротивления данного типа.
Из этих двух характеристик легко получить частотную
зависимость порога чувствительности прибора Fa = ф (/).
Не меньшее практическое значение имеют температур-
ные характеристики основных параметров фотосопротивле-
ний S = f(T), = или /?т = <р(Т), а также Um(T) и
ГЛТ).
Помимо этих характеристик, при применении фотосо-
противлений в качестве приемников модулированного све-
тового сигнала, получаемого на фоне посторонней постоян-
ной засветки, необходимо знать характер изменения пара-
метров фотосопротивления при изменении величины осве-
щенности, создаваемой фоном (Еф). Зависимость чувстви-
тельности (или уровня шума) фотосопротивления от осве-
щенности, создаваемой на его поверхности излучением фона
(при постоянном полезном сигнале), называют фоновой
характеристикой ФС:
S = Ф (Еф), иш = ф (Еф).
Как видно, для полного описания свойств фотосопротив-
ления необходимо очень большое количество сведений отно-
сительно характеристик самого фоточувствительного эле-
мента, источника излучения и измерительного устройства,
с помощью которого определены параметры ФС. К первой
группе относятся: материал фоточувствительного слоя (ме-
тод его изготовления), размеры приемного окна (/, h, d),
температура (способ охлаждения), материал и толщина
окна, темновое сопротивление /?т, постоянная времени т,
рабочее U и предельное £7гаах напряжения, чувствитель-
ность S, б, s, V/,., уровень шума U,u и порог чувствитель-
ности Fn.
Относительно источника излучения необходимо указы-
вать: длину волны X или спектральное распределение
444
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
мощности излучения, характеризуемое температурой Т излу-
чателя, если это абсолютно черное тело; частоту f модуля-
ции лучистого потока, форму и амплитуду импульсов мо-
дулированного излучения, мощность излучения на единицу
поверхности приемника F, освещенность Еф, создаваемую
фоном.
Измерительное устройство характеризуется: собственной
частотной характеристикой усиления т] = <р(/), параметрами
R, С входной цепи, частотной полосой пропускания А/,
а также собственным уровнем шума t/uiye.
Пока еще не выработано единой системы параметров, из-
меряемых в сравнимых условиях, которая позволила бы ог-
раничить количество информации для характеристики
свойств фотосопротивлений. Поэтому встречающиеся в ли-
тературе сведения о свойствах фотосопротивлений, разра-
батываемых различными организациями, часто бывает
трудно сравнивать между собой. Сейчас ведется работа по
унификации методов определения основных параметров фото-
сопротивлений (равно как и других приемников излучения).
§ 5.5. Фотосопротивления промышленного типа
1. Впервые явление фотопроводимости было обнаружено
на кристаллическом селене. Селен — типичный полупро-
водник, существующий в трех модификациях. Из них
только серый кристаллический селен, образующийся при
нагревании аморфного до температуры порядка 200° С,
обладает заметной фоточувствительностыо.
Спектральные характеристики фотосопротивлений из
селена лежат в видимой и ближней инфракрасной областях
спектра. С помощью небольшой присадки теллура можно
сместить их в сторону более длинных волн. Спектральные
характеристики селенового фотосопротивления и фотосо-
противления из сплава селена с теллуром показаны на
рис. 5.13.
Интегральная чувствительность селеновых фотосопро-
тивлений при небольших освещенностях и напряжении по-
рядка 100 в лежит в пределах от 0,1 до 3 ма/лм. Темновое
сопротивление составляет от 104 до 108 ом. Кратность из-
менения сопротивления при освещенности порядка
§ 5.51
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ ПРОМЫШЛЕННОГО ТИПА
445
100 лк достигает 4. При освещении прямым сол-
нечным светом сопротивление селена снижается до 5% от
его значения в темноте.
Селеновые фотосопро-
тивления вышли в настоя-
щее время из широкого
употребления из-за неболь-
шой величины чувствитель-
ности (хотя и на порядок
большей, чем у вакуумных
фотоэлементов с внешним
фотоэффектом!) и очень
сильной инерционности.
При частоте / модуляции
порядка 100 гц чувствитель-
ность селеновых фотосопро-
тивлений снижается на
25%, при f порядка 1000 гц
Рис. 5.13. Спектральные характе-
ристики селенового фотосопротив-
ления и фотосопротивления из
сплава селена с теллуром.
падает до нуля.
2. В 1917 г. в Англии были созданы фотосопротивления
из сернистого таллия (поликристаллическои смеси T12S
с окислами таллия). Эти фотосопротивления, называемые
Л, Ж
Рис. 5.14. Спектральная характери-
стика таллофидового фотосопротив-
ления.
сокращенно таллофида-
ми, вследствие химиче-
ской нестойкости тре-
буют помещения их в ва-
куум, что приводит к
значительному увеличе-
нию габаритов прибора.
Из-за недостаточной ста-
бильности работы тал-
лофидов промышленное
производство их сей-
час прекращено, хотя
по своим параметрам
эти фотосопротивления
заслуживают опреде-
ленного внимания.
Спектральная характеристика таллофидового ФС пока-
зана на рис. 5.14. Как видно, длинноволновый максимум чув-
ствительности соответствует 7таах = 0,9— 1,0 мк, граница
446
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
фотоэффекта Ао = 1,3 мк. Рабочее напряжение составляет
20—40 в, темновое сопротивление 7?т порядка 2-10®—108 ом.
Интегральная чувствительность при небольших освещен-
ностях (до 1 лк) достигает весьма большой величины (S
№ 2 а/лм), при повышении освещенности (до 100 лк) сни-
жается более чем в 10 раз.
Световые характеристики таллофида отличаются зна-
чительной нелинейностью. Порог чувствительности Fv тал-
лофидовых ФС составляет 8 • 10 8 лм или 6 • 10 6 вт,
если речь идет об инфракрасном излучении. Частотные
характеристики таллофидов
лишь немногим лучше, чем
у селеновых фотосопротив-
лений.
3. Фотосопротивления
из сернистого висмута, раз-
работанные в 1948 г. В. Т.
Коломийцем (марка ФС-Б0,
ФС-Б2), изготавливают из
синтетического соединения
Bi2S3 методом испарения
сульфида в вакууме. Сер-
нистый висмут отличается
сравнительно слабым по-
глощением света, вслед-
Рис. 5.15. Спектральная характе-
ристика сернисто-висмутового фо-
тосопротивления (ФС-Б).
ствие чего фотосопротивле-
ния типа ФС-Б выполняют в виде слоя толщиной порядка
1 мм с электродами, наносимыми на поверхность. Спект-
ральная характеристика ФС-Б показана на рис. 5.15.
Рабочее напряжение ФС-Б составляет 50—80 в, темновое
сопротивление 2-105—107 ом. Световые характеристики
нелинейны. Удельная чувствительность Зуд достигает
1000 мка/лм в, что при 0 = 50 в соответствует интеграль-
ной чувствительности S = 50 ма/лм. При малой освещен-
ности (порядка 1 лк) интегральная чувствительность повы-
шается до S = 400 ма/лм. Относительное изменение сопро-
тивления при Е 200 лк равно = 0,8, кратность изме-
нения сопротивления = 5.
Частотная характеристика ФС-Б значительно лучше,
чем у селенового и таллофидового фотосопротивлений:
§ 5.5]
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ ПРОМЫШЛЕННОГО ТИПА
447
постоянная времени релаксации т фототока составляет
10 3 сек. Это позволяет использовать ФС-Б при частотах
модуляции до нескольких сот герц. При f — 104 гц чувст-
вительность ФС-Б падает до нуля.
Недостаток сернисто-висмутовых фотосопротивлений —
высокий температурный коэффициент чувствительности,
достигающий 4% на градус. Уровень шумов этих фотосо-
противлений сравнительно невысок.
4. Фотосопротивление из сернистого свинца было разра-
ботано в 1940 г. в Германии и в настоящее время представ-
ляет собой один из важнейших и наиболее распространен-
ных приборов этого вида. В СССР технология промышлен-
ного изготовления сернисто-свинцовых фотосопротивлений
Рис. 5.16. Конструкции
ФС-ДЬ
фотосопротивлений
типа ФС-А.
была разработана Коломийцем [11, 12]. В настоящее время
выпускается несколько конструктивных вариантов этого
фотосопротивления под марками ФС-АО, ФС-Al, ФС-А2,
ФС-А6, а также ФС-АГ1 и ФС-АГ2 (герметизированные
ФС). Конструктивное оформление и размеры ФС-А основ-
ных типов показаны на рис. 5.16.
Малогабаритное фотосопротивление ФС-АО не имеет
штырьков и предназначено для помещения в труднодоступ-
ных местах, например под стрелку измерительного прибора.
В цепь оно включается с помощью прижимных контактов.
ФС-Al имеет два контактных штырька для включения в ра-
диоламповую панель. ФС-А4 обладает вертикально распо-
ложенным приемным окном, ФС-А6 рассчитаны для работы
в отраженном свете, фоточувствительный слой в них выпол-
нен в виде шайбы в оправе с центральным отверстием.
Луч света пооходит чеоез отвепстие и попадает на фоточув-
448
ФО ГОСОПРОГИВ ЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
ствительный слой после отражения от какой-либо поверх-
ности. Такие фотосопротивления применяют в фотокопиро-
вальных станках. Конструкция герметизированных фото-
сопротивлений показана на рис. 5.17.
Рис. 5.17. Конструкция герметизированного фотосопротив-
ления.
1 — металлический корпус, 2 — стеклянное окно, 3 — светочувстви-
тельный элемент.
Существует много методов изготовления сернието-свин-
новых фотосопротивлений. Чаще всего применяют физиче-
ский метод — возгонку в вакууме измельченного соединения
PbS, получаемого путем вакуумной плавки. Нанесенные
,, слои прогревают в атмосфе-
Рис. 5.18. Спектральные характе-
ристики ФС-А.
1 — при комнатной температуре, 2 — при
охлаждении до —170° С.
ре, содержащей кислород.
При этом сульфид свинца
частично переводится в
окисел, что способствует
повышению чувствительно-
сти фотосопротивления.
Применяющийся также хи-
мический метод осаждения
фоточувствительных слоев
заключается в том, что стек-
лянные пластинки с нане-
сенными электродами по-
гружают в раствор уксус-
нокислого свинца, тиомочевины и едкого натра в дистил-
лированной воде, после чего просушивают.
Спектральная характеристика ФС-А показана на
рис. 5.18 (кривая/). Как видно, максимум спектральной
§ 5.5]
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ ПРОМЫШЛЕННОГО ТИПА
449
чувствительности этих фотосопротивлений лежит в ин-
фракрасной области спектра, что делает их чрезвычайно
удобными приемниками низкотемпературного теплового
излучения. При охлаждении сернисто-свинцовых фотосопро-
тивлений спектральная характеристика их смещается в еще
более длинноволновую часть спектра, а чувствительность
повышается. Кривая 2 рис. 5.18 показывает спектраль-
ную характеристику PbS, охлажденного до температуры
Рис. 5.19. Световые ха-
рактеристики ФС-А1.
1 — в диапазоне 0—20 лк, 2—
в диапазоне 0 — 1000 лк (мас-
штаб тока уменьшен в 10 раз).
Рис. 5.20. Вольтамперные
характеристики ФС-А1.
жидкого воздуха. Сернисто-свинцовые фотосопротивления
некоторых конструкций снабжены специальными охла-
ждающими элементами.
Неохлаждаемые фотосопротивления (ФС-А) применяют
главным образом для работы в видимой области спектра
с пониженной температурой накала нити источника, (что
увеличивает их срок службы).
Световые характеристики ФС-Al показаны на рис. 5.19.
Начальный участок этих характеристик близок к линей-
ному. Вольтамперные характеристики ФС-Al при различ-
ных освещенностях изображены на рис. 5.20. Рабочее на-
пряжение ФС-А промышленных типов составляет 20—40 в.
450
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
Предельный ток определяется допустимой мощностью, рас-
сеиваемой на фотосопротивлении и составляющей вели-
чину порядка 0,002 вт (до 0,01 вт).
Удельная интегральная чувствительность ФС-А достигает
500 мка/в • лм, что при напряжении U = 20 в соответ-
ствует интегральной чувствительности X 10 ма/лм. При
работе в инфракрасной области спектра чувствительность
сернисто-свинцовых фотосопротивлений удобнее характери-
зовать в энергетических, а не в световых единицах. Тогда
чувствительность их к температурному излучению с Т —
= 2400° К составит 0,3—0,8 а/вт.
В зависимости от технологии изготовления темновое со-
противление сернисто-свинцовых слоев (как и ряд других
параметров) может изменяться в довольно широких преде-
лах (от 105 до 107 ом). Представляют интерес ФС-А промыш-
ленного типа со сравнительно малым темновым сопротивле-
нием: 7?т 60—100 коль Несмотря на то, что малое 7?т —
причина большого темнового тока (до 100 мка при обыч-
ных рабочих напряжениях), иногда оно является преимуще-
ством, поскольку позволяет работать с не слишком высо-
кими сопротивлениями нагрузки на входе усилителя. Это
обеспечивает стабильную работу усилителей и позволяет
разносить исполнительный механизм и фоточувствительную
головку на достаточно большие расстояния без опасения
ухудшить частотную характеристику вследствие увеличе-
ния емкости соединительного кабеля или влияния внеш-
них помех.
Зависимость напряжения полезного сигнала от сопро-
тивления нагрузки (нагрузочные характеристики) ФС-А
при различных освещенностях показана на рис. 5.21.
А/?
Относительное изменение сопротивления • 100 ФС-А
н
при освещенности порядка 100 лк составляет 12—17%.
R
Кратность изменения сопротивления = 1,2.
Как и все полупроводниковые приборы, фотосопротив-
ления из сернистого свинца обладают сильной температурной
зависимостью параметров. На рис. 5.22 показан темпера-
турный ход изменения фототока ФС-А,^ и —. При глу-
боком охлаждении возрастает более чем в 100 раз. Сред-
§5.5]
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ ПРОМЫШЛЕННОГО ТИПА
451
ний температурный коэффициент изменения чувствитель-
ности составляет 1,5% на градус. Изменяющиеся при на-
гревании фотосопротивлений параметры восстанавливаются
очень медленно (в течение нескольких суток). Это объяс-
няется тем, что нагревание сопровождается некоторым нару-
шением стехиометрии слоев (обеднением кислородом) из-за
нарушения равновесия с атмосферой.
Такого же характера медленное формирование свойств
наблюдается и в процессе технологической выдержки фото-
сопротивлений в течение нескольких десятков суток после
Рис. 5.21. Нагрузочные харак- Рис. 5.22. Температурная зависи-
теристики ФС-Al при различ- мость параметров ФС-А.
ных освещенностях (U = 10 в).
их изготовления. На рис. 5.23 показаны характеристики
стабильности ФС-А. После начального периода стабилиза-
ции при дальнейшей эксплуатации ФС-А параметры их
очень устойчивы, срок службы их достигает нескольких
тысяч часов.
Одно из основных достоинств фотосопротивлений из сер-
нистого свинца — их сравнительно небольшая инерцион-
ность. Частотные характеристики этих ФС, показанные на
рис. 5.24, напоминают соответствующие характеристики
газонаполненных фотоэлементов с внешним фотоэффектом.
Постоянная времени релаксации т фототока составляет
4- 10-5сек, и, как видно из рис. 5.24, инерционность фото-
сопротивлений тем больше (постоянная времени тем боль-
ше), чем больше чувствительность прибора. Связь этих
452
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
параметров рассматривалась в § 3 этой главы. Небольшая
инерционность ФС-А позволяет использовать их в звуко-
воспроизводящей киноаппаратуре.
Порог чувствительности Fn сернисто-свинцовых фото-
сопротивлений, т. е. минимальная мощность излучения,
Рис. 5.23. Характеристики стабиль-
ности ФС-А.
Рис. 5.24. Частотные характеристики
фотосопротивлений ФС-А.
1 — для низкочувствительного сопротивле-
ния, 2,3 — для более высокочувствитель-
ных сопротивлений.
которая может быть за-
регистрирована при от-
ношении напряжения
сигнала к напряжению
шума, равному единице,
составляет величину по-
рядка 10~10вт (или в ви-
димой части спектра —
Фп = 10 ® лм). Это соот-
ветствует среднему уров-
ню собственных шумов
фотосопротивления
равному нескольким де-
сяткам микровольт (при
А/ = 1 гц). Эксперимен-
тально исследованная
зависимость напряжения
шума ФС от частоты, по-
казанная на рис. 5.25,
свидетельствует о том,
что преобладающим яв-
ляется «избыточный
шум», удовлетворяющий
соотношению
[13, 14].
5. В 1951 г. в Инсти-
туте физики АН УССР
были разработаны пер-
вые фотосопротивления из монокристаллов сернистого кад-
мия (CdS). В настоящее время их выпускают под мар-
ками ФС-КМ1 и ФС-КМ2. В это же время Б. Т. Ко-
ломийцем были созданы фотосопротивления из поликристал-
лического сульфида кадмия, которые выпускаются про-
мышленностью под марками ФС-К (0, 1, 2,..., 7).
§ 5.5]
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ ПРОМЫШЛЕННОГО ТИПА
453
Монокристаллы CdS выращивают из парообразной фазы
в результате реакции паров Cd и H2S при высокой темпера-
туре. Пластинку монокристалла с помощью специального
лака укрепляют на изолирующей подложке. Наружную
поверхность пластинки очищают ионной бомбардировкой
Рис. 5.25. Частотная за-
висимость напряжения
шума для различных об-
разцов ФС-А.
Рис. 5.26. Устройство фото-
сопротивления ФС-КМ1.
1 — слюдяное окошко, 2 — кри-
сталл, 3 — эбонитовый корпус,
4 — слюдяная подложка, 5 —
нижняя крышка, 6 — прижим-
ной контакт, Z — штырь.
в тлеющем разряде, после чего на нее наносят металличе-
ские электроды (путем испарения в вакууме). Фотосопро-
тивления монтируют в эбонитовом корпусе с окном, закры-
тым слюдяной пластинкой. Конструкция ФС-КМ1 показана
на рис. 5.26.
На рис. 5.27 изображены спектральные характеристи-
ки монокристаллических фотосопротивлений ФС-КМ1 и
ФС-КМ2 [15—18]. Как видно, характеристики их отли-
454
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
чаются резкой селективностью, максимум спектральной
чувствительности лежит в средней части видимой области
спектра (ХП1ах = 0,51 мк, а Хо = 0,55 мк). Кристаллы CdS
Рис. 5.27. Спектральные характерис-
тики фотосопротивлений ФС-КМ.
рактеристика их показа-
иа’на рис. 5.29. Как видно, отклонения от линейности этой
характеристики наблюдаются лишь при сравнительно боль-
ших значениях рассеиваемой мощности (порядка 50 мет).
Интегральная чувст-
вительность сернисто-
кадмиевых фотосопротив-
лений чрезвычайно высо-
ка. Так, ФС-КМ1 при на-
пряжении (7 = 70 в имеет
чувствительность от 0,5
до 3 а/лм, ФС-КМ2 —
от 3 до 10 а/лм. Темновое
сопротивление их очень
велико: у ФС-КМ1 ве-
личина R-, превышает
1012ол«, у ФС-КМ2 вели-
чина Rt порядка 1010 ом.
Кратность изменения со-
п
противления при освещенности Е 100 лк достигает 106.
А
обнаруживают также за-
метную чувствитель-
ность к рентгеновскому
излучению, к у- и P-лу-
чам. Фотосопротивления,
изготовленные из тол-
стых пластинок CdS,
применяют для дозимет-
рии проникающего излу-
чения [19—21].
Световые характери-
стики ФС-КМ линейны
вплоть до освещенности
порядка 1000 лк (рис.
5.28). Вольтамперная ха-
Рис. 5.28. Световые (люксамперные)
характеристики ФС-КМ.
Частотные характеристики ФС-КМ показаны на рис. 5.30.
В результате значительной инерционности (особенно у
§ 5.5]
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ ПРОМЫШЛЕННОГО ТИПА
455
ФС-КМ2) заметный спад чувствительности наблюдается уже
при частоте модуляции, равной десяткам герц. Постоянная
времени т составляет
10-2—10 сек.
Температурная зави-
симость фототока ФС-КМ
показана на рис. 5.31.
Температурный коэффи-
циент чувствительности
составляет от 0,5 до 2%
на градус.
Стабильность этих
фотосопротивлений очень
высока. После сниже-
ния чувствительности на Рис. 5.29. Вольтамперная характе-
30—40% в течение пер- ристика ФС-КМ.
вых 1—2 месяцев с мо-
мента изготовления параметры ФС-КМ стабилизируются
и остаются неизменными на протяжении длительного сро-
ка эксплуатации.
Поликристаллические сернисто-кадмиевые фотосопро-
тивления несколько отличаются по своим параметрам от
Рис. 5.30. Частотные характе-
ристики ФС-КМ.
Рис. 5.31. Температурная зависи-
мость фототока ФС-КМ.
монокристаллических [22—25]. Технология их изготов-
ления заключается в следующем. Кристаллы CdS подвер-
гают длительному прогреванию с целью удаления летучих
примесей, после чего их дробят в порошок, а из порошка
456
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
Рис. 5.32. Некоторые варианты конструктивного оформ-
ления фотосопротивлений ФС-К.
$ 5.5]
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ ПРОМЫШЛЕННОГО ТИПА
457
Рис. 5.33. Спектральные характе-
ристики фотосопротивлений ФС-К.
прессуют «таблетки». Спекание «таблеток» производят путем
прогревания их при температуре 850—900° С. Затем на
полученные пластинки наносят металлические электроды,
а поверхность их покрывают прозрачным лаком.
Простота изготовления фоточувствительных элементов
позволила осуществить выпуск фотосопротивлений ФС-К
самых различных размеров и формы.
Некоторые из ФС-К промышленных типов показаны на
рис. 5.32. Фотосопротивление ФС-К7 имеет гравированные
гребенчатые электроды с
тремя выводами, что поз-
воляет использовать его в
качестве дифференциально-
го сопротивления (со сред-
ней точкой). ФС-КГ1 вы-
полнено в герметически
закрытом металлическом
корпусе.
Спектральные характе-
ристики поликристалличе-
ских сернисто-кадмиевых
фотосопротивлений пока-
заны на рис. 5.33. Как
видно, они значительно
шире, чем у монокристал-
лических (Хо = 0,9 мк). Вве-
дением и изменением кон-
центрации некоторых примесей (например, железа или
меди) можно воздействовать на форму спектральных харак-
теристик CdS. Так, повышение содержания примеси меди
(от 1,6 -10 14 до 7 • 10”14 атом/моль) смещает максимум спек-
тральной чувствительности в сторону более длинных
волн — от Zmax = 0,6 вплоть до Хтах = 0,67 мк. На рис. 5.33
приведена спектральная характеристика улучшенного
типа ФС-К1.
Форма световых характеристик ФС-К несколько больше
отклоняется от линейной, чем форма характеристики ФС-КМ,
как это можно видеть по рис. 5.34.
Вольтамперные характеристики ФС-К линейны вплоть
до U <=« 300 в. Максимальное напряжение составляет для
различных типов ФС-К от 100 до 400 в и значительно
458
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
увеличивается (до 1000 в) при низких освещенностях.
На рис. 5.35 показана зависимость напряжения пробоя
Ц1роб от освещенности поверхности ФС-К1.
Рис. 5.34. Световые характеристики фотосопротивлений ФС-К при
напряжении U = 100 в.
Чувствительность фотосопротивлений ФС-К очень вы-
сока. Их удельная чувствительность Syjl составляет вели-
чину от 2,5 до 10 ма/в • лм, что при рабочих напряжениях
U порядка 300—400 в дает значение интегральной чувстви-
тельности S доЗ—4 а!лм
(или 0,65 ма/лк).
Величина темнового
сопротивления 7?.г ФС-К
лежит в пределах от
3-106 до 10s ом, хотя
может быть снижена и
до 106—104 ом (напри-
мер, у ФС-К7). Крат-
ность изменения сопро-
тивления при освещении
50, у ФС некоторых
Рис. 5.35. Зависимость пробивного
напряжения 1/про6 ФС-К1 от освещен-
ности Е.
типов ~ достигает 140 и даже 1000 (при Е 200 лк). Тем-
новой ток при рабочем напряжении не превышает 15—
30 мка, рабочий ток / (при освещении ФС-К) может дости-
гать 1,5—2,5 ма, в импульсном режиме (с длительностью
импульсов меньше 1 сек) —• до 100 ма.
§ 6.5]
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ ПРОМЫШЛЕННОГО ТИПА
459
Рис. 5.36. Нагрузочные характе-
ристики фотосопротивлений при на-
пряжении U = 50 в и освещенности
Е = 200 лк (Ф = 5,8 • Ю-з
Особенность ФС из поликристаллического сульфида кад-
мия — большая величина допустимой мощности рассеяния
Ртах, достигающей при длительной работе значения по-
рядка 0,1—0,25 вт, а в импульсном режиме (с длитель-
ностью импульсов 2 сек и
скважностью 10) порядка
2—2,5 вт. Это позволяет
применять ФС-К некоторых
типов в автоматике непо-
средственно в цепях релей-
ных устройств без пред-
варительного усиления фо-
тотока.
На рис. 5.36 показаны
нагрузочные характеристи-
ки ФС-К. Из графиков
видно, что благодаря зна-
чительному изменению соб-
ственного сопротивления ФС практически все напряжение
питания падает на нагрузке 7?н уже при порядка 100 ком.
Постоянная времени т сернисто-кадмиевых фото-
сопротивлений сравнительно велика. При К?«10-плл«
Рис. 5.37. Зависимость постоянной
времени г ФС-К от освещенности Е.
она составляет в среднем
тср 20—30 мсек. Зна-
чения постоянной для
нарастания и спада фо-
тотока несколько раз-
личаются: тн может до-
стигать 120 мсек, тсп —
10—80 мсек. При повы-
шении освещенности фо-
тосопротивления инер-
ционность его несколько
снижается. На рис. 5.37
показана зависимость по-
стоянной времени ФС-К
от освещенности приемной площадки прибора. На рис. 5.38
показано изменение постоянной времени т при изменении
окружающей температуры.
Температурная зависимость параметров ФС-К иллюстри-
руется также кривыми, приведенными на рис. 5.39 и 5.40.
460
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
1ГЛ. 5
Рис. 5.38. Температурная за-
висимость постоянной време-
ни т ФС-К-
Рис. 5.39. Температурная зави-
симость фототока ФС-К1.
тн — время нарастания. тсп —
время спада фототока.
Рис. 5.40. Температурная зависи-
мость темнового тока ФС-К1.
Рис. 5.41. Частотные характери-
стики фотосопротивлений ФС-К.
§ 5.5]
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ ПРОМЫШЛЕННОГО ТИПА
461
Как видно, в пределах изменения температуры от +30 до
—40° С свойства фотосопротивления меняются незначи-
тельно. Фотосопротивления ФС-К обладают пониженным
по сравнению с ФС других типов температурным коэффи-
циентом чувствительности. У ФС-К2 и у нового (усовер-
шенствованного) выпуска ФС-К1 температурный коэффи-
циент снижен до 0,12 (ФС-К2) и 0,2% на градус. Допусти-
мый интервал рабочих температур для ФС-К составляет от
+85 до —60° С.
Рис. 5.42. Стабильность фотосопротивлений при
непрерывной работе.
Частотные характеристики ФС-К приведены на рис. 5.41.
При f порядка 500 гц амплитуда переменной составляющей
фототока снижается примерно на 80%.
Стабильность работы ФС-К характеризуется графиками,
приведенными на рис. 5.42. Как видно, после первых не-
скольких сот часов работы параметры ФС-К полностью
стабилизируются. Стабильность негерметизированных фо-
тосопротивлений резко ухудшается в условиях повышенной
влажности окружающей среды. Так, при влажности по-
рядка 80—85% чувствительность ФС-К снижается на 25—
30%, при влажности 98% фототок падает на 70—80%.
В таких условиях необходимо пользоваться герметизи-
рованными ФС-К.
462
Фотосопротивления
[ГЛ. 5
Исследование характеристик шума ФС-К показывает,
что преобладающим видом является генерационно-рекомби-
национный шум. Между уровнем шума и фотопроводи-
мостью наблюдается хорошо выраженная корреляция.
На рис. 5.43 показана зависимость действующего значения
и фототока /ф от освещенности Е и от напряжения V.
На рис. 5.44 изображены частотные характеристики шумов
для двух значений освещенности.
Рис. 5.43. Зависимость шумового тока /ш и фототока /ф ФС-К от
освещенности Е (а) и от напряжения V (б).
6. Фотосопротивления из селенида кадмия (CdSe), так
же как и сернисто-кадмиевые, изготавливают двух видов —
монокристаллические и поликристаллические. Монокристал-
лические фотосопротивления выпускают под маркой ФС-ДМ.
Монокристаллы выращивают из газообразной фазы исход-
ных веществ при температуре 1000—1200° С. Черный моно-
кристаллический селенид кадмия—электронный полупро-
водник с темновым сопротивлением 7?.. порядка 10®—10® ом.
Спектральная характеристика монокристалла селенида
кадмия показана на рис. 5.45 (Хтах = 0,76 мк, Хо = 0,82 мк).
Максимальная интегральная чувствительность монокри-
сталлических фотосопротивлений достигает 100 а/лм. Инер-
ционность их довольно значительна: постоянная времени
тн нарастания фототока составляет 0,02—0,05 сек, постоян-
ная времени тсп спада фототока достигает 0,15 сек.
§ 5.5]
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ ПРОМЫШЛЕННОГО ТИПА
463
Промышленный выпуск высокочувствительных фото-
сопротивлений из поликристаллического селенида кадмия
был начат в 1956 г. Выпускают их под марками ФС-ДО
и ФС-Д1. По конструкции эти фотосопротивления сходны
с ФС-К соответствующих типов. Во многом сходны и методы
их изготовления [26, 27].
Рис. 5.44. Частотная за-
висимость шумов серни-
сто-кадмиевых фотосо-
противлений.
ристика монокристалла селенида
кадмия.
Чувствительность селенисто-кадмиевых фотосопротив-
лений превышает в несколько раз чувствительность серни-
сто-кадмиевых. Их удельная интегральная чувствитель-
ность 5уд достигает величины 30 ма/в лм, что при напряже-
нии 400 в дает максимальную чувствительность S = 12 а/лм.
Допустимая мощность рассеяния составляет 50 мет, в им-
пульсном режиме — до 0,5 вт. Темновое сопротивление
ФС-Д лежит в тех же пределах, что и сопротивление ФС-К
(до 108 ом). Средняя кратность изменения сопротивления
равна 500.
Спектральная характеристика фотосопротивления ФС-Д
показана на рис. 5.46 (7тах = 0,75 мк, % = 1,22 мк),
464
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
Рис. 5.46. Спектральная характе-
р исти ка поликр иста л л ичес ко го^се -
ленида кадмия.
световая характеристика — на рис. 5.47. Инерционность
селенисто-кадмиевых фотосопротивлений несколько меньше,
чем ФС-К- На рис. 5.48 приведены частотные характери-
стики ФС обоих типов. При
частоте / модуляции света
порядка 1000 гц амплитуда
переменной составляющей
фототока снижается всего
на 30%. Постоянная вре-
мени ФС-Д составляет от 3
до 15 мсек. Температурная
характеристика изменения
фототока ФС-Д приведена
на рис. 5.49. В интервале
температур 0—100° С тем-
пературный коэффициент
чувствительности ФС-Д со-
ставляет примерно 0,7% на
градус, т. е. в несколько
раз выше, чем у ФС-К- По
стабильности ФС-Д анало-
гичны ФС-К-
Если сравнить свойства
фотосопротивлений типа
ФС-Д и ФС-К, можно ви-
деть, что селениды кадмия
уступают сульфидам толь-
ко по более сильной темпе-
ратурной зависимости па-
раметров и нелинейной све-
товой характеристике. Спек-
тральная характеристика
позволяет использовать
ФС-Д в ближней инфра-
красной области спектра.
Кроме того, они обладают
и более высокой чувствительностью, чем ФС-К, к ионизи-
рующему излучению (к у- и рентгеновым лучам) [30]. Более
высокая интегральная чувствительность, меньшая инерцион-
ность расширяют возможность использования этих фотосоп-
ротивлений в самых различных областях науки и техники.
1,та
3100
3700
3300
1000
1500
1100
700
300
0 200 W0 600 600 1000 1200 № №00
Е,лк
Рис. 5.47. Световая характеристи-
ка фотосопротивления ФС-Д.
Цветовая температура источника света
2800° К, напряжение 12 в.
§ 5.5]
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ ПРОМЫШЛЕННОГО ТИПА
465
В табл. 5.1 сведены основные параметры фотосопротив-
лений промышленных типов [28, 29].
Кроме выпускаемых промышленностью фотосопротив-
лений, параметры которых сведены в таблицу, следует упо-
мянуть о некоторых новых разработках, перспективных
для ряда областей применений ФС.
Кристаллы CdTe обладают спектральными характери-
стиками, еще более сдвинутыми в длинноволновую область,
Рис. 5.48. Частотные характери- Рис. 5.49. Температурная зави-
стики фотосопротивлений ФС-К и симость фототока ФС-Д.
ФС-Д.
чем у CdSe. Xmax фотосопротивлений из CdTe с примесью Bi
равно 0,84 мк.
Представляют интерес фотосопротивления из смешанных
кристаллов сульфида и селенида кадмия CdS — CdSe [31].
Изменением количественного соотношения компонентов
можно получить фотосопротивления с промежуточными
между CdS и CdSe свойствами и со спектральными характе-
ристиками, Хглах которых смещается в диапазоне от 0,51
до 0,72 мк (рис. 5.50).
Такой же эффект смещения спектральных характеристик
получается при изготовлении фотосопротивлений из сме-
шанных кристаллов ZnS — CdS с различным соотношением
исходных материалов. Спектральные характеристики этой
системы показаны на рис. 5.51 [32].
466
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
Параметры советских фотосопро
Материал Обозначение у а? * Л c<S о Площадь при- емного окна, мм* 9 '9В<1Л «а * л Е Ь Зуд, мка/лм-в Згпах» Мка-!ЛМ
PbS ФС-АО ФС-А1 ФС-А6 ФС-АГ1 ФС-АГ2 2,1 2,1 2,1 2,1 2,1 3,2 3,2 3,2 3,2 3,2 24 24 125 24 125 40 40 30 75 75 500 7500
CdS моно- Г кристаллы [ ФС-КМ1 ФС-КМ2 0,51 0,52 0,55 0,55 2 1,65 60 150
CdS поли- кристаллы • ФС-КО ФС-К1 ФС-К2 ФС-К4 ФС-К4а ФС-К5 ФС-К6 ФС-К7а ФС-К76 фс-кп ФС-КГ2 0,64 0,64 0,52 0,64 0,64 0,64 0,64 0,64 0,64 0,64 0,64 0,9 0,9 0,9 0,9 0,9 0,9 0,9 0,9 0,9 0,9 0,9 28,8 28,8 28,8 24 12 1,0 125 200 200 28,8 57,6 220 220 220 220 220 60 220 220 50 50 50 300 400 300 300 300 100 400 400 100 400 400 6000 6000 1200 6000 6000 3000 3000 6000 6000 6000 6000 1,8-10» 2,4- 10е
CdSe ФС-ДМ ФС-ДО ФС-Д1 ФС-ДТ1 0,74 0,78 0,78 0,78 1,22 1,22 1,22 1,22 2 28,8 100 30 30 200 30 000 9-10»
§ 5.5]
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ ПРОМЫШЛЕННОГО ТИПА
467
тивлений промышленных типов
Таблица 5.1
а? о а /, ма С Е оф т, сек Со Й Л S 0, ат, % на градус ) Вес, г Допустимый интервал температур, °C
4 • 104—4 • 105 1,2 105 0,002 1 1
4 • 104—4 • 105 +20% 1
5- 104— 3- 105 • 1,5 1 — 60ч- 4 +60
47 • 1 О'- 43 • 104 5,5
47- 103—43 - 104 19,5 J
10 2 -10'-г( 0,01
10-2 0,01
>3,3- 10е > 1,5 100 2,5- 10-2 0,1 0,2 —60Ч-+85
> 3,3 • 10е > 1,5 100 2,5 • 10~2 0,15 0,2
> 3,3 10е 15 0,3 60 0,1 0,12
2- 10е 30 1,5 100 0,2
5- 10» 0,8 50 0,2
5- 10° 1 0,2 40 —25-Т-+55
3,3- 10е 1,5 100
0,5- 10» 100 0,8 10 —40Ч-+60
0,1 • 10» 100 2,0 10 —60Ч-+85
0,3 10» 15 1,5 100 —60Ч-+85
1,6- 10° 30 3,0 100 —60Ч-+85
10» 0,03 1,0
2-10° 500 0,05
2- 10» 10 1,5 >150 1,5 -604-+40
468
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
Козыревым [32] описаны фотоэлектрические свойства
смешанных кристаллов йодистого и бромистого таллия
T1J — Т1Вг (ТБИ-5 или KRS-5). Максимальная спектральная
Л,4
Рис. 5.50. Спектральные характеристики чувствительности
смешанных кристаллов CdS—CdSe.
I — CdS; 2—5 — 22,5, 33, 46, 63% CdSe; 6 — CdSe.
чувствительность этих кристаллов соответствует Xmax =
= 0,49 мк и достигает величины 5Х = 1000 а!вт. Длинно-
волновая граница фотоэффекта Хо = 0,6 мк. Световые
Рнс. 5.51. Спектральные характеристики чувстви-
тельности смешанных кристаллов ZnS—CdS.
I — ZnS; 2—5 — 13, 44, 51, 72% CdS; 6 — CdS.
характеристики ТБИ-5 нелинейны. Интегральная чувст-
вительность при малой освещенности (Е = 5—10 лк) при-
нимает значения от 15 до 30 а/лм. Постоянная времени т
их очень велика (несколько секунд), но снижается при уве-
личении освещенности.
§ 5.6] ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ ДЛЯ ИНФРАКРАСНОЙ ОБЛАСТИ 469
§ 5.6. Фотосопротивления для инфракрасной
области спектра
Фотоприемники ^инфракрасного излучения (ИК.Л) вы-
делены в особый параграф вследствие специфических требо-
ваний, которые к ним предъявляются в отличие от описан-
ных выше фотосопротивлений промышленных типов, ра-
ботающих в видимой области и применяющихся главным
образом в схемах автоматического контроля. Если основ-
ными параметрами для сравнения между собой промыш-
ленных фотосопротивлений были их интегральная чувстви-
тельность S (измеряемая с источником излучения типа А),
максимальная допустимая мощность рассеяния Ртах, пре-
дельная величина фототока /тах, линейность световых харак-
теристик и т. д., то для приемников ИКЛ, используемых
в качестве индикаторов низкотемпературного теплового из-
лучения, существенны совсем другие параметры [8, 34—37].
Инфракрасная область спектра представляет огромный
интерес для современной науки и техники. Инфракрасная
оптика, путем расширения возможности исследования в об-
ласти более длинных волн, смыкается со сверхвысокочастот-
ной радиоэлектроникой, открывая новые перспективы ис-
пользования субмиллимегрового диапазона. Инфракрасная
спектроскопия играет значительную роль в определении
структуры молекул. Инфракрасная фотография обеспечивает
более высокие контрасты в условиях плохой видимости. Сиг-
нализация, локация, пеленгация в инфракрасных лучах ши-
роко применяются в военной технике. Регистрация собствен-
ного инфракрасного излучения нагретых тел используется
для получения информации о природе исследуемых объектов.
Фотосопротивления относятся к такому классу фото-
электронных приборов, для которого принципиально воз-
можно построение приемников, чувствительных в наиболее
длинноволновой области спектра. Для создания таких ФС
используют собственные полупроводники с малой шириной
запретной зоны Ag или примесные полупроводники с неглу-
боким залеганием примесных уровней (малым значением 6g)
и достаточно высокой концентрацией примеси, для того
чтобы коэффициент примесного поглощения света был не
слишком мал. И в том и в другом случае термическое воз-
буждение электронов (примесных или собственных в случае
470
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
малой Ag) приводит к большой величине равновесной про-
водимости полупроводника уже при комнатной темпера-
туре. Большая концентрация равновесных свободных
носителей тока увеличивает скорость рекомбинации избы-
точных, а при малом времени жизни т трудно ожидать
большой величины фотопроводимости:
Ao е\ххЕ.
Как было показано выше, чувствительность фотосопро-
тивлений увеличивается при уменьшении равновесной
концентрации п0 носителей тока. Поэтому большинство
приемников ИКЛ используется в условиях глубокого охла-
ждения фоточувствительного слоя. Поскольку часто фото-
сопротивления для ИКЛ работают в качестве приемников
весьма слабых сигналов с последующим значительным уси-
лением фототока, для более устойчивой работы усилителей
применяется модуляция лучистого потока (синусоидаль-
ной или иной формы).
Основные параметры фотосопротивлений для ИКЛ:
спектральная область чувствительности (Хтах и 7.0), вольто-
вая чувствительность VR, относительная интегральная чув-
6
ствительность s = — измеренная с температурным излуча-
телем (при t = 100—300° С). Наибольшее значение имеет
величина порога чувствительности (пороговая мощность Fn
излучения пли регистрирующая способность D), определяе-
мая уровнем собственных шумов. Величина постоянной
времени т также представляет интерес с точки зрения выбора
оптимальной частоты модуляции лучистого потока. Ни
величина интегральной чувствительности S, ни максималь-
ная мощность рассеяния для этих фотосопротивлений не
играют роли. Форма световых характеристик также не
представляет интереса, так как в условиях слабой освещен-
ности начальные участки световых характеристик всегда
обладают достаточной линейностью. Зато фоновые характе-
ристики имеют существенное значение при использовании
фотосопротивленпй в условиях естественной постоянной
засветки (излучение ночного неба или излучение окружаю-
щей среды, имеющей комнатную температуру).
Одно из широко применяющихся в инфракрасной обла-
сти фотосопротивлений — уже описанное выше фотосопро-
§ 5.6] ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ ДЛЯ ИНФРАКРАСНОЙ ОБЛАСТИ 471
тивление из поликристаллического сульфида свинца PbS.
При охлаждении его до —170° С спектральная характери-
стика смещается в длинноволновую область спектра до
значения Хо 4 мк. На рис. 5.52 показаны спектральные
характеристики сернисто-свинцовых фотосопротивлений,
охлажденных в различной степени.
Охлаждаемые фотосопротивления изготавливают чаще
всего в виде слоев, нанесенных в вакууме на стеклянную
Рис. 5.52. Кривые спектральной
чувствительности сернисто-свинцо-
вых фотосопротивлений при раз-
личных температурах.
Рис. 5.53. Конструкция
охлаждаемого фотосопро-
тивления.
1 —выводы, 2 —жидкий азот,
3 — окно, 4— фоточувстви-
тельныЙ слой, 5 — стекло.
подложку, служащую дном дьюаровского сосуда. Окно фо-
тоэлемента выполняют из материала, хорошо пропускаю-
щего инфракрасное излучение (например, из кварца). Один
из вариантов конструктивного оформления такого прибора
показан на рис. 5.53.
При охлаждении изменяются параметры фотосопротив-
ления: сильно увеличивается темновое сопротивление (до
/?, порядка 107—108 ом), увеличивается постоянная времени
т (вплоть до 0,5 мсек при Т 90° К). Чувствительность фо-
тосопротивлений может быть повышена в 100 раз по срав-
нению с ее величиной при комнатной температуре. (Это не
значит, что так повышается чувствительность любого из
фотосопротивлений ФС-А при охлаждении. Методы изго-
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
товления фотосопротивлений разработаны таким образом,
чтобы обеспечить оптимальные параметры для работы лишь
в определенном температурном интервале.) Порог чувстви-
тельности охлаждаемых фотосопротивлений из PbS состав-
ляет для различных типов (в зависимости от размеров и
способа изготовления) отFn порядка 10 10 до (1—2)- 10 12 вт
(мощности монохроматического излучения в максимуме
спектральной чувствительности и в частотном диапазоне
А/ = 1 гц). Величина Fn уменьшается при уменьшении
расстояния между электродами фотосопротивления и уве-
личивается при наличии
фоновой засветки — излу-
чения окружающих пред-
метов.
При замене серы на се-
лен или теллур получаются
соединения свинца (селени-
ды и теллуриды), также об-
ладающие значительной
собственной фотопроводи-
мостью и спектральными ха-
рактеристиками, смещен-
ными в еще более длинно-
волновую область, но с не-
сколько худшим порогом
чувствительности [38].
На рис. 5.54 показаны
Рис. 5.54. Кривые спектральной
чувствительности теллуристо-свин-
цовых фотосопротивлений при раз-
личных температурах.
спектральные характерис-
тики чувствительности охлаждаемого фотосопротивления из
теллуристого свинца. Изготавливают эти фотосопротивления
методом вакуумного испарения сплава РЬТе с последую-
щей его перегонкой в атмосфере кислорода. Фотосопротив-
ления из РЬТе характеризуются следующими параметрами:
7?т принимает значения 0,5—50 Мом (при Т = 90° К),
вольтовая чувствительность при небольшой частоте модуля-
ции сигнала составляет несколько сот вольт на ватт (при
температуре излучателя 2480° К), интегральная чувстви-
тельность 5 в этих же условиях равна 0,6—0,7 а/вт, отно-
сительная чувствительность 6 0,55.
Частотная характеристика теллуристо-свинцового фото-
сопротивления приведена на рис. 5.55. Постоянная времени
§ 5.6] ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ ДЛЯ ИНФРАКРАСНОЙ ОБЛАСТИ 473
5.55. Частотная характерис-
теллурпсто-свинцового фото-
Рис.
тика _.
сопротивления при Т == 90° К,
и = 100 в.
Рис. 5.56. Кривые спектральной
чувствительности селенисто-свин-
цового фотосопротпвления.
т у РЬТе несколько меньше, чем у PbS, при одинаковой
температуре охлаждения. Средняя величина пороговой мощ-
ности излучения Fn при 2.П1ах составляет 10 9—10 10 вт
(при Т = 90° К, А/ = 1 гц
и для образцов с рабочей
площадью 1 см2). Так же,
как и для PbS, Fn возрас-
тает при воздействии на фо-
точувствительный слой из-
лучения окружающей сре-
ды, находящейся при ком-
натной температуре. Для
устранения этого фона при-
нимают специальные ме-
ры — погружение аппара-
туры в криостат или устрой-
ство отражающих экранов.
< Фотосопротивления из поликристаллического селенисто-
го свинца изготавливают как методом испарения, так и хи-
мическим осаждением пленок. На рис. 5.56 показаны спект-
ральные характеристики PbSe при различных температурах
охлаждения. Как видно,
при охлаждении до 90° К
ФС из селенистого свинца
можно использовать вплоть
до длин волн 2.0 = 8 мк.
Темновое сопротивление у
них имеет тот же порядок
величины, что и у РЬТе
(0,5—5 Мом). При темпе-
ратуре излучателя, равной
2480° К, интегральная чув-
ствительность селенида
свинца достигает 0,13—
0,15 а!вт. Значительно
более высокой чувствитель-
ностью обладают ФС, по-
лученные возгонкой смеси PbSe и РЬТе в определен-
ном процентном соотношении. Интегральная чувствитель-
ность этих ФС составляет 5—6 а/вт. Спектральные харак-
теристики фотосопротивлений, изготовленных из них,
474
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
показаны на рис. 5.57. Постоянная времени селенида
свинца меньше, чем у других его соединений, и составляет
величину порядка 10 мксек. Порог чувствительности Fn селе-
нида свинца в максимуме спектральной характеристики
равен примерно (1—2) • 10 11 вт.
Все фотосопротивления свинцовой группы представ-
Рис. 5.57. Спектральные характеристики фотосо-
противлений из смеси PbSe — РЬТе при Т = 90° К.
1 — PbSe, 2 — РЬТе, S — 37% PbSe + 63% РЬТе.
малой шириной запретной зоны Д§. Вследствие большой
величины коэффициента собственного поглощения а их
выполняют в виде тонких пленок (толщиной порядка 1 мк).
Поликристаллическая структура пленок — причина того,
что преобладающим видом шумов у этой группы фотосо-
противлений является избыточный шум, природа которого
связана с контактными процессами на границах зерен.
Поскольку напряжение избыточного шума 11ш, начиная
с некоторого значения напряжения питания, растет быст-
рее, чем напряжение сигнала Сс, оптимальное отношение
~~ достигается при определенном режиме работы ФС
(рис. 5.58). Рабочее напряжение, выбираемое из условий наи-
§ 5.6] ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ ДЛЯ ИНФРАКРАСНОЙ ОБЛАСТИ 475
большей величины р~, соответствует для PbS напряжен-
ности поля Е 5 в!мм. При увеличении фоновой засветки
шумы пленочных фотосопротивлений несколько умень-
шаются. Световые характеристики их (как собственных
полупроводников) нелинейны.
Материалом, обладающим длинноволновой границей соб-
ственной фотопроводимости /.0 выше 9 мк, является антимо-
нид индия (InSb). Монокристаллический InSb представ-
ляет собой собственный полупроводник с весьма малой ши-
риной запретной зоны Ag = 0,17 эв. Благодаря высокому
Рис. 5.58. Зависимость отношения напря-
жения сигнала к напряжению шума U,IUV,
от напряжения на фотосопротивлении.
коэффициенту поглощения а глубина проникновения света
— составляет в этом полупроводнике величину порядка
нескольких микрон. На рис. 5.59 показаны спектральные
характеристики порога чувствительности фотосопротивле-
ния из антимонида индия при различных температурах.
Как видно, при охлаждении пороговая чувствительность
InSb улучшается, но длинноволновая граница фотопрово-
димости не только не смещается в сторону более длинных
волн (как у фотосопротивлений свинцовой группы), но
даже несколько укорачивается.
Вольтовая чувствительность Vr этого приемника при
комнатной температуре составляет примерно 1 в/вт, при
охлаждении до 90° К 1300 в/вт. Фотосопротивления из
InSb имеют небольшое темновое сопротивление — от 20 ком
476
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
при 90° К до 120 ом при комнатной температуре. Постоян-
ная времени их очень мала (меньше 4 • 10~7 сек). Фотосо-
противления стабильны на воздухе и не требуют вакууми-
рования [39, 40].
Один из наиболее перспективных материалов для созда-
ния фотоэлектронных приборов — германий. Край соб-
ственной полосы оптического поглощения германия, опре-
Рис. 5.59. Спектральные харак-
теристики пороговой чувстви-
тельности InSb при различных
температурах.
деляющийся шириной его за-
претной зоны Ag — 0,7 эв,
лежит в ближней инфракрас-
ной области спектра (Хгр со5 =
= 1,8 мк). В более далекой
инфракрасной области спек-
тра используют примесный
монокристаллический герма-
ний электронного или ды-
рочного типа. В качестве ле-
гирующих примесей приме-
няют сурьму, цинк, золото
и другие металлы [41, 42].
Примесь золота создает в
решетке германия систему ло-
кальных уровней донорного
и акцепторного типов. Кон-
центрацию доноров и акцеп-
торов можно изменять, варьи-
руя технологию изготовления образцов, а также частично
компенсируя акцепторные уровни добавкой сурьмы. На
рис. 5.60 показаны спектральные характеристики порога
чувствительности п- и р-германия, охлажденного жидким
азотом (90° К). Длинноволновая граница 2.0 примесной фо-
топроводимости р-германия превышает 9 мк (6g = 0,15эе).
Фотосопротивления из р-германия, легированного золотом,
обладают в максимуме чувствительности порогом Fn
(1—5) 10 11 вт. С тепловым источником при температуре
500° К регистрирующая способность D* их составляет
(4—6) • 109 см гц'Мвт, а в максимуме чувствительности
1010—1011 см гц1^1вт (при f — 900 гц, = 1 гц). По-
стоянная времени германиевых фотосопротивлений весьма
мала (т?« 2' 10~7 сек). Темновое сопротивление их состав-
ляет 1—3 Мом.
§ 5.6] ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ ДЛЯ ИНФРАКРАСНОЙ ОБЛАСТИ 477
В области X 10 мк лежит максимум теплового излуче-
ния тел, нагретых до комнатной температуры. С помощью
германиевых фотосопротивлений удается обнаруживать раз-
ницу температур объектов вплоть до 0,02° С (при темпера-
туре их порядка 10—20° С).
Для изготовления приемников, чувствительных к излу-
чению с длиной волны до нескольких десятков микрон, ис-
пользуют германий, легированный цинком или медью (с
Рис. 5.61. Зависимость поро-
говой мощности Fn фотосо-
противления из Ge-Au от тем-
пературы его охлаждения.
Рис. 5.60. Спектральная зависимость
пороговой чувствительности п- и р-
германия, легированного золотом.
концентрацией примеси 1013—10™ ат/см3). При охлаждении
жидким гелием такой приемник обладает чувствительно-
стью вплоть до Ао=38—40 мк (68 0,03 эв) и имеет доста-
точно высокую пороговую чувствительность: D* 2Х
ХЮ10 см • гц'Чвт. Фотосопротивления, работающие в дале-
кой инфракрасной области спектра, охлаждают, помещая их
в двойной дьюаровский сосуд, внутренний объем которого
заполнен жидким гелием, а наружный — жидким азотом.
На рис. 5.61 показана зависимость пороговой мощности Fn
германиевого фотосопротивления от температуры охлажде-
ния образца. Германий, легированный сурьмой, обладает
чувствительностью до длин волн Хо порядка 120 мк.
478
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
На рис. 5.62 показаны спектральные характеристики
примесных фотосопротивлений из германия. В отличие от
фотосопротивлений из собственных полупроводников, фо-
тосопротивления из примесных полупроводников обладают
небольшим коэффициентом поглощения а, вследствие чего
излучение равномерно поглощается в объеме кристалла,
Рис. 5.62. Спектральная зависимость ре-
гистрирующей способности монокрис-
таллов германия, легированных различны-
ми примесями.
проникая на значительную глубину. Световые характери-
стики примесных фотосопротивлений линейны. Среди шу-
мов монокристаллических фотосопротивлений преобладает
генерационно-рекомбинационный шум и только при низких
частотах — избыточный. Тепловые шумы у всех охлаждае-
мых фотосопротивлений малы.
На рис. 5.63 показаны спектральные характеристики
пороговой чувствительности основных типов фотосопротив-
лений — приемников инфракрасного излучения. В табл. 5.2
сведены основные параметры этих ФС.
Таблица 5.2
Основные параметры фотосопротивлений — приемников ИКЛ
Вещество Структура Тип проводимо- сти Рабочая темпе- ратура, °К ^шах» мк Xiмк £>* (500° К. f, 1) ^Лтах (^-тах1 Т г, мксек Оптимальная частота модуля- ции f, гц R , ом при А ~ 1 см* Механизм преоб- ладающего шума
СМ • ег ?41|Z~ п
PbS П соб. 77 2,5 3,3 4-10° (90 гц) 8-1019 (90 гц) 455 350 5- 10° избыточный
РЬТе П соб. 77 4,0 5,1 3,8 • 108 (90 гц) 2,7 • 10° (90 гц) 25 6500 32- 10s избыточный
PbSe П соб. 77 4,5 5,8 2,2- 109 (90 гц) 1,1 • 1019 (90 гц) 48 3300 5- 109 избыточный
Ge-Au M р 77 5,0 7,1 7,5-109 (900 гц) 1,75-10(900210 1 >40 1 • 10е г.-р.
Ge-Au, Sb M п 77 1,5 ^6 2,9 109 (90 гц) 2,5 • 101» (90 гц) 110 1500 1 10е избыточный
Ge-Zn M р 4,2 36 39,5 4- 109 (800 гц) 1 • 1019 (8ОО«0 0,01 з-- 10й избыточный
Ge-Zn-Sb M п 50 12 15 2-109 (900 гц) 3-10° (900 гц)
Ge-Cu M р <20 20 27 1019 (900 гц) 2,5- 1019 (900гц) >ю0о 10s г.-р.
Ge-Cd M р <25 16 21,5 7-10° (500 гц) 1,8- 1010 (500 гц) >500 г.-р.
Ge-Si-Au M р 50 7,3 10,1 3,1 • 10° (90 гц) 7'10° (90 гц) 0,1 107 г.-р.
Ge-Si-Zn M соб. 50 10 13,3 4-10° (100гц) 1019 (100 гц) 0,1 2- 107 г.-р.
InSb M соб. 77 5,3 5,6 8,6- 109 (900 гц) 4,3- 1019 (900 гц) <^1 500 103 г.-р.
InSb M соб. 295 6,2 7,0 108 (400 гц) 3- 108 (400 гц) 0,2 >105 2-104 тепловой
InAs M соб. 295 3,4 3,7 2,5 • 108 (90 гц) 2,5- 109 (750 гц) <2 50 тепловой
Те M р 77 3,5 3,8 4- 10» (900 гц) 6-1019 (900гц) 60 2700 2-103 избыточный
T12S П соб. 295 0,9 1,1 2,2- 10 (90 гц) 530 300 5- 103 избыточный
§ 5.6] ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ ДЛЯ ИНФРАКРАСНОЙ ОБЛАСТИ 479
480
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
Как видно из приведенного обзора, для эффективной ра-
боты почти всех современных приемников ИКЛ необходимо
глубокое охлаждение. Охлаждающие системы, имеющие
значительные габариты и вес, затрудняют использование фо-
тосопротивлений в целом ряде аппаратуры (например,
в условиях искусственных спутников Земли). В последнее
время разрабатывают приемники ИКЛ новых типов, не
Рис. 5.63. Спектральные характеристики по-
роговой чувствительности фотосопротивлений —
приемников инфракрасного излучения.
требующие охлаждения. В качестве одного из принципов
работы такого фотоприемника используют явление «гаше-
ния» фотопроводимости инфракрасным излучением, наб-
людающееся у фотосопротивлений, чувствительных в ви-
димой области спектра (CdS) [43]. При облучении сернистого
кадмия инфракрасным светом примесные центры ионизи-
руются, в результате чего увеличивается скорость реком-
бинации и уменьшается время жизни основных носителей
тока, возбужденных видимым светом, т. е. подавляется фо-
топроводимость. Таким образом, инфракрасный сигнал
уменьшает фототок в цепи фотосопротивления, непрерывно
ЛИТЕРАТУРА
481
облучаемого видимым светом. Такой приемник ИКЛ рабо-
тает при комнатной температуре. Спектральный максимум
его чувствительности лежит в области 8—14 мк.
ЛИТЕРАТУРА
1. С. С. Шалит, Полупроводники в науке и технике, ред.
А. Ф. Иоффе, Изд-во АН СССР, т. 1, стр. 7—85.
2. Л. С. С т и л ь б а н с, Полупроводники в науке и технике,
ред. А. Ф. Иоффе, Изд-во АН СССР, стр. 95—112.
3. С. М. Рывки н, Фотоэлектрические явления в полупроводни-
ках, Физматгиз, 1963.
4. Р. Бьюб, Фотопроводимость твердых тел, ИЛ, 1962.
5. М. С. Соминский, Полупроводники в науке и технике,
Изд-во АН СССР, т. 1, стр. 338.
6. Б. Т. Коломиец, Автоматика и телемеханика 14, № 4, 445
(1953).
7. Б. И. Д а в ы д о в, Б. X. Г у р е в и ч, ЖТФ 12, № 1, 31 (1942).
8. П. Круз, Л. Макгроу л и, Р. М а к к в и с то н, Основы
инфракрасной техники, Воениздат, 1964.
9. Р. Джонс, Зарубежная радиоэлектроника 4, 26 (1961).
10. С. В. Свечников, Автоматика и телемеханика 20, № 4,
508 (1959).
11. Б. Т. Коломиец, ЖТФ 21, № 1, 3 (1951).
12. Б. Т. Коломиец, Изв. АН СССР (1952).
13. S. Р a k s w е г, Electronics 5, 111 (1959).
14. Б. Т. Коломиец, Электричество 11, 44 (1951).
15. Г. А. Ф е д о р у с, М. К. Ш е й и к м а н, ДАН СССР 84, № 5,
905 (1952).
16. Г. И. Г о л и н н а я, Г. А. Ф е д о р у с, М. К. Ш е й н к м а н,
ПТЭ, № 4, 141 (1960).
17. Г. А. Ф е д о р у с, А. М. С к о п е н к о, Заводская лаборатория
19, № 4, 473 (1953).
18. Г. А. Ф е д о р у с и др., Фотосопротивления ФС-КМ, Киев,
1955.
19. С. В. С в е ч н и к о в, ЖТФ 22, № 8, 1305 (1952).
20. С. В. С в е ч н и к о в, ЖТФ 26, № 8, 1646 (1956).
21. С. В. С в е ч и и к о в, ЖТФ 27, № 4, 656 (1957).
22. Б. Т. К о л о м и е ц, ДАН СССР 83, № 4, 501 (1952).
23. Б. Т. К о л о м и е ц, А. О. О л е с к, Электричество 6, 55 (1958)
24. Б. Т. Коломиец и др., Радиотехника и электроника 1,
Ке 8, 1168 (1956).
25. Б. Т. К о л о м и е ц, А. О. О л е с к, Электричество 3, 35 (1963)
26. Б. Т. К о л о м и е ц, С. Г. П р а т у с е в и ч, Радиотехника (
электроника 1, № 8, 1174 (1956).
27. Ю. И. В а р в а с, Труды Таллинского политехи, ин-та 195А
143 (1962).
28. Б. Т. Коломиец, сб. «Технические средства автоматики»
Физматгиз, 1961, стр. 175.
482
ФОТОСОПРОТИВЛЕНИЯ
[ГЛ. 5
29. Л. Л. Г р и н ш т е й н, Фотосопротивления в приборах промыш-
ленной автоматики, Энергоиздат, 1962.
30. С. В. Свечников, ЖТФ 27, № 11, 2492 (1957).
31. Н. И. Витриховский, И. Б. Мизецкая, ФТТ 1, Xs 3,
397 (1959); ФТТ 2, № 10, 2579 (1960).
32. Б. П. Козырев, Изв. ЛЭТИ 58, № 44, 59 (1960).
33. И. А. М а р г о л и н, И. П. Р у м я н ц е в, Основы инфракрас-
ной техники, Воениздат, 1957.
34. Р. С м и т, Ф. Д ж о н с, Р. Ч е с м е р, Обнаружение и измере-
ние инфракрасного излучения, ИЛ, 1959.
35. М. А. Б р а м с о н, А. Е. К а л и к е е в, Инфракрасная техника
капиталистических стран, пзд-во «Советское радио», 1960.
36. И. А. Иванов, Б. В. Т я п к и н, Инфракрасная техника
в военном деле, изд-во «Советское радио», 1963.
37. Т. Mos s, Research 6, № 7, 258 (1953).
38. Рекламное сообщение, Electronics 9, 77 (1961).
39. Рекламное сообщение, J. Sci. Instr. 36, № 8, 381 (1959).
40. Б. П. К о з ы р е в, Н. II. С о з и н а, Изв. вузов, серия «Физика»,
Xs 1, 71 (1959).
41. Рекламное сообщение, RCA Review 20, Xs 4, 599 (1959).
42. Рекламное сообщение, Electronics 34, Xs 38, 68 (1961).
43. Физический энциклопедический словарь, т. 5.
ГЛАВА 6
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
§ 6.1. Условия образования фото-э. д. с.
Вентильными фотоэлементами или фотоэлементами с за-
пирающим слоем*) называют полупроводниковые приборы,
в которых под действием освещения возникает электродви-
жущая сила. В цепи, в которую включен такой фотоэлемент,
при освещении последнего течет ток без подачи внешнего
напряжения. Величина тока зависит от падающего на при-
бор лучистого потока, энергия которого преобразуется фо-
тоэлементом непосредственно в электрическую, выделяю-
щуюся в цепи на сопротивлении нагрузки. Этим вентильные
фотоэлементы принципиально отличаются от фотоэлектрон-
ных приборов другого типа, основанных на внешнем или
внутреннем фотоэффекте и только изменяющих ток в цепи,
питаемой от постороннего источника. В этом смысле только
вентильные фотоэлементы представляют собой собственно
«фотоэлементы» — прямые преобразователи лучистой энер-
гии в электрическую, генераторы тока, возбуждаемые
светом.
Действие вентильных фотоэлементов, как и фотосопро-
тивлений, основано на внутреннем фотоэффекте. В отличие
от фотосопротивлений, действие которых основано на яв-
лении фотопроводимости, т. е. изменении концентрации или
подвижности носителей тока в полупроводнике, в вентиль-
ных фотоэлементах создаются условия, приводящие к про-
странственному разделению возбужденных светом носителей
тока разного знака — электронов и дырок — и перемеще-
нию их к различным электродам с образованием разности
*) Их называют также фотоэлементами с фотогальваническим или
фотовольтаическим эффектом.
16’
484
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
потенциалов между ними. Это определяет прежде всего
основное условие, необходимое для возникновения фото-
э. д. с.: поскольку неравновесные носители тока разделяются
вследствие неодинаковых условий перемещения электронов
и дырок, необходимо, чтобы при облучении полупроводника
возникали носители тока обоих знаков — пары электронов
и дырок. Иначе говоря, поглощение света в полупроводнике
должно носить собственный характер, иначе (при примесном
поглощении света), когда освобождаются носители лишь
одного знака, хотя при этом и наблюдается внутренний фо-
тоэффект, т. е. проводимость полупроводника изменяется,
никакого разделения носителей с образованием э. д. с. не
может быть. Действительно, каковы бы ни были условия,
способствующие неодинаковому перемещению электронов
и дырок, носители тока, освободившиеся в результате при-
месного поглощения света, не могут удалиться от зарядов
противоположного знака, закрепленных на ионизирован-
ных примесных центрах. Вся совокупность освобожденных
светом примесных неравновесных носителей тока остается
связанной в объеме пространственным зарядом неподвиж-
ных ионизированных атомов примеси. Основные носители,
хотя и принимают участие в переносе тока при наложении
внешнего поля, не могут диффундировать в объем полупро-
водника и создавать ток во внешней цепи в отсутствие по-
стороннего источника напряжения.
Эти соображения приводят к выводу о том, что спект-
ральная область вентильного фотоэффекта ограничивается
областью собственного поглощения света полупроводником.
Фотопроводимость может наблюдаться при любом виде
поглощения света, как примесном (например, в легирован-
ном германии), так и собственном (InSb, PbS) (см. гл. 5).
Длинноволновая граница вентильного фотоэффекта опре-
деляется минимальной энергией кванта света, соответ-
ствующей краю полосы собственного поглощения полупро-
водника, т. е. равной ширине его запретной зоны. Таким
образом, для одного и того же фотоактивного полупровод-
ника порог фотопроводимости и порог образования фото-
э. д. с. могут не совпадать, причем вентильный фотоэффект
начинается в более коротковолновой области спектра.
Каковы же условия, приводящие к разделению пар
неравновесных электронов и дырок в объеме полупровод-
§ 6.1]
УСЛОВИЯ ОБРАЗОВАНИЯ ФОТО-Э. Д. С.
485
ника? В каких случаях внутренний фотоэффект приводит
к образованию разности потенциалов на границах кри
сталла?
К возникновению фото-э. д. с. может привести любая
неоднородность в объеме полупроводника. Неоднородность
состава полупроводника, создающая неодинаковую прово-
димость различных его участков, приводит к образованию
так называемой объемной фото-э. д. с. Неравномерное по-
глощение света в однородном полупроводнике (или неравно-
мерное его освещение) обусловливает при неодинаковой
подвижности электронов и дырок возникновение фото-
э. д. с., известной под названием «эффекта Дембера» [1].
Фотоэлектромагнитный эффект представляет собой возник-
новение фото-э. д. с. в результате противоположного откло-
нения в магнитном поле потоков электронов и дырок, обра-
зующихся в неравномерно освещаемом полупроводнике [2].
Градиент температуры, создающий неодинаковые условия
рекомбинации неравновесных носителей тока в горячей и
холодной частях полупроводника, обусловливает возник-
новение термо-фото-э. д. с.,т. е. изменение термо-э. д. с.
под действием освещения.
Фотопьезоэлектрическим эффектом называют возникно-
вение э. д. с. на гранях освещенного кристалла, перпенди-
кулярных направлению сжатия. Возникновение э. д. с.
связано с анизотропией коэффициента диффузии носителей
тока, вызванной деформацией кристалла. Наконец, причи-
ной разделения пар носителей тока может служить внутрен-
нее электростатическое поле в объеме полупроводника,
ускоряющее один вид и тормозящее другой вид избыточных
носителей тока. При определенных условиях любой вид
неоднородности может явиться причиной разделения возбу-
ждаемых светом свободных электронов и дырок и образова-
ния разности потенциалов на границах полупроводника
(фото-э. д. с.).
Эффект образования объемной фото-э. д. с. практического
применения в фотоэлектронных приборах не имеет, но его
часто используют для контроля однородности образцов полу-
проводниковых материалов. Если образец с продольным
градиентом удельного сопротивления зажать между двумя
электродами и осветить через узкую щель, как это показано
486
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
на рис. 6.1, то в обе стороны от освещенного участка поте-
кут диффузионные потоки избыточных носителей тока,
уравновешиваемые возникающими электрическими полями
Ег и В2. Результирующее поле Е = ]ЕХ dx — Ех — Е2,
образующее разность потенциалов на контактах, пропор-
ционально освещенности участка и градиенту сопротивле-
ния (в однородном полупроводнике Ег = Е% и \ЕХ dx =
= 0)/
Неравномерное поглощение света в полупроводнике
было уже рассмотрено в гл. 5, посвященной фотопроводи-
мости. Градиент концентрации неравновесных избыточных
Рис. 6.1. Образование объемной Рис. 6.2. Эффект Дембера при
фото-э. д. с. неравномерном поглощении све-
та в полупроводнике.
носителей тока в сильно поглощающем свет полупроводнике
обусловливает возникновение диффузионных токов от ос-
вещаемой поверхности к неосвещенным глубинным слоям,
как это показано на рис. 6.2. Диффузионные токи электро-
нов и дырок равны соответственно
In = eDn grad п, Ip = — eDp grad р.
При собственном поглощении света Ап = Ар и
grad п = grad р. Если коэффициенты диффузии Dn и Dp не
равны между собой, скорость движения электронов и дырок
различна ъ 1п£ 1р. Это приводит к накоплению зарядов
одного знака и образованию такой разности потенциалов U
между освещенной и неосвещенной поверхностями полупро-
водника, которая ускоряет медленные и тормозит более
быстро движущиеся носители тока. В стационарном состоя-
§ 6.1j
УСЛОВИЯ ОБРАЗОВАНИЯ ФОТО-Э. Д. С.
48/
нии установившаяся разность потенциалов на разомкнутых
контактах образца выравнивает потоки электронов и дырок
так, что в каждом сечении образца суммарный ток стано-
вится равным нулю:
I = 4 + 1Р = Ее (р„п + р,рр) + е (Dn — Dp) grad п = 0.
Отсюда
Е = grad п = е grad п,
Рп” + Н-рР ь о
d
{ Б/Д = е—и—Ап.
1 о j dx о
* О'
Величина фото-э. д. с. эффекта Дембера не превышает не-
скольких милливольт и практического применения не имеет.
Рис. 6.3. Полупроводник в попе-
речном магнитном поле (//Д£).
Эффект Холла.
Рис. 6.4. Образование фото-
электромагнитной э. д. с.
Значительно больший интерес представляет фотоэлектро-
магнитный эффект, обнаруженный впервые Кикоиным и
Носковым [2]. Это явление аналогично эффекту Холла, за-
ключающемуся в образовании поперечной э. д. с. вследствие
отклонения в магнитном поле (под действием силы Лоренца)
потоков носителей тока, движущихся в продольном направ-
лении под действием внешнего электрического поля. Меха-
низм образования поперечной э. д. с. Холла иллюстрируется
рис. 6.3. Разность потенциалов, образующаяся в направле-
нии, перпендикулярном направлению движения зарядов
и направлению магнитного поля, возникает в резуль-
тате неодинаковой концентрации электронов и дырок в
488
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
полупроводнике (при п = р значение = 0), а знак ее
определяется типом основных носителей тока.
Образование фотоэлектромагнитной э. д. с. иллюстри-
руется рис. 6.4. Продольный поток носителей создается
диффузией избыточных зарядов, создаваемых у поверх-
ности полупроводника при сильном поглощении света.
В отличие от эффекта Холла, представляющего собой раз-
ностный эффект отклонения электронов и дырок, смещаю-
щихся в магнитном поле в одном направлении, фотоэлектро-
магнитная э. д. с. равна суммарному эффекту отклонения
электронов и дырок в противоположных направлениях.
Вследствие этого величина фотоэлектромагнитной э. д. с.
может достигать весьма больших значений (например,
порядка 100 в в Сп2О). Фотоэлектромагнитный эффект ис-
пользуется на практике в некоторых типах полупроводни-
ковых приемников инфракрасного излучения. В отличие
от фотосопротивлений, приемники инфракрасного излуче-
ния, основанные на фотоэлектромагнитном эффекте, не
нуждаются в охлаждении: равновесные тепловые носители
тока не участвуют в образовании диффузионного потока,
и концентрация их не влияет существенным образом на
характеристики фотоэлемента.
Наиболее широкое техническое применение в настоящее
время имеет последний из перечисленных выше способов
возбуждения фото-э. д. с. — разделение пар носителей
тока под действием внутренних электростатических полей,
образующихся в приконтактной области полупроводника.
Слой с нелинейной проводимостью, образующийся при опре-
деленных условиях в области контакта полупроводника
с металлом или с другим полупроводником, часто называют
запирающим слоем, откуда и происходит название: фото-
элементы с запирающим слоем, или вентильные фотоэле-
менты — по сходству их структуры eg структурой твердых
полупроводниковых вентилей.
Явление образования фото-э. д. с. при освещении запи-
рающего слоя известно давно. Оно было впервые обнару-
жено и описано Беккерелем в 1839 г., т. е. значительно
раньше, чем другие виды фотоэффекта. Технические при-
боры, основанные на этом явлении, начали изготавливать и
применять задолго до теоретического объяснения их дей-
ствия.
§ 6.2]
ОБРАЗОВАНИЕ ЗАПИРАЮЩЕГО СЛОЯ
489
§ 6.2. Образование запирающего слоя
Действие вентильных фотоэлементов связано с образова-
нием в полупроводниках контактного поля, т. е. электро-
статического поля, локализованного в тонком слое полу-
проводника вблизи его контакта с электродом. Запирающий
слой может образоваться либо вследствие химической неод-
нородности приконтактной области полупроводника (так
называемый «химический запирающий слой»), либо в ре-
зультате проникновения в толщу полупроводника поля кон-
тактной разности потенциалов. При определенном соотно-
шении работ выхода металла и полупроводника приконтакт-
ная область приобретает повышенное сопротивление и не-
линейную (несимметричную) проводимость во внешнем
поле, что приводит к различному ее воздействию на движе-
ние электронов и дырок, возбуждаемых светом вблизи при-
контактной области. Третий вариант образования запираю-
щего слоя — образование электронно-дырочного перехода,
т. е. слоя, в котором сосредоточено контактное поле между
двумя слоями одного и того же полупроводника с различ-
ным характером проводимости (с различным типом при-
меси).
Образование химического запирающего слоя можно
проиллюстрировать на примере твердого медно-закисного
выпрямителя или аналогичного ему медно-закисного (куп-
роксного) фотоэлемента. Такие фотоэлементы, представ-
ляющие собой медную пластинку, покрытую слоем закиси
меди, применялись еще в тридцатых годах (в настоящее
время вследствие малой чувствительности они утратили свое
техническое значение).
Зондовое исследование проводимости контактной об-
ласти, лежащей между медью и закисью меди, полученной
методом поверхностного окисления медной пластинки, по-
казало, что между слоем хорошо проводящей меди и полу-
проводниковым слоем закиси меди лежит область с повы-
шенным сопротивлением, превышающим сопротивление ос-
новной толщи закиси меди (рис. 6.5). Закись меди представ-
ляет собой полупроводник дырочного типа. Акцепторные
уровни образованы в решетке этого полупроводника из-
бытком кислорода, концентрация которого понижается
по мере углубления в толщу закиси меди. В области
490
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
непосредственного контакта закиси меди с медью, по-ви-
димому, лежит тонкий слой полупроводника, обедненного
примесью (или вовсе лишенного ее). Этим и объясняется
Промежуточный
спой
Рис. 6.5. Распределение сопротив-
ления в системе с химическим за-
пирающим слоем.
его повышенное сопротив-
ление.
Упрощенная энергети-
ческая диаграмма такой
трехфазной системы может
быть изображена, как было
предложено Маслаковцем
[3], подобно диаграмме, по-
казанной на рис. 6.6. В со-
стоянии равновесия уровни
Ферми всех трех компонен-
тов системы совмещены.
Если в результате собствен-
ного поглощения света в по-
лупроводнике возникнут
пары свободных электро-
нов и дырок, то электроны из зоны проводимости полу-
проводника (неосновные для дырочного полупроводника
носители) смогут свободно диффундировать в металл,
в то время как для дырок (основных носителей) такой
Рис. 6.6. Упрощенная энергетическая схема запираю-
щего слоя.
переход невозможен: валентная зона полупроводника от-
делена от уровней свободных электронов в металле за-
претной зоной промежуточного слоя. Диффузия электронов
из полупроводника в металл будет продолжаться до тех
§ 6.2]
ОБРАЗОВАНИЕ ЗАПИРАЮЩЕГО СЛОЯ
49i
пор, пока металл не зарядится отрицательно настолько,
что возникшее поле будет препятствовать дальнейшему
перемещению зарядов. Обратный дрейфовый ток утечки
через промежуточный слой уравновесит ток диффузии, так
что суммарный ток через переход при разомкнутых кон-
тактах будет равен нулю.
Аналогичная картина будет наблюдаться и при контакте
электронного полупроводника с металлом через химический
запирающий слой. Только в этом случае через промежуточ-
ный слой из полупроводника в металл смогут диффундиро-
вать не электроны, а дырки, заряжая металл положительно.
Из приведенной упрощенной схемы процесса, кстати,
видно, что примесное поглощение света, возбуждающее
в полупроводнике носители тока только одного знака, а
именно основные (дырки в дырочном и электроны в элект-
ронном полупроводнике), не может образовать разности по-
тенциалов между металлом и полупроводником — диффу-
зия основных носителей тока через запирающий слой невоз-
можна.
Вообще говоря, для объяснения механизма образования
запирающего слоя на границе между металлом и полупро-
водником совершенно нет необходимости каждый раз при-
влекать представления о химической неоднородности состава
полупроводника. Образование контактной разности потен-
циалов между любыми контактирующими веществами с раз-
личной величиной работы выхода может само по себе при
определенных условиях привести к образованию запираю-
щего слоя в приконтактной области полупроводника [4].
Рассмотрим образование контактной разности потенциа-
лов сначала для случая контакта двух металлов. Если два
тела приведены в такое состояние, что электроны могут
свободно переходить из одного тела в другое (плотный кон-
такт), то уровни электрохимического потенциала (уровни
Ферми) у обоих тел должны быть одинаковыми, поскольку
обменивающиеся электронами тела представляют собой
единую систему, находящуюся в состоянии термодинами-
ческого равновесия. Если в контакте находятся тела с раз-
личными работами выхода (имеется в виду термодинамиче-
ская работа выхода, отсчитываемая от уровня Ферми), то
при совмещении уровней Ферми электроны, вышедшие из
первого и второго тел, окажутся в вакууме с различным
492
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
запасом потенциальной энергии. Это означает, что между
контактирующими телами возникнет разность потенциалов,
устанавливающаяся вследствие перехода электронов из
тела с меньшей работой выхода в тело с большей работой
выхода. Эта контактная разность потенциалов равна раз-
ности работ выхода контактирующих тел:
<Рк = <Р1 —<Р2-
В результате перехода электронов в теле с меньшей ра-
ботой выхода возникает положительный заряд, а в теле
с большей работой выхода — отрицательный. Образуется
двойной электрический слой зарядов. В обоих телах вблизи
контакта возникает электрическое поле, распределение
потенциала в котором может быть определено из уравнения
Пуассона
V2t/ = —
е
Вне двойного слоя электрическое поле отсутствует.
В металлах вблизи уровня Ферми имеется большое число
свободных разрешенных энергетических уровней, поэтому
там может возникнуть огромная плотность объемного за-
ряда, практически не проникающего в толщу металла, а со-
средоточенного в контактной плоскости. В самом деле, для
того чтобы обеспечить контактную разность потенциалов
Фк порядка 1 в при расстоянии между соприкасающимися
поверхностями порядка межатомного расстояния (d
10“8 * см), поверхностная плотность заряда q должна со-
ставлять
? = так как = Ed = d.
Диэлектрическая постоянная
8 = 4Л-9.10» к1в'см' е = 1 ’6‘ 10"1в к'
поэтому
q = 1/4л-9-1011 *-1,6-10 1в-10“8^5-1013 * слг2.
В металле, где объемная плотность свободных электронов п
равна объемной плотности атомов, на 1 см2 одноатомного
поверхностного слоя укладывается q = nd 1023 • 10 8 =
= 1015 электронов. Легко видеть, что изменение по-
верхностной плотности электронов, обеспечивающее кон-
§ 6.2]
ОБРАЗОВАНИЕ ЗАПИРАЮЩЕГО СЛОЯ
493
тактную разность потенциалов, не превышает нескольких
процентов от их нормальной поверхностной концентрации.
Рис. 6.7. Энергетические диаграммы контактных переходов металл —
полупроводник. Поле в контактной области характеризуется изгибом
энергетических зон.
а — запирающий слой <рм <рпп (п), б — антизапорный слой <РМ <- Фпп
« — запирающий слой <рм < <рпп (р), г — антизапорный слон <рм > <РПп<Р)-
Иначе обстоит дело, если в контакте находятся металл и
полупроводник. В металле по-прежнему все избыточные
(или недостающие) электроны будут сосредоточены в
поверхностной плоскости контакта. В полупроводнике
объемная плотность свободных носителей тока на несколько
494
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ б
порядков ниже, чем в металле, — там не может возникнуть
объемный заряд столь большой плотности. Область, зани-
маемая объемным зарядом, распространяется в толщу полу-
проводника на глубину тем большую, чем меньше концент-
рация свободных носителей в полупроводнике (чем меньше
его электропроводность). Вместо скачка потенциала, как
на границе двух металлов, электрическое поле здесь про-
никает в глубь приконтактного слоя полупроводника на
некоторую конечную глубину I. Это может быть изображено
в виде изгиба всех зон электронных состояний в полупровод-
нике, показывающего постепенное изменение энергии элект-
ронов в области контакта (рис. 6.7). Глубина проникновения
плоского контактного поля в толщу полупроводника /
может быть получена из уравнения Пуассона
d-U р
dx2 е
Если образование контактной разности потенциалов
приводит к «вытягиванию» из приконтактной области полу-
проводника всех свободных носителей тока (например, элек-
тронов из электронного полупроводника при <рпп <рм),
то возникающий при этом положительный объемный заряд
р можно считать равным еп0 — заряду равновесной объем-
ной концентрации носителей в полупроводнике вдали от
контактной области. Тогда, подставляя в уравнение Пуас-
г, d2 U d2w
сона значение р и считая, что ф = —U, т. е. =------
1 > V > dx2 •
получим уравнение, описывающее ход потенциала <р(х)
в приконтактной области:
<72Ф еп0
dx2 е
На расстоянии х;>1 поле в полупроводнике отсутствует,
так что ф(/) = 0. Кроме того, £'(/) = ^ | г = 0. Решение
уравнения, удовлетворяющее этим граничным условиям:
Так как
TW = ^(/-x)2.
ф(0) = >/2,
§6.2]
ОБРАЗОВАНИЕ ЗАПИРАЮЩЕГО СЛОЯ
495
ТО
2е<р(0)'//
. en„ )
Поскольку в металл поле не проникает, то все падение
напряжения происходит в приконтактном слое полупровод-
ника, так что ф(0) = <рк; следовательно,
2e<pKV/2
(6-1)
Таким образом, глубина проникновения поля в полупро-
водник тем больше, чем больше контактная разность по-
тенциалов (разность работ выхода), чем меньше концентра-
ция носителей тока в полупроводнике и чем больше диэлект-
рическая постоянная полупроводника.
Обеднение электронами пр и контактного слоя полупро-
водника с электронным типом проводимости происходит
в том случае, если работа выхода этого полупроводника
меньше, чем работа выхода металла. У границы полупро-
водника образуется положительный объемный заряд. Такой
обедненный основными носителями тока слой обладает
повышенным по сравнению со всем объемом полупровод-
ника сопротивлением и свойствами запирающего слоя.
Если же полупроводник обладает дырочным типом про-
водимости при том же соотношении работ выхода (<рпп
<рм), то положительный объемный заряд образуется
в приконтактном слое полупроводника благодаря избытку
в нем дырок. Концентрация основных носителей тока в при-
контактном слое полупроводника повышается, и сопроти-
вление его уменьшается. Такой слой называют анти-
запорным.
Аналогично этому, если фпп^>фм, запирающий слой
образуется при контакте дырочного полупроводника с метал-
лом в результате обеднения приконтактной области полупро-
водника основными носителями тока — дырками. Антизапор-
ный слой образуется при контакте металла с электронным
полупроводником. Антизапорный слой—слой с повышен-
ной проводимостью — не нарушает линейной связи между
током через контакт и внешним напряжением любой поляр-
ности. Такой контакт металла с полупроводником называют
омическим или невыпрямляющим контактом и используют
496
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
при изготовлении вводов для неполярных полупроводни-
ковых приборов, например фотосопротивлений или терми-
сторов.
Запирающий слой, возникающий на границе между
металлом и полупроводником при указанных выше усло-
виях, обладает, кроме повышенного сопротивления, еще
и униполярной проводимостью, т. е. ярко выраженной
нелинейностью зависимости тока от внешнего напряжения.
Такне контакты используют в твердых выпрямителях и
для изготовления фотоэлементов.
§ 6.3. Электронно-дырочный переход
Эффективность запирающего слоя несравненно выше
(т. е. сильнее его выпрямляющее действие и больше вели-
чина фото-э. д. с. при освещении), если он образован при
контакте двух полупроводников с различным типом про-
водимости. Если контактируют два полупроводника одного
и того же состава, но с различным типом проводимости
(например, германий с примесью донорного типа и германий
с акцепторной примесью), то в пограничной области между
ними всегда возникает контактное поле, так как работы
выхода этих полупроводников различны. Такой контакт
двух полупроводников называют электронно-дырочным или
р — «-переходом. В дырочном компоненте этой системы уро-
вень Ферми расположен существенно ниже, чем в электрон-
ном, значит, работа выхода р-полупроводника всегда пре-
вышает работу выхода «-полупроводника. Контактная раз-
ность потенциалов, равная разности работ выхода р- и
«-полупроводников, может достигать величины, близкой
к ширине запретной зоны кристалла: арк А&.
Образование контактной разности потенциалов на р—п-
переходе обеспечивается переходом электронов из электрон-
ного полупроводника (обладающего меньшей работой вы-
хода) в дырочный и дырок — в противоположном напра-
влении. Таким образом, прпконтактная область оказывается
обедненной электронами со стороны электронного полу-
проводника и дырками — со стороны дырочного. Иначе
говоря, на р — «-переходе всегда образуется запирающий
слой — слой с повышенным сопротивлением, обедненный
основными носителями тока. Толщина этого слоя по обе
§ 6.3]
ЭЛЕКТРОННО-ДЫРОЧНЫЙ ПЕРЕХОД
497
стороны от контактной плоскости обратно пропорциональна
концентрациям основных равновесных носителей в р- и
«-компонентах системы, т. е. концентрациям акцепторной
и донорной примесей в каждом из них.
Следует заметить, что при простом механическом кон-
такте образцов полупроводника, легированных донорной
и акцепторной примесями, никакого перехода электронов
из электронного полупроводника в дырочный не произой-
дет и контактное поле на границе не образуется. Как уже
говорилось в гл. 2, на поверхности примесных полупровод-
ников всегда образуются заряды в результате ионизации
поверхностных атомов, вследствие чего положение уровня
Ферми относительно дна зоны проводимости вблизи поверх-
ности электронного и дырочного полупроводников почти
не различается: работы выхода их почти равны. Для об-
разования р — «-перехода обычно вводят избыточную при-
месь одного типа в полупроводник, легированный примесью
противоположного типа. Область объемного заряда — поле
контактной разности потенциалов (р — «-переход) — об-
разуется у поверхности, ограничивающей распространение
введенных примесных атомов.
Уход основных носителей тока через контактную гра-
ницу можно представить себе как диффузию электронов из
«-полупроводника, где концентрация их велика, в контак-
тирующий с ним р-полупроводник с низкой концентрацией
свободных электронов. Одновременно дырки диффундируют
из р-полупроводника в «-полупроводник. Диффузионный
ток носителей в конце концов уравновешивается обрат-
ным дрейфовым током, возникающим в результате обра-
зования в приконтактной области электрического поля,
созданного объемными зарядами электронов в дыроч-
ном полупроводнике и дырок в электронном полупро-
воднике.
На рис. 6.8 изображено распределение концентрации
акцепторной Уа и донорной Na примесей в системе из двух
полупроводников с резкой границей. Это распределение
соответствует случаю, когда акцепторная примесь введена
с одной стороны в полупроводник с равномерно распре-
деленной донорной примесью. Концентрация акцепторной
примеси велика и имеет крутой фронт внедрения. На том
же рисунке показано распределение концентрации носите-
498
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
лей тока в приконтактной области. Здесь пп и рр обозначают
удельные концентрации основных носителей тока, а пр
и рп — неосновных (электронов в дырочном и дырок в элек-
тронном полупроводниках).
Ниже изображены объемные
заряды, скапливающиеся в
приконтактном слое, напря-
женность поля и ход потен-
циала в области контакта
(энергетическая диаграмма
р — «-перехода).
Вдали от контактного пе-
рехода концентрация элек-
тронов в зоне проводимости
«-полупроводника остается
Р
а)
N
прим
Рис. 6.8. Характеристики электронно-дырочного перехода.
а — распределение концентрации акцепторной и донорной примесей, б — рас-
пределение концентрации основных (п^н рр) и неосновных (пр н рп) носителей
тока, в — распределение объемного заряда, г — изменение напряженности поля,
д — энергетическая диаграмма р—п-перехода.
неизменной и равной равновесной концентрации п0:
пп=п. = 2 е~= NBpe~(6.2)
где g0 — энергия Ферми (см. гл. 5).
В области контактного перехода энергия электронов
возрастает — расстояние от дна зоны проводимости до
уровня Ферми, одинакового для всей системы, увеличи-
вается, приобретая в зависимости от координаты значение
$ (х) = (*)•
§ 6.з1
ЭЛЕКТРОННО-ДЫРОЧНЫЙ переход
499
Концентрация электронов при переходе от «-области
в p-область уменьшается и может быть вычислена по фор-
муле
_ gp + е<р (х) _ г<р (л)
n(x) = N1!pe *т =ппе «. (6.3)
Концентрация электронов на границе контактного поля
в p-области (при х =— 1р) соответственно равна
пр = п (— /р) = ппе kT ,
так как <р (—1р) = <рк.
Аналогично и концентрация дырок, переходящих в п-
область (при х = /„), равна
_^к
Рп = PfP kT •
В отсутствие внешнего напряжения контактное поле на
р — «-переходе не создает никакого тока во внешней цепи.
Это значит, что в равновесном состоянии сумма потоков за-
рядов через контактную границу равна нулю.
Подсчитаем баланс тока, создаваемого движением элек-
тронов через контактный переход. Через любое сечение
контактного слоя, находящееся на расстоянии х от кон-
тактной плоскости, под действием поля с напряженностью
Е — течет дрейфовый ток плотностью
iE = ецппЕ.
В то же время, поскольку концентрация электронов в пере-
ходной области изменяется от точки к точке, навстречу
ему течет диффузионный ток, пропорциональный градиенту
концентрации электронов в точке х:
В состоянии равновесия полный ток через контактную
границу равен нулю:
e(Ep„« + D„g) = 0.
500
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
Из предыдущего известно, что концентрация носителей
тока в контактном слое изменяется в отсутствие внешнего
напряжения по закону
п — п„е ,г/;
тогда
dn еп„ — р? dw епп шр
dx~~~kTe dx~~ ~~~kf dx"
„ dn r.
Подставляя в уравнение значение и заменяя Е на
dw
получим
е dx п kT dx)
Отсюда следует, что
kT
и совершенно аналогично
kT
Dp— Рр е
(6-4)
Эти соотношения были впервые установлены Эйнштей-
ном и носят его имя.
Если обозначить через 1пп и 1рр токи, переносимые основ-
ными носителями в одноименных областях перехода, а 1пр
и 1рп — неосновными носителями (первый индекс обозна-
чает, движением каких зарядов обусловлен ток, второй —
в какой области он течет), то отсутствие тока во внешней
цепи в условиях равновесия (без внешнего напряжения)
можно записать следующими равенствами:
I пр ^пп 6,
1рп-1рр = Ъ,
= 0.
Токи, создаваемые движением основных и неосновных
носителей, уравновешивают друг друга в отсутствие внеш-
него поля; суммарный ток в цепи равен нулю.
Такое равновесие обеспечивается тем, что для неоснов-
ных носителей контактного барьера не существует (контакт-
ное поле для них — ускоряющее) и ток, создаваемый их
движением, определяется лишь концентрацией неосновных
§ 6.4] ВЫПРЯМЛЯЮЩЕЕ ДЕЙСТВИЕ КОНТАКТНОГО ПЕРЕХОДА 501
носителей в п- и p-областях, коэффициентами их диффузии
Dn и Dp, а также тем средним расстоянием, на которое они
могут смещаться до своей рекомбинации (диффузионной
длиной Ln и Lp):
+ 1рп = е • (6.5)
Ток основных носителей, концентрация которых в одно-
именных областях значительно превышает концентрацию
неосновных, ограничен наличием потенциального барьера
в контактной области (тормозящего их движение). Пройти
через контактный барьер может лишь незначительное число
основных носителей с повышенной энергией (п = ппе kT).
Высота потенциального барьера в отсутствие внешнего
напряжения устанавливается как раз такой, что обеспечи-
вает равенство потоков основных и неосновных носителей:
контактная разность потенциалов определяется соотноше-
нием концентраций основных и неосновных носителей тока
в контактирующих полупроводниках:
Фк=—1п^=^1п^е. ’ (6.6)
тк е пр е рп ' >
§ 6.4. Выпрямляющее действие контактного перехода
Запирающий слой, образующийся в контактной области
р — «-перехода (или в области контакта полупроводника
с металлом), обладает не только повышенным по сравнению
с остальным полупроводником сопротивлением, но и свой-
ством изменять величину своего сопротивления в зависи-
мости от полярности внешнего напряжения. Если к системе
приложить внешнее напряжение такой полярности, что
основные носители тока будут оттягиваться от контакта
в глубь полупроводников (для этого к электронному полу-
проводнику надо присоединить положительный полюс, а
к дырочному — отрицательный), то область приконтактного
объемного заряда будет расширяться, сопротивление за-
пирающего слоя увеличится. Внешнее поле складывается
с полем контактной разности потенциалов, общее падение
напряжения в контактном слое равно q>K + U, энергетиче-
ская высота потенциального барьера возрастает. Такую
502
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[Гл. 6
полярность внешнего напряжения называют запорной или
обратной.
Если же внешнее напряжение вытягивает основные
носители тока из толщи полупроводников к контактному
переходу, запирающий
слой сужается, сопро-
тивление его падает, а
внешнее напряжение вы-
читается из контактной
разности потенциалов.
Такую полярность (плюс
со стороны дырочного и
минус со стороны элек-
тронного полупроводни-
ков) внешнего напряже-
ния называют прямой
или пропускной. Если
Рис. 6.9. Энергетическая диаграмма
электронно-дырочного перехода при
подаче на него внешнего напряжения
прямой (а) и обратной (б) полярности.
0 и 0-
прямое напряжение пре-
вышает q>K, запирающий
слой исчезает и во внеш-
ней цепи течет ток,вели-
чина которого определя-
ется сопротивлением по-
лу проводников в соответ-
ствии с законом Ома.
Энергетическая диаграм-
ма р — м-перехода при
подаче на него внешнего
напряжения прямой и
обратной полярности по-
казана на рис. 6.9.
При подаче внешнего
напряжения равновесие
между потоками зарядов
через контактный пере-
ход нарушается и во
внешней цепи течет ток,
направление и величина которого зависят от полярности
и величины приложенного напряжения. На неравенстве
прямого и обратного токов основано действие твердых
выпрямителей.
§ 6.4] ВЫПРЯМЛЯЮЩЕЕ ДЕЙСТВИЕ КОНТАКТНОГО ПЕРЕХОДА 503
Зависимость тока от напряжения на выпрямляющем
переходе может быть получена путем решения уравнения
для полного тока через контактный переход
I = e^.n + Dn^.
Подставив в это уравнение значения рп= ^j.Dn и Е = ,
получим дифференциальное уравнение
dn е dtf I „
dx ' kT П dx
Граничными условиями (считая положительным напря-
жение U в прямом направлении) в выбранной системе коор-
динат являются следующие:
Ф (/«) = 0, п (1п) = пп,
«Рк — U
4>(—tp) = <pK~U, n(—lp) = n„e kT .
Решение уравнения для полного тока дает выражение,
определяющее форму вольтамперной характеристики за-
пирающего слоя:
eU
Z = 75(e^-1),
где Is—ток насыщения, протекающий через контактный
переход в запорном направлении, образованный движением
неосновных носителей (пр и рп) и равный
Is = е •
\ Lp Ln i
Процесс выпрямления можно представить себе следую-
щим образом. Когда внешнее напряжение приложено в пря-
мом направлении (£7^>0, рис. 6.9, а), то вследствие умень-
шения высоты потенциального барьера на контактной гра-
нице на величину U число основных носителей, способных
преодолеть контактный барьер, резко возрастет:
eU eU
пи = nekT, ри = pekT.
В результате внедрения этих носителей в область, где они
не являются основными (так называемой «инъекции неоснов-
ных носителей»), в этой области возникает встречный поток
504
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. С
основных носителей. Инъектированные избыточные носи-
тели тока растекаются от контактной границы в глубь полу-
проводника (на расстояния Ln и Lp) и рекомбинируют на
основных носителях, приток которых из объема полупро-
водника обеспечивается их высокой концентрацией. Если
без внешнего поля
Аш = ^пр Ч 1рр ~ Ipnt
то при подаче внешнего напряжения в прямом направлении
ток, переносимый основными носителями, увеличится соот-
ветственно выражениям
eV eV
/ _ / еьт и J _ / ekt
л tin 1 Пр*' 1 рр 1 рпс •
Таким образом, прямой ток во внешней цепи образуется
потоками основных носителей в полупроводниках 7„„ и
1рр, компенсирующими приток избыточных носителей через
переход и быстро возрастающими при повышении прямого
напряжения. В то же время в обратном направлении течет
ток неосновных носителей 1пр и 1рп, втягиваемых в уско-
ряющее их контактное поле. Этот ток не зависит от вели-
чины внешнего напряжения и определяется только кон-
центрацией неосновных носителей пр и р„. Полный ток во
внешней цепи равен сумме электронных и дырочных токов:
еУ
I = Ipp-^ Inn Ipn 1пр = (1рпЛ~ Iпр) (ekT— 1)»
Ipn + Jnp= Is = e . (6.7)
Когда внешнее напряжение приложено в запорном на-
правлении (U 0, рис. 6.9, б), высота потенциального
барьера увеличивается; это препятствует переходу основных
носителей через запирающий слой:
е kr—*0 при eU^>kT,
Цп = 0, 1рр = 0.
Зато все неосновные носители, достигающие р — и-перехода,
по-прежнему свободно проходят через границу, образуя
обратный ток насыщения
Ig Ipn Inp-
§ 6.5]
ОСВЕЩЕНИЕ КОНТАКТНОГО ПЕРЕХОДА
505
Величина обратного тока определяется объемной кон-
центрацией неосновных носителей в р- и п-полупроводниках,
т. е. скоростью их тепловой генерации, зависящей от ши-
рины запретной зоны полу-
проводника, температуры и
концентрации примесей. ]
§ 6.5. Освещение I---
контактного перехода [
।
Как было сказано в 1
§ 6.4, потоки зарядов рав-
новесных тепловых носите- .—&—j
лей тока через запирающий
слой в отсутствие внешне-
го напряжения уравнове-
шены (рис. 6.10, а):
I = Пр I рп I пп I рр = 0
(за положительное направ-
ление принято направление
обратного тока).
Рассмотрим теперь слу-
чай, когда на р — п-пере-
ход (например, со стороны
п-полупроводника) падает
световой поток Ф (рис.
6.10, б) спектрального со-
Рис. 6.10. Энергетическая диа-
грамма неосвещенного (с) и осве-
щенного (б) электронно-дырочного
перехода.
става, соответствующего по-
лосе собственного погло-
щения полупроводника.
Энергия квантов в этой об-
ласти достаточна для созда-
ния свободных пар электронов и дырок (hv 5= Ag). В обла-
сти собственного поглощения коэффициент а полупровод-
ников велик, так что свет поглощается главным образом
вблизи поверхности освещаемого полупроводника.
Большой градиент концентрации освобождаемых светом
избыточных пар носителей тока обусловливает их диффу-
зионное перемещение от поверхности вглубь, к контактному
переходу. При небольшой толщине слоя наружного полу-
боб ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ [ГЛ. Й
проводника к области контактного поля подойдет какая-то
часть пар носителей тока, не успевших рекомбинировать.
Здесь — в области контактного перехода — произойдет раз-
деление пар: электроны (основные носители) останутся
в наружном слое полупроводника (контактное поле их тор-
мозит), дырки же (неосновные носители) будут втянуты
ускоряющим контактным полем и перейдут в нижний слой
полупроводника, образуя в нем положительный объемный
заряд. Равновесие системы при освещении нарушается,
через переход и во внешней цепи фотоэлемента потечет ток.
Если — монохроматический световой поток (в ват-
тах), падающий на поверхность наружного полупроводника,
то число фотонов определится величиной . Число образо-
р
ванных при этом пар носителей тока будет равно Y, где
Y — квантовый выход внутреннего фотоэффекта. Величина
квантового выхода внутреннего фотоэффекта обычно меньше
единицы, так как некоторая доля светового потока погло-
щается нефотоэлектрически (например, на примесях, с об-
разованием не пар, а только одного вида основных носи-
телей тока). Число пар, подошедших в результате диффу-
зии к р — n-переходу, можно оценить величиной У?.
Множитель 0 (Р 1) называют коэффициентом собира-
ния носителей тока; он определяет долю пар носителей,
дошедших до перехода, не рекомбинировав в объеме на-
ружного полупроводника. 0 равно отношению числа пар
носителей тока, дошедших до перехода, к числу пар, воз-
никающих у поверхности в результате поглощения света.
Ток, образованный потоком через р — «-переход избы-
точных неосновных носителей, соответствует количеству
дошедших до перехода пар и определяется величиной
Л> = е ~ F,Y\р = const • Fx
или при освещении неразложенным светом 7ф = £Ф. Все
«свтовые» неосновные носители (в данном случае —дырки),
дошедшие от поверхности освещенного полупроводника
до границы запирающего слоя, будут втянуты контактным
полем и создадут ток во внешней цепи.
§ 6.5]
ОСВЕЩЕНИЕ КОНТАКТНОГО ПЕРЕХОДА
507
Полный ток, протекающий во внешней цепи при осве-
щении фотоэлемента, будет равен
UR
I = 4" рп 4“ Iпр Iпп рр £> "
Падение напряжения Ur = IRH, создаваемое этим то-
ком на сопротивлении нагрузки (действующее, как видно
из рис. 6.10, в прямом направлении), понизит контактный
потенциальный барьер и вызовет рост тока основных носи-
телей через переход:
1 _ I pkT I _ J P kT
1 pp 1 pnP » 1 nn 1 np*'
Ток насыщения Is = Inp 4- Ipn, образованный потоком рав-
новесных неосновных носителей, при этом не изменяется.
Таким образом, для тока во внешней цепи освещенного
р — «-перехода можно написать
I = -£=I*-Is(ekT -1) = 7Ф-Л(е^ -1). (6.8)
Направление тока соответствует обратному току через
выпрямляющий переход.
Если сопротивление нагрузки равно нулю (режим ко-
e^JR
роткого замыкания), то Ur = 0; тогда е = 1 и ток ко-
роткого замыкания
/кз = /ф=5Ф
прямо пропорционален световому потоку. Только при боль-
ших интенсивностях света, когда концентрация избыточных
носителей тока сильно увеличивается, время жизни их убы-
вает, растут потери на рекомбинацию (0 снижается) и про-
порциональность между /кз и Ф нарушается. (Вообще го-
воря, в чистом виде режим короткого замыкания никогда
и не осуществляется, так как сопротивление прилегающих
к контактному переходу слоев п- и р-полупроводников слу-
жит нагрузкой короткозамкнутого по внешней цепи фото-
элемента.)
508
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
При наличии сопротивления нагрузки 7?н ток во внешней
цепи фотоэлемента существенно понижается и зависимость
его от светового потока становится нелинейной:
Падение напряжения на сопротивлении /?„ равно соответ-
ственно
^ = ^1п(1 V-VA (6.9)
В режиме холостого хода (при разомкнутых контактах)
£^хх
7 = 0, /ф—7s(e — 1) = 0
и
= (6.10)
Напряжение холостого хода 7/хх (э. д. с.) фотоэлемента
изменяется с ростом светового потока по логарифмическому
закону и в пределе достигает значения, равного контактной
разности потенциалов (7/хх фк):
(^Arx)max = Фк = фр фл •
По знаку 77хх противоположно контактной разности потен-
циалов.
Приведенные уравнения — основные уравнения фото-
элемента с запирающим слоем [5, 6]. Пользуясь этими соот-
ношениями, можно построить полную вольтамперную ха-
рактеристику освещенного р — «-перехода при подаче на
него прямого и обратного (запорного) внешнего напряжения.
Такая характеристика, вместе с вольтамперной характери-
стикой неосвещенного выпрямляющего контакта, изобра-
жена на рис. 6.11.
При подаче прямого напряжения фототок очень быстро
становится неразличимым на фоне большого прямого тока
основных носителей. При подаче внешнего напряжения
в запорном направлении при eU kT ток через фотоэле-
мент не зависит от напряжения и равен / = /ф + Is. Об-
ратный ток освещенного выпрямляющего перехода воз-
растает пропорционально световому потоку.
§ 6.5]
ОСВЕЩЕНИЕ КОНТАКТНОГО ПЕРЕХОДА
509
Отрезок Оа на вольтамперной характеристике (рис. 6.11)
определяет собой величину тока короткого замыкания осве-
щенного фотоэлемента, ОЬ — величину напряжения хо-
лостого хода Пхх, компенсированного внешним напряже-
нием. Участок характеристики между точками а и b пред-
ставляет собой собственную вольтамперную характеристику
фотоэлемента при постоянном световом потоке. Эта харак-
теристика вычерчена отдельно на рис. 6.12. При изменении
светового потока характеристика смещается и форма ее
рактеристики неосвещенного и тернстики вентильного фотоэле-
освещенного р—«-переходов. мента.
изменяется: точки на оси ординат (оси тока) смещаются
пропорционально световому потоку, на оси абсцисс — про-
порционально логарифму Ф. Прямые, проведенные из на-
чала координат под углом, определяемым величиной со-
противления нагрузки 7?н, пересекают характеристику
в точках, абсциссы которых дают падение напряжения UR
на нагрузке 7?н (например, Ux = а ординаты — ток
во внешней цепи I.
Режим работы фотоэлементов с запирающим слоем без
подачи внешнего напряжения принято (не совсем точно)
называть вентильным режимом. В этом режиме работает
большинство фотоэлементов с большой рабочей поверх-
ностью, не допускающих из-за низкого пробивного напря-
жения включения в цепь с внешним источником питания.
510
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
Фотоэлементы ср — n-переходом в монокристаллах
полупроводников (германия, кремния и др.) допускают
подачу сравнительно высоких напряжений в запорном
направлении и могут работать как в вентильном, так
Рис. 6.13. Схемы включения фотоэлемента с запи-
рающим слоем.
и в фотодиодном режимах, т. е. с подачей внешнего запор-
ного напряжения. В фотодиодном режиме фототоком яв-
ляется пропорциональный световому потоку обратный ток
через освещенный р — п-
переход. Схемы включения
фотоэлемента с запираю-
щим слоем в вентильном (а)
и в фотодиодном (б) режи-
мах показаны на рис. 6.13.
Эквивалентная электри-
ческая схема фотоэлемента
пп
Рис. 6.14. Эквивалентная схема
вентильного фотоэлемента.
с запирающим слоем (в вен-
тильном режиме) изобра-
жена на рис. 6.14. Здесь
фотоэлемент представлен
как генератор тока Г, ток которого /ф не зависит от вели-
чины сопротивления нагрузки /?„, Д — идеальный диод
с характеристикой
/д=Л(еаГ-1) = 7у
(/у —ток утечки). Ток через диод представляет собой ток
§ 6.6]
КПД ФОТОЭЛЕМЕНТА С ЗАПИРАЮЩИМ СЛОЕМ
511
утечки генератора через сопротивление утечки гу, равное
внутреннему сопротивлению запирающего слоя фотоэле-
мента. По закону Кирхгофа можно написать:
1) Уф=Уу+У, где У = Уф-У5(еаС/-1);
2) Уугу = У (У?„ + г„„);
отсюда получим
Т _ т J Rn 4“ гпп .
7-Уф—7 Гу ,
таким образом,
I = г________________________Гу-----.
* А’и + гпп + Гу
В режиме холостого хода
Уф = Уу = Is (еаи^ - 1), Пхх = 1 In (1 +^) •
В режиме короткого замыкания
Укз Уф"
§ 6.6. Коэффициент полезного действия фотоэлемента
с запирающим слоем (фотопреобразователя)
Для фотоэлементов с запирающим слоем, работающих
в вентильном режиме, целесообразно ввести понятие о коэф-
фициенте полезного действия, поскольку эти фотоэлементы
непосредственно преобразуют световую энергию в электри-
ческую. Наиболее эффективные из них используют в ка-
честве преобразователей солнечной энергии — элементов
солнечных батарей, служащих источниками питания раз-
личных устройств.
Коэффициент полезного действия 1] преобразователей
солнечной энергии определяется двумя группами факторов:
1) потерями энергии, зависящими от применяемых мате-
риалов и конструкции фотоэлемента, и 2) выбором режима
работы — величиной нагрузочного сопротивления, осве-
щенности и температуры фотоэлемента.
Потери энергии при преобразовании энергии излучения
в электрическую энергию, выделяющуюся на нагрузке
фотоэлемента, могут быть в свою очередь подразделены на:
а) световые потери и б) энергетические потери.
512
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
Световые потери — это прежде всего потери на отраже-
ние лучистого потока от поверхности фотоэлемента. Эти
потери сказываются на величине квантового выхода Y,
рассчитанного на падающий световой поток. Если коэффи-
циент отражения поверхности освещаемого полупровод-
ника равен R, то поглощенный лучистый поток равен соот-
ветственно (1—R)F, а число поглощенных квантов света
равно
q = ^-Y = /^(1— R)Y';
hv hv ' V >
r у
здесь Y = — квантовый выход, рассчитанный на
поглощенный лучистый поток, т. е. отношение числа обра-
зованных пар носителей тока к числу поглощенных
фотонов.
Если световой поток представляет собой не монохрома-
тическое излучение, а излучение широкого спектрального
диапазона (солнечный свет), то необходимо учитывать зави-
симость коэффициента отражения от длины волны:
<7 = J[l-fl(v)]^W'(v)dv.
Световые потери определяются не только отражением
света, но и тем, что не весь поглощенный в полупроводнике
световой поток образует свободные пары носителей тока.
Часть светового потока поглощается нефотоэлектрически
{Y' 1). Так, например, фотоны с энергией hv Д®
могут поглощаться путем примесного механизма с образо-
ванием только основных носителей тока, не участвующих
в фотоэффекте. К нефотоэлектрическому поглощению могут
быть также отнесены: экситонное поглощение, поглощение
с возбуждением колебаний решетки (образованием фоно-
нов), поглощение с возбуждением внутризонных переходов,
а также поглощение доли светового потока, прошедшего на
большую глубину, вплоть до нижнего металлического элек-
трода.
Энергетические потери — потери количества возбужден-
ных светом пар электронов и дырок или переносимой ими
энергии. Эти потери обусловлены рекомбинацией носите-
лей, не дошедших до р — и-перехода (0 1). Поглощенная
лучистая энергия может передаваться при рекомбинации пар
§ 6.1] КПД ФОТОЭЛЕМЕНТА С ЗАПИРАЮЩИМ СЛОЕМ 513
решетке полупроводника, что сопровождается его нагрева-
нием. Рекомбинационные потери зависят в значительной
мере от конструкции фотоэлемента, от толщины наружного
слоя полупроводника и состояния его поверхности. Реком-
бинационные потери велики, если толщина освещаемого
наружного слоя (глубина залегания р — n-перехода) превы-
шает диффузионную длину L носителей тока, т. е. такое
расстояние, на котором концентрация носителей снижается
в е раз в результате их рекомбинации. Поверхностная ре-
комбинация носителей тока зависит от чистоты и состояния
освещаемой поверхности полупроводника.
Если энергия квантов света значительно превышает
ширину запретной зоны: hv Ag, то избыточная часть
поглощенной энергии (hv — Ag) растрачивается беспо-
лезно, поскольку энергия носителей тока — электронов, —
заброшенных на высокие энергетические уровни, очень
быстро рассеивается и они «падают» на уровни, соответ-
ствующие наиболее вероятным состояниям вблизи дна зоны
проводимости (соответственно дырки «всплывают» на уровни
с наименьшей для них энергией — вблизи верхнего уровня
валентной зоны). Свободные заряды претерпевают не менее
1012 соударений с атомами решетки за 1 сек, каждый раз
теряя часть своей избыточной энергии.
Кроме того, в цепи работающего с внешней нагрузкой
фотоэлемента можно раздельно определить потери энергии
по току и по напряжению. Токовые потери происходят
в результате утечки части носителей через запирающий
слой в прямом направлении. Их можно оценить величиной
шунтирующего фотоэлемент сопротивления утечки или
внутреннего сопротивления запирающего слоя 7?ас, соста-
вляющего обычно несколько килоом. Под потерями по на-
пряжению понимают падение напряжения на паразитных
сопротивлениях, включенных последовательно с нагруз-
кой, — на сопротивлении слоев полупроводника и кон-
тактов с электродами (гпп).
Полный к. п. д. преобразователя, определяющийся как
внутренними потерями, так и выбором режима работы, мо-
жет быть оценен из полученных выше выражений для тока
и напряжения фотоэлемента:
IU„ 1 kT
/ф-/
s
514
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
Величину лучистого потока определим из соотношения
откуда
Тогда получим
г _
~ ер/’
(6-П)
Как видно, коэффициент полезного действия увеличи-
вается при увеличении множителей: У — квантового вы-
хода фотоэффекта (тем большего, чем меньше коэффициент
отражения /?) и р — коэффициента собирания пар носи-
телей. К. п. д. тем больше, чем меньше ток насыщения кон-
тактного перехода /5, т. е. чем меньше равновесная концен-
трация неосновных носителей в полупроводнике (чем меньше
количество загрязняющих примесей, образующих неоснов-
ные уровни).
Зависимость к. п. д. от режима работы фотоэлемента
определяется соотношением между величинами I и /ф =
= /кз. Поскольку (/ф—/)|, величина т] дости-
гает максимального значения при вполне определенной
величине сопротивления нагрузки. Мощность, выделяю-
щаяся на сопротивлении нагрузки, может быть представлена
как площадь прямоугольника, вписанного в вольтамперную
характеристику фотоэлемента, изображенную на рис. 6.12:
Оптимальное сопротивление нагрузки 7?опт должно вы-
бираться так, чтобы эта площадь (т. е. выделяющаяся на
сопротивлении мощность) была максимальной:
P=UR[I*-Is(ekT -1)].
Оптимальная нагрузка соответствует равенству нулю произ-
dP „
водной этой величины: ^77-= 0.
6.6]
КПД ФОТОЭЛЕМЕНТА С ЗАПИРАЮЩИМ СЛОЕМ
515
Дифференцируя выражение для Р, получим:
!.£°пт / еи х
/ф + Л-^ kT (1 + ^) = °,
' (et/опт/ЙГ) + 1 •
Ток через фотоэлемент в оптимальном режиме равен
Г ___ J __ J (Zfr/Zs) (е^опт/^^) _ ^Ф ~Ь Zs
/опт-'ф {eUom!kT) + 1 l+(*WonT)'
Тогда максимальная мощность на нагрузке будет равна
р —г и _ и + b___
тах — 'опт^опт — опт | (fe7'etZonT) ’
и к. п. д. в оптимальном режиме работы преобразователя
_________________ РТГ^/рпт /ф+Л
1 hv /ф 1 + (ЛТ’/е^опт) ’
При больших световых потоках, когда /ф Is, eUony kT,
и
hv ’
а так как
суо„,= ет(1п4-1п^),
то к. п. д. пропорционален /ф, т. е. F.
К. п. д. преобразователя увеличивается с увеличением
светового потока. Это справедливо лишь до определенного
предела, пока не начнет снижаться коэффициент Р, умень-
шающийся при увеличении концентрации неравновесных
носителей. Кроме того, при увеличении светового потока
повышается температура фотоэлемента, что также приводит
к снижению к. п. д., так как возрастает ток Is, зависящий
от концентрации равновесных носителей. Как видно, к. п.д.
тем выше, чем больше напряжение на клеммах фотоэлемента.
Однако это напряжение не может превысить величину по-
тенциального барьера р — «-перехода В преде-
ле можно ожидать значения к. п. д., приближающегося к
Птах ~ С hv
516
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. С
Следовательно, к. п. д. преобразователя может быть тем
выше, чем больше ширина запретной зоны полупроводника
Ag. Для того чтобы значение et/OIIT приближалось к вели-
чине Ag, необходимо сильно легировать п- и p-области по-
лупроводника примесями, создающими высокую концен-
трацию основных носителей (это смещает уровни Ферми
к границам соответствующих основных зон, приближая
величину е<рк к Ag). Таким образом, полупроводниковые
материалы, использующиеся для изготовления солнечных
преобразователей, должны тщательно очищаться от при-
месей неосновного типа и сильно легироваться примесями,
сообщающими им проводимость основного типа.
Для повышения к. п. д. при облучении фотоэлемента
монохроматическим светом следует выбирать такой полу-
проводник, чтобы ширина его запретной зоны была близка
к требуемой энергии фотонов (Ag Av). При использо-
вании солнечного света необходимо учитывать большую
ширину спектрального диапазона излучения Солнца, имею-
щего максимум распределения энергии по спектру при
Avmax «« 2,4 эв.
Если выбрать для преобразователя полупроводник с
Ag = 2,4 эв, то значительная часть квантов излучения
с hv Avniax не будет участвовать в фотоэффекте. При
уменьшении же ширины запретной зоны снижается вели-
чина фото- э. д. с. Расчет показал, что оптимальный к. п. д.
при использовании солнечного излучения можно получить,
если построить фотоэлемент из полупроводника с шириной
запретной зоны Ag =1,5 эв. Тогда можно достичь теорети-
ческого к. п. д. преобразования 25%. К. п. д. фото-
элементов, изготовленных из кремния, обладающего близ-
ким значением ширины запретной зоны (Ag=l,l эв),
достигает значения примерно 15—20%.
§ 6.7. Характеристики и параметры вентильных
фотоэлементов
Основные характеристики фотоэлементов с запирающим
слоем в вентильном режиме — это спектральные, световые
и нагрузочные (или вольтамперные) характеристики. Выше
было показано, что световые характеристики фотоэлемен-
тов с запирающим слоем линейны только в режиме корот-
§ 6.7]
ХАРАКТЕРИСТИКИ И ПАРАМЕТРЫ
517
кого замыкания в области не слишком больших световых
потоков. На рис. 6.15 показано семейство световых харак-
теристик вентильного фотоэлемента, снятых при различных
значениях сопротивления нагрузки.
Угол наклона линейного участка световой характери-
стики в режиме короткого замыкания характеризует чув-
Рис. 6.16. Компенсационные схе-
мы измерения тока короткого за-
мыкания (о) и напряжения холо-
стого хода (фото-э. д. с.) фото-
элемента (б).
Рис. 6.15. Семейство световых ха-
рактеристик селенового вентиль-
ного фотоэлемента в режиме ко-
роткого замыкания и при различ-
ных сопротивлениях нагрузки.
фотоэлемента светом от стандартного источника излучения
типа А (см. гл. 1):
Ток короткого замыкания фотоэлемента может быть из-
мерен с помощью компенсационной схемы, изображенной
на рис. 6.16, а. При каждом изменении светового потока
напряжение внешнего источника регулируется так, чтобы
прибор Go показывал нуль. На практике за ток короткого
518
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
замыкания часто принимают ток в цепи фотоэлемента при
небольшом сопротивлении нагрузки — от 10 до 100 ом
в зависимости от типа фотоэлемента. Этой нагрузкой обычно
служит сопротивление измерительного прибора.
К световым характеристикам относится также зависи-
мость напряжения на клеммах разомкнутого фотоэлемента
(напряжения холостого хода L7XX, или э. д. с. фотоэлемента)
Рис. 6.17. Световые характеристики
Лез и ^хх-
Рис. 6.18. Вольтамперная
характеристика вентиль-
ного фотоэлемента.
от светового потока. Эта зависимость нелинейна: t/xx из-
меняется с изменением светового потока по логарифмиче-
скому закону, стремясь в пределе к величине, близкой к кон-
тактной разности потенциалов использованной пары мате-
риалов. Световая характеристика напряжения холостого
хода UKX показана на рис. 6.17; компенсационная схема,
применяющаяся для его измерения, приведена на рис.6.16, б.
При больших световых потоках величина UKX достигает
значений порядка 0,1—0,7 в.
Вольтамперная (или нагрузочная) характеристика вен-
тильного фотоэлемента, т. е. зависимость тока / от падения
напряжения на фотоэлементе (на нагрузке), была при-
ведена на рис. 6.12. Вольтамперной характеристикой назы-
вают также зависимость тока короткого замыкания /кз от
§ G.f]
ХАРАКТЕРИСТИКИ И ПАРАМЕТРЫ
519
напряжения холостого хода £7ХХ, полученную при постоян-
ном световом потоке. Такая характеристика приведена на
рис. 6.18. Наклон ее определяется внутренним сопротивле-
нием фотоэлемента (или сопротивлением запирающего слоя)
R3C, рассчитываемым из следующего соотношения:
Здесь U[i — падение напряжения на сопротивлении на-
грузки, I — ток, протекающий по нагрузке. Легко видеть,
что сопротивление запирающего слоя — величина не по-
стоянная, она уменьшается при увеличении светового по-
тока. По абсолютной величине R3C невелико, при малых
световых потоках оно составляет 103—104 ом.
В приведенной выше эквивалентной схеме вентильного
фотоэлемента R3C представляет собой внутреннее сопроти-
вление параллельного диода (рис. 6.14).
Если учесть паразитное сопротивление гпп прилегаю-
щих к контактному переходу слоев полупроводников и
контактов с наружными электродами, можно получить
выражения для тока и напряжения во внешней цепи
фотоэлемента:
/ = /ф-/у,
г __ I (Л’н + гпп)
* V -
Тогда
Rsc
^?зс Лзс
Только при Rt. = 0 и гпп 7?зс ток в режиме короткого
замыкания пропорционален величине светового потока:
/кз = 5Ф.
падение напряжения на нагрузке
520
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
Вольтовая чувствительность, или чувствительность по
напряжению, у вентильных фотоэлементов очень мала:
V» = И (Г«)-»('«.)
Приближенно, считая, что для небольшого интервала из-
менения светового потока Ф можно принять /?зс = const
при нагрузке R„ R3C (так что зс Т — <^1), получим
Vr<^SR3C.
При малой величине R3C (103 — 104 ом) это составляет
весьма незначительную чувствительность (порядка не-
скольких вольт или десятых долей вольта на люмен).
Спектральные характеристики вентильных фотоэлемен-
тов определяются материалом, из которого они изготовле-
ны. Порог фотоэффекта совпадает с границей собственного
поглощения полупроводника.
Частотная характеристика вентильного фотоэлемента,
т. е. зависимость амплитуды переменной составляющей фо-
тотока от частоты модуляции светового потока, показывает,
что чувствительность фотоэлемента падает весьма значи-
тельно уже при сравнительно низких частотах. Такая форма
кривой частотной зависимости определяется чаще всего
не столько релаксационным характером изменения концен-
трации носителей тока (временем релаксации т), сколько
постоянной времени зарядки барьерной емкости С. В самом
деле, запирающий слой при его малой толщине и большой
площади представляет собой конденсатор с весьма значи-
тельной удельной емкостью, достигающей у некоторых
фотоэлементов нескольких микрофарад на квадратный
сантиметр. Типичные частотные характеристики вентиль-
ных фотоэлементов показаны на рис. 6.19. Постоянная вре-
мени установления фототока вентильных фотоэлементов
имеет порядок величины 10 2—10 s сек.
Параметры вентильных фотоэлементов существенным
образом изменяются при изменении температуры (что во-
обще характерно для полупроводниковых приборов). На
рис. 6.20 показаны температурные характеристики /кз
и UXK для одного из фотоэлементов. Средний температурный
коэффициент изменения фототока у вентильных фотоэле-
ментов различного типа лежит в пределах от 0,1 до 10%
S 6.7]
ХАРАКТЕРИСТИКИ И ПАРАМЕТРЫ
521
на градус, его величина и знак изменяются при изменении
освещенности и в различных температурных интервалах.
Шумы вентильных фотоэлементов (поскольку внешнее
напряжение отсутствует) носят главным образом характер
тепловых флуктуаций падения напряжения на сопротивле-
нии полупроводника. При малом значении этого сопроти-
вления шумы невелики. Тем не менее порог чувстви-
тельности этих фотоэлементов невысок, что объясняется
Рис. 6.19. Частотные характери-
стики вентильного фотоэлемента
при двух значениях нагрузочно-
го сопротивления.
Рис. 6.20. Зависимость /кз и 17хх
селенового фотоэлемента от тем-
пературы.
низкой величиной их чувствительности по напряжению.
Минимальный обнаружимый световой порог
фп = ^“2>](Г4 лм.
VR
Фотоэлементам вентильного типа свойственно некоторое
утомление, т. е. понижение чувствительности в процессе их
эксплуатации. Утомление возрастает с увеличением осве-
щенности, с понижением температуры и с уменьшением со-
противления нагрузки. Спад чувствительности происходит
сильнее всего в первые минуты после включения прибора,
затем параметры фотоэлемента стабилизируются. С течением
времени наблюдается старение фотоэлементов — постепен-
ное понижение их чувствительности независимо от того,
работает фотоэлемент или нет. При повышении температуры
старение ускоряется. Природа старения заключается, по-
видимому, в постепенном углублении р — «-перехода в ре-
зультате непрекращающейся диффузии примеси.
522
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
§ 6.8. Вентильные фотоэлементы промышленных типов
1. Селеновые фотоэлементы. Селеновые фотоэлементы
с запирающим слоем относятся к числу наиболее рас-
пространенных полупроводниковых фотоэлектронных при-
боров, нашедших широкое применение в различных обла-
стях науки и техники. Конструктивно они представляют
собой плоскую систему большой площади (до 30 см2), со-
стоящую из металлической пластинки, на которую нанесен
слой поликристаллического селена, и верхнего полупро-
зрачного электрода. Осуществление контакта с электродами
а фотоэлемента показано
Рис. 6.21. Схема устройства селено-
вого фотоэлемента.
1 — контактное кольцо, 2 — полупрозрач-
ная металлическая пленка, S — р—«.-пере-
ход, 4 — n-Se, 5 — p-Se, 6 — металлическое
основание.
на рис. 6.21.
Селеновый фотоэле-
мент изготавливают
обычно на массивной же-
лезной пластинке тол-
щиной 1—2 мм, имеющей
чаще всего форму круга
с диаметром в несколько
сантиметров. Поверх-
ность, на которую нано-
сится тонкий слой селе-
на, предварительно с
целью улучшения сцеп-
ления с ней слоя полупроводника шлифуют и матируют.
После тщательного промывания и высушивания пластинку
помещают под колпак вакуумной установки, где наносят на
нее слой селена методом термического испарения.
Селеновый фотоэлемент обладает хорошими парамет-
рами при толщине слоя селена порядка 0,1 мм. Нанесен-
ный на подложку, селен находится в аморфном состоянии
и не обладает фотоэлектрическими свойствами. Чтобы се-
лен приобрел кристаллическую структуру, при которой
он фотоактивен, заготовки прогревают при температу-
ре 200—210° С, близкой к точке плавления селена
(220° С).
Верхний полупрозрачный электрод наносят на поверх-
ность селена методом катодного распыления. Таким элек-
тродом может служить, например, тонкая пленка золота.
Внешний электрод должен быть достаточно прозрачным во
§ 6.8] ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ ПРОМЫШЛЕН. ТИПОВ 523
всей спектральной области чувствительности селена и в то
же время должен обладать высокой электропроводностью.
Для уменьшения влияния влаги и пыли фотоэлемент
покрывают с поверхности пленкой прозрачного влагостой-
Рис. 6.22. Внешний вид селенового фотоэлемента, изго-
товленного в Государственном оптическом институте.
кого лака и монтируют в эбонитовом (или пластмассовом)
корпусе, в котором укреплены клеммы выводов, как это
Рис. 6.23. Спектральная характеристика селено-
вого фотоэлемента.
показано на рис. 6.22, где приведен внешний вид селено-
вого фотоэлемента, изготовленного в ГОИ (в Государствен-
ном оптическом институте).
Спектральная характеристика селенового фотоэлемента
изображена на рис. 6.23 [7].
524
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
Для светотехнических измерений необходимы фотоэлек-
трические приемники излучений со спектральными харак-
теристиками, близкими к кривой спектральной чувстви-
тельности человеческого глаза (кривой видности). Селеновые
фотоэлементы чрезвычайно удобны в этом отношении, так
как максимум их спектральной чувствительности совпадает
с максимумом чувствительности глаза, а полное совмещение
их спектральной характеристики с кривой видности легко
достигается введением несложного светофильтра, помещае-
Рис. 6.24. Спектральные характерис-
тики селенового фотоэлемента (/),
чувствительности глаза (2), селеново-
го фотоэлемента с корректирующими
фильтрами (3).
мого перед фотоэлемен-
том. В качестве коррек-
тирующего фильтра при-
меняют стекло типа ИК-6
(задерживающее инфра-
красную часть излуче-
ния) с пленкой желати-
на, «Исправляющего» ви-
димую и ультрафиолето-
вую области характери-
стики. На рис. 6.24 по-
казана откорректирован-
ная спектральная харак-
теристика селенового
фотоэлемента [8].
Чувствительность се-
леновых фотоэлементов
и форма их спектраль-
ной характеристики существенно зависят от материала
верхнего электрода. Исследования свойств селеновых фо-
тоэлементов с полупрозрачными электродами из различ-
ных материалов [9] показали, что при нанесении на по-
верхность селена пленки А1, Си или Ag диффузия этих
металлов в слой селена приводит к образованию области
селена с р-проводимостью. Поскольку сам селен также об-
ладает дырочной проводимостью, запирающий слой возни-
кает в этом случае вследствие контактной разности потен-
циалов между р-полупроводником и металлом. Такие фото-
элементы малоэффективны.
При напылении в качестве верхнего электрода Ап или
Zn в результате диффузии этих металлов в слой селена об-
разуется область с n-проводимостью, и между этой областью
§ 6.8] ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ ПРОМЫШЛЕН. ТИПОВ 525
n-селена и р-селеном возникает электронно-дырочный пере-
ход. Эффективность таких фотоэлементов значительно выше.
При нанесении на слой селена Cd, Ga, In или Hg в ре-
зультате термической обработки (формовки) системы на
поверхности селена образуются селенистые соединения этих
металлов, обладающие n-проводимостью. Электронно-ды-
рочный переход возникает в области контакта р-селена
с n-селенидом вблизи верхнего электрода. Такие фотоэле-
менты наиболее эффективны.
Оптимальная толщина n-слоя в селеновых фотоэлемен-
тах, в которых фото-э. д. с. и фототок имеют максимальные
значения, составляет величину порядка 5 • 10 s см. При
освещении селенового фотоэлемента верхний (наружный)
электрод заряжается отрицательно, нижний (подложка) —
положительно, что соответствует переходу неосновных но-
сителей тока (электронов) из селена через запирающий
слой вблизи наружного электрода.
В табл. 6.1 приведены значения напряжения холостого
хода £/хх и плотности тока короткого замыкания iKS селе-
новых фотоэлементов при одинаковой их освещенности, но
при различных материалах внешнего электрода.
Таблица 6.1
Материал j внешнего электрода iK3, мка/см* С/хх, мв Материал внешнего электрода »кз, мка1гм* С/хх. ле
Си А1 Аи Zn, 1—1,5 1—3 20—25 15—20 5—7 20—40 120—150 150—200 Ga In Hg Cd 200—300 200—300 200—300 250—400 200—250 200—250 200—300 300—400
Спектральные характеристики селеновых фотоэлемен-
тов с различными наружными электродами показаны на
рис. 6.25. Как видно, Атах, соответствующая максимуму
спектральной характеристики, во всех случаях равна
0,56 мк. У фотоэлементов со слоями CdSe и InSe вблизи
Л = 0,72 и 0,85 мк обнаруживается небольшой второй мак-
симум чувствительности. Образцы со слоем HgSe обладают
повышенной чувствительностью в инфракрасной области
спектра вплоть до Л = 1,6 мк. Эти особенности спектраль-
526
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
ных характеристик свидетельствуют о том, что образование
пар носителей тока при освещении фотоэлемента происхо-
дит не только в селене, но и в слое п-селенида.
Смещение максимума спектральной характеристики в сто-
рону более длинных волн может быть достигнуто путем
Рис. 6.25. Спектральные характеристики селеновых фото-эле-
ментов с различными наружными электродами (с образова-
нием слоя селенида у поверхности).
введения в селен примеси теллура. На рис. 6.26 приведены
спектральные характеристики фотоэлементов, изготовлен-
ных из сплавов Se-Te.
Световые характеристики селенового фотоэлемента ГОИ
показаны на рис. 6.27. Здесь, кроме зависимости от осве-
щенности тока короткого замыкания и напряжения холо-
стого хода, показана зависимость от освещенности вольтовой
чувствительности фотоэлемента | • В об-
ласти малых освещенностей ход характеристик показан на
§ 6.8] ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ ПРОМЫШЛЕН. ТИПОВ 527
Рис. 6.26. Спектральные характеристики фотоэлементов, полученных
из селена (/) и сплавов селена с 5% Те (2), 12% Те (5), "" ~
18% Те (4),
Рис. 6.27. Световые харак-
теристики селенового фото-
элемента.
Рис. 6.28. Световые характерис-
тики селенового фотоэлемента в
области малых освещенностей.
528
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
рис. 6.28. Как видно, даже при малых освещенностях воль-
товая чувствительность селенового фотоэлемента не превы-
шает 40 мв/лк. Повышения вольтовой чувствительности
можно достигнуть применением батарей из большого числа
последовательно соединенных фотоэлементов. Конструкция
таких батарей на общей стеклянной подложке разработана
в ГОИ.
Таблица 6.2
Материал наружного электрода S, мка/лм ZK3’ мка/смs t/xx. Мв л, % «т~ = у ДГ ’ % С, мкф т, сек
при солнс ации п 100 м чной ради- орядка вт/см2
Ga 400—500 2 500 0,4 —1,1 0,15
In 400—500 2,5 500 0,7 —1,7 0,12 1 10-3—
Cd 700—750 3 600 1,0 — 1 0,15
Hg 300—400 1,5 400 0,3 —2 0,10 j —10“4
Интегральная чувствительность селеновых фотоэлемен-
тов лежит в пределах от 300 до 750 мка!лм. К. п. д. при ис-
пользовании солнечного излучения невелик, у лучших
Рис. 6.29. Частотная характе-
ристика селенового фотоэле-
мента.
образцов селеновых фотоэле-
ментов он достигает ?=4%.
Сопротивление запирающего
слоя составляет величину по-
рядка 103—105 ом. Основные
параметры селеновых фото-
элементов со слоем селенидов
сведены в табл. 6.2.
Частотная характеристика
селенового фотоэлемента по-
казана на рис. 6.29. Как вид-
но, уже при частоте порядка
103 гц чувствительность фото-
элемента снижается вдвое.
2. Серно-таллиевые фото-
элементы (T12S — Au). Серно-
таллиевые фотоэлементы были созданы Ю. П. Маслаковцем
и Б. Т. Коломийцем в 1938 г. и в свое время сыграли боль-
шую роль в развитии полупроводниковой фотоэлектроники.
Интегральная чувствительность этих фотоэлементов более
§ 6.8] ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ ПРОМЫШЛЕН. ТИПОВ 529
чем на порядок величины превышает чувствительность се-
леновых фотоэлементов, достигая значения S 11 ма!лм.
Максимум спектральной чувствительности лежит в инфра-
красной области спектра (Хтах = 1 мк), порог фотоэффекта
% 1,3 мк, к. п. д. достигает 1,1%. Частотная характе-
ристика серно-тал лиевых фотоэлементов значительно лучше,
чем селеновых: при небольшом сопротивлении нагрузки
порядка 103 ом) и частоте модуляции света f = 5000 гц
амплитуда переменной составляющей фототока снижается
всего на 20%. Это позволило использовать серно-таллиевые
фотоэлементы даже в звуковой киноаппаратуре. Большой
недостаток серно-таллиевых фотоэлементов, явившийся при-
чиной того, что промышленное производство их так и не
было налажено, — недостаточная стабильность их пара-
метров во времени. Недостаточная химическая устойчивость
сернистого таллия (как и при применении этого материала
для изготовления таллофидовых фотосопротивлений) тре-
бует вакуумирования прибора, что усложняет изготовление
фотоэлементов и увеличивает их габариты. В настоящее
время выпуск серно-таллиевых фотоэлементов прекращен.
3. Сернисто-серебряные фотоэлементы (Ag2S—Au). Сер-
нисто-серебряные фотоэлементы вентильного типа, извест-
ные под названием ФЭСС, были впервые созданы незадолго
Рис. 6.30. Внешний вид фотоэлемен-
тов типа ]ФЭСС-У3 (а), ФЭСС-У5 (б),
ФЭСС-У10 (в).
до Отечественной войны в Институте физики АН УССР
В. К- Бернацким и Д. С. Гойхманом [10]. В дальнейшем они
были усовершенствованы, в результате чего в обозначение
их была включена буква «У» (ФЭСС-У, «У» — усовершен-
530
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
ствованные). Внешний вид фотоэлементов ФЭСС-У пред-
ставлен на рис. 6.30. Спектральная характеристика ФЭСС-У
показана на рис. 6.31. Максимум чувствительности ФЭСС,
как и серно-таллиевых фотоэлементов, лежит в ближней
инфракрасной области спектра (Хтах = 0,85—0,9 мк), порог
фотоэффекта Хо — 1,4 мк. Как показали исследования [12],
сернисто-серебряные фотоэлементы обладают также чув-
ствительностью к рентгеновскому излучению и их можно
применять для дозиметрии
рентгеновых лучей.
Интегральная чувстви-
тельность средних по ка-
честву образцов ФЭСС-У со-
ставляет примерно\®ма1лм
(при цветовой температуре
нити источника света Тав =
= 2360° К и при освещен-
ности Е «z. 25 лк). У отдель-
ных экземпляров. ФЭСС-У
чувствительность дости-
гает 15 ма!лм. Приведен-
Рис. 6.31. Спектральная характе-
ристика ФЭСС-У.
ные значения интегральной чувствительности получены
при определении /кз не компенсационным методом, а с не-
большой внешней нагрузкой в цепи, выбираемой для ка-
ждого фотоэлемента в зависимости от площади его поверх-
ности. Так, для ФЭСС-У промышленных типов можно ре-
комендовать следующие значения сопротивления нагрузки,
при которых сохраняется достаточная линейность световых
характеристик: для ФЭСС-У10 — 10 ом, ФЭСС-УЗ — 30 ом,
ФЭСС-У2— 50 ом и ФЭСС-У 1 — 100 ом. Истинный ток
короткого замыкания при R„ = 0 превышает измеренное
таким образом значение тока примерно на 20%.
Фото-э. д. с. при освещенности E?s 25 лк достигает
у этих фотоэлементов величины порядка 120—140 (до
160) мв.
Световые (или люксамперные) характеристики ФЭСС-У
показаны на рис. 6.32. По оси ординат отложены значения
/кч, измеренного с приведенными выше сопротивлениями
нагрузки. Как видно, ширина линейной области световых
характеристик ФЭСС-У тем больше, чем меньше площадь
фотоэлемента.
S 6.8] ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ ПРОМЫШЛЕН. ТИПОВ 531
Вольтамперные характеристики ФЭСС-У показаны на
рис. 6.33. Внутреннее сопротивление ФЭСС-У составляет
Ю3—104 ом. Характер изменения сопротивления запираю-
щего слоя 7?зс при увеличении освещенности фотоэлемента
при различных сопротивлениях нагрузки 7?н показан на
рис. 6.34. При малых освещенностях значение R.K проходит
Рис. 6.32. Световые характе-
ристики фототока короткого
замыкания фотоэлементов.
1 — ФЭСС-У 1, 2 — ФЭСС-УЗ.
3 — ФЭСС-У10.
Рис. 6.33. Вольтамперные характери-
стики ФЭСС-У.
через максимум (при Е = 5—20 лк), а при больших осве-
щенностях (Е порядка 500—1000 лк) R3C уменьшается в 10—
15 раз.
Максимальное значение к. п. д. фотоэлемента ФЭСС-У
составляет 2,3% (для ФЭСС-УЮ при Rt, = 100 ом и Е =
= 500 лк). Зависимость мощности отдачи (Рв — I2RH),
а следовательно, и к. п. д. ФЭСС-У от режима его работы
показана на рис. 6.35. Мощность отдачи возрастает с
увеличением площади фотоэлемента. На рис. 6.36 пока-
зана зависимость Рн от внешней нагрузки для фото-
элементов различной площади.
Фотоэлементы ФЭСС-У обладают большим температур-
ным коэффициентом изменения фото-э. д. с. и фототока.
Величина температурного коэффициента зависит от условий
работы фотоэлемента — от освещенности, внешней нагрузки,
532
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
от температурного интервала. На рис. 6.37 показана зави-
симость от температуры фототока / и £7ХХ ФЭСС-У 10. Фото-
ток измерялся при различных сопротивлениях нагрузки и
Рис. 6.34. Зависимость сопротивления запираю-
щего слоя ФЭСС-У2 от освещенности.
Рис. 6.35. Зависимость мощности отдачи фотоэле-
мента ФЭСС-У2 от освещенности.
освещенности Е = 100 лк. Зависимость температурного
коэффициента от температурного интервала показана на
рис. 6.38. С течением времени (по мере старения фотоэле-
ментов) температурные коэффициенты фототока и фото-
э. д. с. несколько снижаются. Фотоэлементы ФЭСС-У могут
§ 6.8] ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ ПРОМЫШЛЕН. ТИПОВ
533
Рис. 6.36. Зависимость мощности отдачи фотоэле-
ментов от сопротивления нагрузки.
t — ФЭСС-У10. 2 — ФЭСС-УЗ, 3 — ФЭСС-У1.
Рис. 6.38. Зависимость тем-
пературных коэффициентов
фото-э. д. с. и фототока
ФЭСС-УЮ от температуры
при освещенности Е = 10 лк.
Рис. 6.37. Зависимость фото-э. д. с.
и фототока ФЭСС-У10 от температуры.
534
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
работать при нагревании до 50° С. Нагревание до более
высокой температуры может вызвать полную потерю чув-
ствительности, хотя после выдержки в течение 2—3 дней
чувствительность иногда восстанавливается.
Одна из особенностей фотоэлементов ФЭСС-У — их боль-
шая емкость, обусловливающая большую инерционность
при работе с модулированными сигналами. Частотные ха-
рактеристики ФЭСС-У изображены на рис. 6.39. С увели-
чением площади фотоэлемента (с возрастанием емкости)
Рис. 6.39. Частотные характеристики фото-э. д. с. и фото-
тока ФЭСС-У.
частотные характеристики ухудшаются. В табл. 6.3 приве-
дено относительное изменение амплитуды переменной со-
ставляющей £/хх и фототока / при нескольких значе-
ниях частоты модуляции света для фотоэлементов трех
типов.
ФЭСС-У обладают высокой стабильностью параметров
в процессе работы. При непрерывной эксплуатации в те-
чение многих часов снижение чувствительности ФЭСС-У
не превышает 0,1—0,2% от начального значения. В про-
цессе старения внутреннее сопротивление ФЭСС-У не-
сколько возрастает (на 2—3% за 5 месяцев). При этом на-
блюдается повышение величины фото-э. д. с. и некоторое
снижение фототока.
§ 6.8] ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ ПРОМЫШЛЕН. ТИПОВ 535
Таблица 6.3
Тип фотоэле- мента Режим работы Частота модуляции света, гц
0 100 1000 5000
ФЭСС-У1 t/xx 100 7,3 4,4 4,о
I(RS = 100 ом) 100 45,6 36,3 31,6
ФЭСС-У2 Uxx 100 4,4 2,4 1,7
I (RH = 50 ом) 100 17,4 8,0 5,8
ФЭСС-УЮ Uxx 100 1,2 0,4 0,3
ЦКЯ = 10 ом) 100 13,2 8,0 5,5
4. Кремниевые фотоэлементы — преобразователи сол-
нечной энергии. Как было сказано в § 6.6, кремний пред-
ставляет собой полупроводниковый материал, наиболее
подходящий для создания преобразователей солнечной
энергии. Это объясняется шириной его запретной зоны,
близкой к теоретически рассчитанному оптимальному зна-
чению [13, 14, 15, 1С].
На рис. 6.40 изображены три спектральные характери-
стики, одна из которых (2) показывает распределение
энергии солнечного излучения по спектру (в относитель-
ных единицах); кривая 3 получена из кривой 2 путем де-
, he
ления ее ординат на величину hv — -j- и дает относительное
число фотонов, приходящихся на каждый участок спектра.
Кривая 1 на рис. 6.40, б представляет собой спектральную
характеристику чувствительности кремниевого фотоэле-
мента, приведенную к солнечному излучению (т. е. спек-
тральную зависимость фототока короткого замыкания при
облучении фотоэлемента солнечным светом). Как видно,
максимум спектральной чувствительности кремниевого фо-
тоэлемента (Хтах = 0,75—0,8 мк) почти точно соответ-
ствует области максимального числа фотонов в спектре
солнечного излучения, так что по спектральной характе-
ристике кремниевые фотоэлементы близки к идеальным
приемникам солнечной радиации.
536
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
Для обеспечения высокого к. п. д. преобразования в ка-
честве исходного материала для изготовления кремниевых
фотоэлементов («солнечных элементов») используют крем-
ний очень высокой чистоты. Требование высокой чистоты
Рис. 6.40. Спектральные характеристики чувстви-
тельности кремниевого фотоэлемента (/), энергии сол-
нечного излучения (2) и относительного числа фото-
нов в солнечном излучении (5).
кремния вызывается необходимостью снижения потерь
энергии на рекомбинацию возбуждаемых светом пар носи-
телей тока. Наличие загрязняющих нелегирующих приме-
сей (т. е. не являющихся донорами в п- или акцепторами
в /жремнии) значительно повышает вероятность реком-
бинации неравновесных носителей и уменьшает их диффу-
§ 6.8] ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ ПРОМЫШЛЕН. ТИПОВ 537
зионную длину. Минимально допустимая диффузионная
длина L носителей тока составляет 0,2—0,5 мм, что дости-
гается только в чистых полупроводниках с высокой сте-
пенью регулярности кристаллической решетки. В связи
с этим использовать поликристаллические слои кремния,
осажденные химическим способом или распылением (по
типу селеновых или сернисто-серебряных фотоэлементов),
для изготовления солнечных элементов с высоким к. п. д.
не удается. Границы зерен в поликристаллической пленке
являются дефектами кристаллической решетки и во много
раз повышают скорость рекомбинации избыточных носи-
телей.
Кремниевые солнечные элементы, полученные впервые
в 1954 г. [17], изготавливают из пластинок монокристалла
кремния с большой площадью (до 4—5 см2 на элемент) и
очень высокой степенью очистки. Получение монокристалла
кремния с необходимой степенью чистоты представляет
большие трудности, связанные с высокой температурой
плавления кремния (1400° С). В общих чертах технологи-
ческий процесс изготовления кремниевых элементов за-
ключается в следующем.
После сложной химической очистки и бестигельной зон-
ной плавки кремния производят выращивание монокри-
сталлов в атмосфере водорода или инертных газов. Для
получения n-кремния в расплав вводят легирующую при-
месь мышьяка. Для образования р — «-перехода применяют
метод термической диффузии атомов акцепторной примеси
в поверхностный слой и-кремния. Чаще всего в качестве
акцепторной примеси используют бор (или фосфор). Его вво-
дят путем длительного прогревания пластинок п-кремния
при температуре, близкой к точке плавления кремния в атмо-
сфере газа, содержащего соединения бора. Поверхностный
слой кремния насыщается атомами бора и становится ды-
рочным полупроводником с низким сопротивлением. Глу-
бина образования р — «-перехода не превышает (2—3)Х
ХЮ 4 см (она регулируется температурой и временем про-
гревания кристалла). С одной стороны пластинки слой
дырочного полупроводника сошлифовывают, после чего
методом вжигания или напыления наносят металлические
электроды (например, из олова). На рис. 6.41 показано
схематическое устройство элемента солнечной батареи.
ТТ.'-Ч’
\ Ток /ТОма
Рис. 6.41.£хема устройства кремниевого фотоэлемента.
I — р—п-переход, 2 — Si (р), 3 — Si (л).
Тон Т&Тлнз
ив
Ток 8йм.'О
СП
W.
00
•*Г'
Так Sffj^a
Тон 158ма
gfl 9«
' ' '
Ток .3ff,wa Ток 27мл
tig&Tk iiHik -1^6^
Тон ТТо;
Ж ММ *«1
i '» * >. ' ч rJ
Тон Tffaa
То.ч/Тига
Рис. 6.42. Внешний вид кремниевых фотоэлементов.
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ [ГЛ.
СП
§ 6.8] ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ ПРОМЫШЛЕН. ТИПОВ 539
С целью снижения потерь на поверхностную рекомби-
нацию носителей тока освещаемую поверхность р-кремния
обрабатывают травлением в едком натре. Для повышения
стабильности работы элемент помещают в защитную ка-
меру из органического стекла, прозрачного в видимой и
инфракрасной областях спектра. Уменьшения потерь на
отражение света от поверхности фотоэлемента достигают
с помощью специальных просветляющих покрытий (на-
пример, пленки двуокиси кремния SiO2) [18]. Просветление
позволяет снизить коэффициент отражения с 40 до 7—10%.
Помимо уменьшения отражения в рабочем диапазоне длин
волн фотоэлемента (X № 0,4—1,0 мк), необходимо прини-
мать меры для увеличения отражения излучения с дли-
нами волн, лежащими за границей рабочего диапазона
(Х^>1,0 мк и Х<^0,45 мк), вызывающего лишь на-
гревание фотоэлемента. Этого также достигают подбо-
ром соответствующих покрытий. К. п. д. кремниевых
фотоэлементов, изготовленных таким методом, достигает
14—16%.
При более простом и дешевом способе изготовления
солнечных элементов из не столь тщательно очищенных
монокристаллов или поликристаллического кремния (при
этом чаще используют р-кремний с наружным слоем, леги-
рованным сурьмой путем термодиффузии из газовой фазы)
получают элементы с к. п. д. от 3 до 6% [19].
На рис. 6.42 показаны типы кремниевых фотоэлементов,
изготавливаемых отечественной промышленностью. Фото-
элементы отличаются размерами и соответственно различ-
ными величинами максимального значения тока короткого
замыкания, указанными на рисунке.
На рис. 6.43 показана зависимость э. д. с. и тока корот-
кого замыкания кремниевого фотоэлемента от освещенности
(за Е = 1 принято непосредственное освещение поверхности
фотоэлемента излучением Солнца). Вольтамперная харак-
теристика кремниевого фотоэлемента с т] = 12% показана
на рис. 6.44. Уменьшение сопротивления слоя кремния и
контактов позволяет сделать вольтамперную характери-
стику еще более прямоугольной’’(повысить к. п. д. фотоэле-
мента). Влияние сопротивления контактов на форму вольт-
амперной характеристики фотоэлемента иллюстрируется
рис, 6.45,
540
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
Рис. 6.43. Световые характери-
стики кремниевого фотоэле-
мента при 25° С.
Рис. 6.44. Вольтамперная характе-
ристика кремниевого фотоэлемента.
Рис. 6.45. Нагрузочные
характеристики фотоэле-
ментов с различным со-
противлением контактов.
Рис. 6.46. Нагрузочная
характеристика кремние-
вого фотоэлемента.
§ 6.8] ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ ПРОМЫШЛЕН. ТИПОВ 541
Величина максимальной мощности, выделяемой на на-
грузке^ фотоэлемента Ра = I*RB, может быть определена
по формуле
Р — U I t
1 СИ! XX* КЗЪОП! *
Множитель С называют коэффициентом заполнения вольт-
амперной характеристики. Он показывает, какую долю
мощности от максимально возможной при данных t/xx и
/кз составляет мощность,
снимаемая с нагрузки фото-
элемента. Для кремниевых
фотоэлементов может быть
получено £оит = 0,8, т. е.
Рн₽«0,8 £/хх7кз.
Нагрузочная характе-
ристика кремниевого фото-
элемента показана на рис.
6.46. Как видно из рисун-
ка, максимальная выход-
ная мощность (на сопро-
тивлении нагрузки) соот-
ветствует напряжению на
элементе порядка 0,3—
0,4 в, в то время как напря-
Рис. 6.47. Зависимость к. п. д.
жение ХОЛОСТОГО хода СО- кремниевого фотоэлемента от мощ-
ставляет 0,6—0,7 в. На ности солнечного излучения.
рис. 6.47 показана зави-
симость к. п. д. фотоэлемента от мощности излучения
(в мет/см2), падающего на его поверхность.
При повышении температуры фотоэлемента параметры
его ухудшаются. На рис. 6.48 показано изменение вольт-
амперной характеристики при изменении температуры в пре-
делах от —50 до +175° С. Ток короткого замыкания изме-
няется при этом незначительно, величина фото-э. д. с.
(t7xx) снижается при повышении температуры с темпера-
турным коэффициентом, равным ат 0,5% на градус. На
рис. 6.49 показана зависимость мощности отдачи фотоэле-
мента от температуры.
Кремниевые солнечные батареи используют в ка-
честве источников питания радиометрических устано-
вок на искусственных спутниках Земли и в ряде
542
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
Рис. 6.48. Изменение вольтамперной харак-
теристики фотоэлемента при изменении тем-
пературы.
На рисунке показана также оптимальная лнння
нагрузки при t== 25° С (лнння А).
Рис. 6.49. Зависимость выходной мощ-
ности фотоэлемента от температуры.
§ 6.8] ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ ПРОМЫШЛЕН. ТИПОВ 543
экспериментальных устройств для питания радиосхем
и приборов связи [19].
5. Фотоэлектрические преобразователи солнечной энер-
гии из других материалов. Хотя кремний — один из лучших
полупроводниковых материалов для изготовления солнеч-
ных элементов, существует немало других полупровод-
ников, не уступающих ему по своим свойствам или более
доступных по простоте
изготовления и очистки.
На основе некоторых из
этих материалов уже со-
зданы вентильные фото-
элементы с высокой чув-
ствительностью к сол-
нечному излучению [20,
21, 22, 23].
Как было показано
выше, основным факто-
ром при выборе полу-
проводникового матери-
ала для солнечных пре-
образователей является
ширина его запретной
зоны Ag, которая долж-
на лежать в пределах
1,1—1,6 эв. Этому тре-
бованию удовлетворяют,
кроме кремния, следую-
щие соединения: GaAs,
InP, AlSb, CdTe, CdS.
32
CdTe
GaAS
InP
^max’
28
Si,
24
20-
16
12
BY
4
0
CdS
l\2737(
К \29B°K
2^373’K
^47?7Г
0,2 0,0 1.0 /,4 1,8 2,2 2,0 3,0
A&B
Рис. 6.50. Зависимость расчетных зна-
чений к. п. д. солнечных преобразо-
вателей от ширины запретной зоны
полупроводника.
Ge !1
На рис. 6.50 приведены расчетные значения к. п. д.
солнечных преобразователей в зависимости от ширины
запретной зоны Ag полупроводника при различных тем-
пературах. Прямыми обозначены величины Ag для различ-
ных полупроводников (тоже несколько изменяющиеся при
изменении температуры). Как видно, даже при комнатной
температуре (293° К) CdTe и AlSb обеспечивают более
высокий коэффициент полезного действия, чем кремний,
а с повышением температуры максимальный к. п. д. полу-
чается у материалов с еще более высоким значением Ag
(1,8—2 эв). Точно так же преимущества материалов с
544
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
большей шириной запретной зоны возрастают в условиях
фотоэлементов из арсенида
Рис. 6.51. Спектральные характе-
ристики фотоэлементов из арсе-
нида галлия.
уменьшенного атмосферного поглощения солнечного из-
лучения (в условиях космоса).
На рис. 6.51 показаны спектральные характеристики
аллия (GaAs), полученного
зонной плавкой. При мощ-
ности солнечного излуче-
ния «е 76 мет! см2 лучшие
образцы этих фотоэлемен-
тов дают плотность тока
короткого замыкания до
10 ма/см1, напряжение хо-
лостого хода <7ХХ 0,72 в.
К. п. д. их составляете 7%.
Фотоэлементы из моно-
кристаллического сернис-
того кадмия (CdS) дают <7ХХ
до 0,7 в и tK3 до 300 ма!см2.
К- п. д. их достигает 6%.
В Институте полупро-
водников АН СССР в 1956 г.
были созданы опытные об-
разцы фотоэлементов из по-
теллурида кадмия (CdTe).
При солнечном освещении (мощностью 90 мет/см2) на таких
фотоэлементах было получено <7ХХ е 0,65 в и iK3 8 ма/см2
(к. п. д. е 4%). Меньший, чем у кремниевых фотоэлемен-
тов, к. п. д. компенсируется более простой и дешевой тех-
нологией изготовления этих фотоэлементов. Фотоэлементы
пластинок
из теллурида кадмия чувствительны, кроме того, к ультра-
фиолетовому и рентгеновскому излучению.
§ 6.9. Фотоэлементы с «продольным»,
или «боковым», фотоэффектом
При неравномерном освещении электронно-дырочного
перехода, наряду с возникновением разности потенциалов
между р- и n-слоями полупроводника, образуется разность
потенциалов и между участками одной (р или ft) области
в продольном направлении, параллельном р — «.-переходу.
Обычная фото-э. д. с. на р — «-переходе может быть на-
§ 6.9] ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С «ПРОДОЛЬНЫМ» ФОТОЭФФЕКТОМ
545
звана «поперечной» разностью потенциалов, так как напра-
вление электрического поля перпендикулярно контактному
потенциальному барьеру между р- и n-слоями полупровод-
ника. В отличие от нее разность потенциалов, возникающую
вдоль слоя, называют «продольной», или «боковой», фото-
э. д. с. [24].
Рис. 6.52. Поперечная фото-э. д. с. при равномерном
освещении германиевого фотоэлемента (а) и продоль-
ная фото-э- д. с. при неравномерном его освещении (6).
/ — ft-слой германия, р — 1 —2 ом • см, 2 — индий, 3 —
p-слой германия, р =0,001 ом • см.
Если в тонкой пластинке n-германия путем вплавления
капли индия создать область с р-проводимостью (благодаря
диффузии индия в германий) и равномерно освещать фото-
элемент со стороны германия, то между электродом, при-
паянным к индию, и «базовыми» электродами А и В «-гер-
мания возникнет поперечная фото-э. д. с. (рис. 6.52, а).
Если узкий световой пучок направить на небольшой участок
поверхности фотоэлемента, смещенный относительно его
оси симметрии (рис. 6.52, б), то между «базовыми» электро-
дами А и В, нанесенными на края германиевой пластинки,
546
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
возникнет продольная фото-э. д. с., величина и знак кото-
рой будут изменяться при смещении светового пятна.
Чтобы измерить продольную разность потенциалов,
контакт с индиевой каплей вообще не нужен, этот электрод
может быть оставлен под свободным потенциалом. При
совпадении светового пятна с центром симметрии фотоэле-
мента напряжение на клеммах А и В становится равным
нулю. При сдвиге светового пятна относительно оси сим-
метрии фотоэлемента в одну сторону возникает э. д. с.
одной полярности, при сдвиге в другую сторону — противо-
положной полярности.
Рис. 6.53. Механизм образования продольной фото-э. д. с.
и распределение потенциала по поверхности фотоэлемента.
Механизм возникновения продольной э. д. с. можно
проиллюстрировать рис. 6.53. Поскольку в результате диф-
фузии индия в германий p-область, насыщенная акцепторной
примесью, обладает значительно большей проводимостью,
чем базовый «-германий, ее можно считать эквипотенциаль-
ной. Дырки, инъектируемые (внедряющиеся) в р-область
через освещенный участок р — «-перехода (неосновные но-
сители из «-области), сразу же растекаются по p-слою полу-
проводника, не образуя там объемного заряда. Нарушение
равновесия системы при освещении участка р — «-перехода,
выражающееся в смещении уровня Ферми и создании на
переходе поперечного напряжения в прямом направлении
(см. § 6.5), обусловливает обратный переход избыточных
дырок в «-слой германия по всей поверхности перехода.
В «-слое германия, обладающем высоким продольным со-
§ 6.9] ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С ^ПРОДОЛЬНЫМ» ФОТОЭФФЕКТОМ
547
Рис. 6.54. Эквипотенциальные
линии в zi-слое германия.
противлением, возникает продольное поле, вызывающее
движение основных носителей тока от освещенной точки
к местам обратной инъекции дырок, — объемный заряд,
создаваемый дырками в «-слое, нейтрализуется. На рис. 6.54
показана форма эквипотенциальных линий в «-слое фото-
элемента.
При совмещении светового пятна с центром фотоэлемента
электрические поля по обе стороны от освещенного участка
уравновешивают друг друга, и напряжение между электро-
дами А и В становится равным нулю.
Из сказанного видно, что непременное условие образо-
вания продольной фото-э. д. с. — неравномерное освещение
такого перехода, который об-
разован между двумя обла-
стями с различной величиной
проводимости; следовательно,
переход должен возникнуть
не просто между р- и «-полу-
проводниками, а между полу-
проводниками, проводимость
одного из которых значитель-
но отличается от проводимо-
сти другого. Переход между
«-полупроводником и р-слоем
с повышенной проводимостью
«-переход». Аналогичный эффект возникает и при неравно-
мерном освещении р — «-перехода, а также если переход
образован между слоями полупроводника одного типа, но
различной величины проводимости (« — п~- или р — р'-пе-
реход).
Зависимость выходного напряжения’на клеммах А и В
фотоэлемента от положения светового пятна показана на
рис. 6.55. Крутизна рабочей части характеристики зависит
рт диаметра светового пятна и расстояния между базовыми
контактами. При смещении светового пятна на расстояние
порядка 100 А изменение напряжения составляет примерно
10 мкв (при максимальном напряжении порядка 1,5 мв).
Продольный фотоэффект используют для создания фото-
элементов, чувствительных к направлению падающего све-
тового пучка и применяющихся для фиксации координат
источника излучения, например для наведения управляе-
обозначают иногда «д' —
548
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. б
мых снарядов, в астронавигации для ориентировки по есте-
ственным светилам и для других целей.
При фокусировке светового пучка на поверхность фото-
элемента на клеммах его возникает электрический сигнал,
пропорциональный отклонению направления светового
пучка от оси симметрии фотоэлемента, поскольку величина
и знак сигнала зависят от по-
ложения изображения источ-
ника излучения на поверхно-
сти фотоэлемента. Поворотом
ристики фотоэлемента при изме-
нении тока смещения.
Рис. 6.55. Зависимость выходно-
го напряжения на базовых элек-
тродах фотоэлемента от положе-
ния светового пятна.
плоскости фотоэлемента можно «скомпенсировать» сигнал,
сведя его к нулю. Точность определения направления излу-
чения таким методом достигает долей угловой секунды, что
превышает точность хороших оптических дальномеров (по-
ложение светового пятна может быть определено с точ-
ностью Ах порядка 100 А). Одновременно с этим величина
поперечной фото-э. д. с., измеряемой на клеммах база —
вплавной электрод и не зависящей от положения светового
пятна, служит мерой яркости светового пучка.
Поворот фотоэлемента может быть заменен электронным
смещением его характеристики: если между вводами А и В
S G.9J ФОТОЭЛЕМЕНТЫ С «ПРОДОЛЬНЫМ» ФОТОЭФФЕКТОМ
549
пропустить ток от внешнего источника напряжения (подать
постоянное смещение), характеристика t/ил = f (*) сме-
стится в ту или иную сторону от центра симметрии в зави-
симости от направления тока смещения. Смещение харак-
теристики фотоэлемента показано на рис. 6.56. Подача
и,мв
0,6 -
0,6-
0,2-
0 -
-0,2-
-Ofi -
-0,6 -
Р'тп
Рис. 6.57. Изменение чувствительности фотоэле-
мента при подаче модулирующего напряжения на
третий электрод.
дополнительного напряжения между базой и третьим элек-
тродом (связанным с р-германием), как показывает рис. 6.57,
изменяет чувствительность фотоэлемента и может быть ис-
пользована для модуляции электрического сигнала.
Фотоэлементы с продольным фотоэффектом могут изго-
тавливаться с четырьмя взаимно перпендикулярными вво-
дами и использоваться для регистрации изменения напра-
вления излучения цо двум координатным осям.
550
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
В качестве материала для изготовления фотоэлементов
с продольным фотоэффектом применяют германий и другие
полупроводники, например, широко известны фотоэле-
менты из антимонида индия (InSb). Чувствительность гер-
маниевых фотоэлементов с боковым фотоэффектом соста-
вляет 200 мка/лм.
§ 6.10. Высоковольтный вентильный фотоэффект
Во всех рассмотренных выше случаях образования фото-
э. д. с. максимальная величина ее не превышает ширины
запретной зоны полупроводникового вещества, прибли-
жаясь к ней в пределе (при больших освещенностях и сильно
легированных слоях). Между тем было обнаружено, что
Рис. 6.58. Схема напыления материала для
получения высоковольтного фотоэффекта.
/ — стеклянная подложка (t— 150° С), 2 — элек-
троды, 3 — испаритель (/ = 600° С).
при определенных условиях в напыленных поликрпсталли-
ческих пленках некоторых полупроводниковых материалов
(PbS, CdTe, ZnS, ZnSe, Sb2Se3 и др.) может возникнуть
фото-э. д. с., превосходящая по величине ширину запретной
зоны этих полупроводников. Так, в случае PbS, у которого
Ag = 0,3 эв, наблюдалась фото-э. д. с. до 2—3 в, в случае
Sb2Se3, CdTe и др. — до нескольких сот вольт [25, 26, 27].
Необходимое условие получения этого эффекта — не-
равномерное напыление слоя вещества на разогретую под-
ложку при наклонном падении молекулярного пучка напы-
ляемого материала. Схема напыления показана на рис. 6.58.
Интересно отметить, что линии одинакового угла падения
молекулярного пучка напыляемого материала оказыраются
§ 6.10] ВЫСОКОВОЛЬТНЫЙ ВЕНТИЛЬНЫЙ ФОТОЭФФЕКТ
551
эквипотенциальными линиями для возникающей фото-
э. д. с. Величина фото-э. д. с. изменяется пропорционально
расстоянию между электродами образца.
Как показали исследования, все пленки, в которых об-
разуется высоковольтная фото-э. д. с., обладают крупно-
кристаллической структурой и высоким удельным сопро-
тивлением (107—108 ом см). В слоях с низким удельным
сопротивлением эффект никогда
не наблюдается.
Рис. 6.59. Спектральная харак-
теристика высоковольтного фо-
тоэффекта в теллуриде кадмия
(для различных образцов).
Е,лк
Рис. С.60. Световые характеристи-
ки высоковольтного фотоэффекта
в Sb2Se3.
Величина высоковольтной фото-э. д. с. сложным обра-
зом зависит от угла падения света на образец. При осве-
щении такого фотоэлемента со стороны подложки знак
фото-э. д. с. обычно изменяется на обратный, может изме-
няться и форма спектральной характеристики фотоэффекта.
У многих фотоэлементов (например, из CdTe) наблюдается
изменение знака фото-э. д. с. при изменении длины волны
падающего света. На рис. 6.59 показаны спектральные ха-
рактеристики высоковольтного фотоэффекта у теллурида
кадмия. На рис. 6.60 показана зависимость фото-э. д. с,
и фототока от освещенности для SbaSe3.
552
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
Для объяснения высоковольтного фотоэффекта высказы-
вается предположение о том, что образование его связано
с наличием в слое полупроводника большого числа по-
следовательно соединенных р — «-переходов, возникаю-
щих на стыке кристаллов с различной кристаллической
структурой.
В технических приборах высоковольтный фотоэффект
пока не нашел применения.
§ 6.11. Фотоэлектромагнитный эффект
Фотоэлектромагнитный эффект (ФЭМ), т. е. возникнове-
ние разности потенциалов (фото-э. д. с.) на электродах одно-
родного полупроводникового образца без р — «-перехода,
помещенного в магнитное поле, был рассмотрен в § 1 этой
Рис. 6.61. Устройство фотоэлск-
тромагнитного приемника излу-
чения.
/ — монтажная панель, 2 — антимо-
нид индия, 3—полюсные наконеч-
ники магнита, 4— направление
магнитного поля, 5 — магнит.
главы. Этот вид фотоэффекта
используют для создания при-
емников инфракрасного излу-
чения [28, 29].
В § 5.6 описаны свойства
фотосопротивления из антимо-
нида индия (InSb), представ-
ляющего собой полупровод-
ник с очень малой шириной
запретной зоны (Ag, = 0,17 эв)
и границей полосы собствен-
ного поглощения в области
7.й «к 9 мк. При комнатной тем-
пературе пороговая чувстви-
тельность фотосопротивления
из антимонида индия неве-
лика. Высокий уровень теп-
ловых шумов затрудняет ис-
пользование этого фотосо-
противления. При охлаждении
фотосопротивления с целью
увеличения его чувствительности спектральная характе-
ристика InSb смещается в коротковолновую область спектра
(увеличивается Ag), что представляет значительный недо-
статок этого приемника. Использование антимонида индия
В качестве приемника излучения с фотоэлектромагцптным
§6.11]
ФОТОЭЛЕКТРОМЛГИИТПЫЙ ЭФФЕКТ
553
эффектом снимает эти затруднения и позволяет применять
прибор без глубокого охлаждения.
На пластинку монокристаллического антимонида индия
толщиной, не превышающей диффузионную длину неоснов-
ных носителей тока в магнитном поле 25 мк), наносят
торцовые электроды, как это показано на рис. 6.61. Поверх-
ности пластинки (освещаемую и неосвещаемую) подвергают
Рис. 6.63. Зависимость фото-
тока короткого замыкания /кз
от индукции В магнитного
поля для антимонида индия.
Рис. 6.62. Спектральная характери-
стика фотоэлектромагнитного при-
емника излучения, изготовленного
нз антимонида индия.
обработке, цель которой заключается в обеспечении мини-
мальной скорости рекомбинации пар носителей на освещае-
мой поверхности и большой скорости рекомбинации вблизи
неосвещаемой поверхности. Для этого освещаемую поверх-
ность подвергают травлению, неосвещаемую притирают
абразивами и наклеивают на стеклянную основу. Пластинку
помешают между полюсами постоянного магнита, вместе
с которым собранный приемник излучения представляет
собой цилиндр диаметром порядка 25 мм и высотой 30 мм.
Спектральная характеристика приемника излучения из
InSb показана на рис. 6.62. Зависимость фототока корот-
кого замыкания /кз от индукции В магнитного поля — на
рис. 6.63.
Чувствительность приемника, определяемая как отно-
шение величины возбуждаемого напряжения к единице
564
ВЕНТИЛЬНЫЕ ФОТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
падающей энергии излучения, составляет величину порядка
0,7—1 в/вт (при температуре излучателя Тцв = 500° К)-
Постоянная времени, характеризующая инерционность
приемника, очень мала (т = 0,2 мксек). Отношение напря-
жения сигнала к напряжению шума остается неизменным
вплоть до частоты модуляции потока излучения порядка
500 кгц. Пороговая чувствительность фотоэлектромагнит-
ного приемника излучения из InSb, характеризуемая па-
раметром D* (приведенной регистрирующей способностью),
составляет для объекта, находящегося при комнатной тем-
пературе, D* (300° К, f = 400 гц, Af = 1 гц) = 2)<
у107слг- гц'Мвт. Минимальная регистрируемая мощность
излучения составляет Fn (4000 гц, 500° К, 1 гц) = 10 8 вт.
С помощью такого приемника удается обнаружить присут-
ствие человека по его тепловому излучению на расстоянии
порядка 30 м.
§ 6.12. Электронный фототермомагнитный эффект
Если на полупроводник, помещенный в магнитное поле
(в установке, аналогичной установке для наблюдения фото-
электромагнитного эффекта, рис. 6.4), направить поток из-
лучения с частотой, недостаточной для возбуждения меж-
зонных электронных переходов hv Ag, но поглощаю-
щийся свободными носителями, на гранях полупроводника
при определенных условиях возникает фото-э. д. с. Это
явление называют электронным фототермомагнитным эф-
фектом (хотя никакого изменения температуры кристал-
лической решетки при этом не происходит).
В результате поглощения излучения вблизи освещен-
ной поверхности полупроводника изменяется энергетиче-
ское распределение электронов проводимости, увеличи-
вается их средняя энергия, изменяется подвижность (см.
р,-фотопроводимость). Этот «разогрев» электронов умень-
шается в направлении затухания излучения в объеме полу-
проводника, вследствие чего возникает два встречных по-
тока носителей тока: «разогретые» электроны движутся
в сторону от освещенной поверхности к неосвещенной,
«холодные» — в противоположном направлении. При раз-
нице подвижностей «горячих» и «холодных» носителей тока
§ 6.12] ЭЛЕКТРОННЫЙ ФОТОТЕРМОМАГНИТНЫЙ ЭФФЕКТ
565
отклонение их потоков в магнитном поле будет различным.
В результате этого на гранях полупроводника, перпенди-
кулярных направлениям магнитного поля и потоку излу-
чения, возникает разность потенциалов, зависящая от
интенсивности облучения.
Электронный фототермомагнитный эффект наблюдался
на антимониде индия (n-InSb) при охлаждении до тем-
пературы жидкого гелия. Этот эффект может быть исполь-
зован для создания весьма чувствительных приемников
длинноволнового инфракрасного излучения с длиной волны
вплоть до нескольких сот микрон [30].
ЛИТЕРАТУРА
1. Н. Dember, Phys. Zs. 32 554, 856 (1931); 33 207 (1932).
2. И. К. К и к о и н, М. М. Н о с к о в, ЖТФ 5, 586 (1934).
3. С. Ю. Лукьянов, Фотоэлементы, Изд-во АН СССР, 1946.
4. А. И. Губанов, Теория выпрямляющего действия полупро-
водников, Гостехиздат, 1956.
5. В. К. С у б а ш и е в, М. С. С о м и н с к и й, Полупроводники
в науке и технике, Изд-во АН СССР, 1959, стр. 268.
6. R.Cu m mere w, Phys. Rev. 95, 16 (1954) (перевод в сб. «Полу-
проводниковые преобразователи энергии излучения», ИЛ, 1959).
7. Е. К. П v ц е й к о, Изв. АН СССР, № 5—6, 713 (1938); ЖТФ
11, № 5, 485 (1941).
8. Т. И. В а й н б е р г, Светотехника 4, № 6, 20 (1958).
9. Г. Б. А б д у л а е в и др., Изв. АН АзербССР, № 17 (1959);
сб. «Электронно-дырочные переходы», Ташкент, 1962.
10. В. К. Б е р н а ц к н й, Д. С. Г о й х м а н, Физ. зап. АН УССР,
№ 7, 69 (1938).
11. Е. Г. М и с е л ю к, ЖТФ 18, № 11, 1369 (1948); ПТЭ, № 3, 127
(1960).
12. И. М. П о л я к, М. Н. Д ь я ч е и к о, ЖТФ 22, № 4, 670 (1952).
13. В. С. Вавилов, УФН 56, 111 (1955).
14. В. С. Вавилов и др., Атомная энергия, № 3, 167 (1956);
№ 6, 571 (1958).
15. Ю. П. М а с л а к о в е ц и др., ЖТФ 10, 2396 (1956).
16. S. Е s с о f f е г у, Semicond. Prod. 3, № 12, 35 (I960).
17. М. Prince, J. Арр]. Phys. 26, № 5, 534 (1955) (сб. «Полупро-
водниковые преобразователи энергии излучения», ИЛ, 1959).
18. В. М. М а л о в е ц к а я и др., ФТТ 1, № 8, 1201 (1959).
19. А. Л. Г л и б е р м а н, А. К. Зайцева, Кремниевые солнеч-
ные батареи, Госэнергоиздат, 1961.
20. А. А. Г у т к и н и др., Радиотехника и электроника 7, № 12,
2095 (1962).
21. J. L о f е г s k i, J. Арр]. Phys. 27, № 7, 777 (1956); Acta Electron.
5. № 3, 351 (1962).
556
ВЕН ГИЛ ЬН ЫЕ ФО ТОЭЛЕМЕНТЫ
[ГЛ. 6
22. Д. И. Наследив, Б. В. Царенко н, ФТТ 1, № 9, 1467
23. А? А. В о д а к о в и др., ФТТ 2, № 1, 1 (1960).
24. W а 1 1 m а г b. Proc. IRE 45, 474 (1957).
25. S. Goldstein, L. Pensau, J. Appl. Phys. 30, № 2, 155
(1959).
26. В. M. Л ю б и н, Г. А. Федоров, ДАН СССР 135. № 4, 833
(1960).
27. H. Kai I ma n, J. Electr. Soc. 108, № 3, 51 (1961).
28. П. Круз, Вопросы ракетной техники 1, № 1, 92 (1961).
29. Л. В. Войцеховская и др., Изв. ЛЭТИ 47, 316 (1962).
30. А. Н. Выставкин и др., Радиотехника и электроника 8,
№ 6, 994 (1963).
ГЛАВА 7
ФОТОДИОДЫ И ФОТОТРАНЗИСТОРЫ
§ 7.1. Принцип действия фотодиодов
В предыдущей главе были рассмотрены полупроводни-
ковые фотоэлементы, электронно-дырочный переход кото-
рых работает в так называемом вентильном режиме. В этом
режиме при освещении р — «-перехода на его выводах
появляется фото-э. д. с.
Фотоэлементы на основе электронно-дырочных перехо-
дов могут работать и в принципиально ином режиме, а
именно при значительных напряжениях, приложенных
к переходу в обратном (запорном) направлении. Этот ре-
жим, в отличие от режима работы без внешнего напряже-
ния (вентильного режима), называют фотодиодным, а при-
боры, работающие в фотодиодном режиме, —фотодиодами *).
Фотодиоды имеют весьма небольшие размеры, малый
вес, большой срок службы и сравнительно высокую интег-
ральную чувствительность (несколько десятков миллиам-
пер на люмен).
Устройство фотодиода показано на рис. 7.1, а схема
его включения •— на рис. 7.2. Принцип работы фотодиода
состоит в следующем. Если фотодиод не освещен, то при
подаче на р — «-переход обратного напряжения через
переход протекает сравнительно небольшой ток, обуслов-
ленный главным образом неосновными носителями — элек-
тронами в р-областп и дырками в «-области полупровод-
ника.
*) Современные фотодиоды, изготовленные на основе германия и
кремния, могут с успехом работать и в вентильном режиме. Вентиль-
ные же фотоэлементы в фотодиодном режиме работать обычно не
могут из-за очень низких обратных пробивных напряжении.
558
ФОТОДИОДЫ И ФОТОТРАНЗИСТОРЫ
[ГЛ. 7
При освещении «-области фотодиода *), которую назо-
вем базой, у ее поверхности возникают пары электрон —
дырка. Дырки, возникшие вблизи поверхности «-области,
диффундируют вглубь и, будучи неосновными носителями
тока для этой области, подойдя к р—«-переходу, увле-
каются полем перехода в p-область. Рост тока неосновных
носителей из «-области в p-область под действием света
вызывает добавочное падение напряжения на сопротивле-
нии нагрузки jRh (см. рис. 7.2).
Для того чтобы дырки, возникшие у поверхности «-по-
лупроводника, могли дойти до р—«-перехода, толщина
I------—0
Коллектор
Рис. 7.1. Устройство фотодиода
(IF — толщина базы).
Рис. 7.2. Схема включе-
ния фотодиода.
«-области (толщина базы) должна быть меньше диффузион-
ной длины дырок в ней. Иначе дырки, двигаясь к р — «-пе-
рехода, успеют рекомбинировать с электронами и до
р — «-перехода не дойдут.
В гл. 6 было получено выражение для тока в цепи фото-
элемента в вентильном режиме:
/=7ф-4(е^_1)>
(7.1)
где Up — падение напряжения на сопротивлении нагрузки
от протекающего во внешней цепи тока (соответствующее
прямому напряжению на переходе); через (7Т обозначено
kT
называемое температурным потенциалом.
В том случае, когда внешняя цепь содержит еще и
источник напряжения U (фотодиодный режим), величина
*) Выбор для освещения именно n-области не обязателен, воз-
можно освещение и p-области полупроводника.
§ 7.1]
ПРИНЦИП ДЕЙСТВИЯ ФОТОДИОДОВ
559
тока во внешней цепи определится выражением
и уравнение фотодиода при освещении будет иметь вид
Ur-U
I=I*-Is(e -1). (7.2)
На рис. 7.3 приведены характеристики фотодиода, по-
строенные в соответствии с выражением (7.2). Семейство
характеристик в третьем квадранте соответствует фотодиод-
ному, а в четвертом — вен-
тильному режимам.
В отсутствие освещения
характеристика фотодиода
в прямом и обратном на-
правлениях ничем не отли-
чается от вольтамперной
характеристики выпрям-
ляющего р — «-перехода.
Эту характеристику назы-
вают темновой. Освеще-
ние фотодиода приводит, как указывалось выше, к росту
обратного тока через диод (кривые для Фх и Ф2).
При увеличении обратного напряжения мощность, рас-
сеиваемая переходом, растет, и переход нагревается. Кон-
центрация неосновных носителей тока при нагревании
экспоненциально возрастает. Это приводит к еще большему
нагреванию перехода и к лавинообразному увеличению
тока через него. При некотором напряжении Ппроб проис-
ходит необратимый тепловой пробой перехода, разрушаю-
щий его. Фотодиоды поэтому работают при напряжениях,
значительно меньших напряжения пробоя.
Как следует из уравнения (7.2), ток в цепи фотодиода
при U UT не зависит от величины прикладываемого
к переходу обратного напряжения £7обр. Действительно,
Ur-v
если \UR — £7| UT, то е и,[ 1 и I = Is. Однако
выражение (7.2) получено при некоторых упрощающих
предположениях, которые для реальных р — «-перехо-
дов не всегда выполняются. К таким предположениям
560
ФОТОДИОДЫ И ФОТОТРАНЗИСТОРЫ
[ГЛ. 7
Рис. 7.4. Реальная характерис-
тика темнового тока фотодиода.
относятся: отсутствие тепловой генерации и рекомбинации
носителей тока в области р — «-перехода *) и отсутствие
токов утечки, связанных обычно с поверхностными плен-
ками, шунтирующими р —«-переход [1].
Ток термогенерации в области перехода зависит от ве-
личины обратного напряжения, так как от величины этого
напряжения зависит ширина перехода. Зависимость тока
термогенерации от обратного
напряжения описывается фор-
мулой
ir = k VU,
где k — коэффициент пропор-
циональности .
Ток утечки линейно зави-
сит от обратного напряжения,
поэтому его можно характеризовать некоторым сопротив-
лением утечки.
Реальная характеристика темнового тока фотодиода
с учетом приведенных выше соображений показана на
рис. 7.4. При освещении фотодиода ток через него растет
и характеристика смещается вверх, причем наклон ее
к оси напряжений несколько изменяется. В работе [2]
изменение наклона характеристики объяснено изменением
внутреннего сопротивления фотодиода из-за нагревания
его протекающим током.
Увеличение тока через фотодиод пропорционально дей-
ствующему на него световому потоку, поэтому семейство
характеристик, показанное на рис. 7.3, является экви-
дистантным.
§ 7.2. Характеристики фотодиодов
Световые характеристики фотодиода изображены на
рис. 7.5. Из рисунка видно, что, во-первых, они линейны
в довольно широких пределах изменения светового потока
и, во-вторых, интегральная чувствительность фотодиода,
т. е. отношение А//АФ, несколько зависит от величины
*) Это предположение эквивалентно предположению об очень
тонком р—п-переходе.
§ 7.2]
ХАРАКТЕРИСТИКИ ФОТОДИОДОВ
561
прикладываемого к диоду обратного напряжения. Эту
зависимость можно объяснить эффектом Эрли *).
Действительно, при увеличении приложенного к фото-
диоду обратного напряжения (рис. 7.6) уменьшается тол-
щина W базы (в результате увеличения ширины р — «-пе-
рехода) и до перехода, не рекомбинировав, будет доходить
большее число неосновных носителей. Кроме того, при
уменьшении толщины базы будет увеличиваться эффектив-
ный радиус коллектора и до него будут доходить носители,
возникшие на больших рас-
стояниях.
Форма спектральных
характеристик фотодиода
Рис. 7.5. Световые характерис-
тики фотодиода при двух зна-
чениях напряжения (Ul< U2).
Рис. 7.6. Изменение толщины W
базы из-за эффекта Эрли.
а — при напряжении Щ, б — при на-
пряжении U, (Ut < U
определяется тем, что оптическая генерация пар электрон —
дырка при освещении полупроводника светом частоты v
возможна только в том случае, если энергия фотонов hv
больше ширины запретной зоны полупроводника (hv Ag).
Этим соотношением определяется длинноволновая граница
спектральной чувствительности фотодиода.
Для иллюстрации влияния ширины запретной зоны на
длинноволновую границу спектральной чувствительности
фотодиода на рис. 7.7 показаны спектральные характери-
стики германиевых (Ag = 0,65 эв) и кремниевых (Ag =
= 1,21 эв) фотодиодов.
*) Эффект Эрли состоит в изменении толщины базы при изме-
нении приложенного к переходу обратного напряжения, что связано
с изменением толщины р—/г-перехода.
562
ФОТОДИОДЫ И ФОТОТРАНЗИСТОРЫ
[ГЛ. 7
Фотодиоды — сравнительно малоинерционные прием-
ники излучения. Инерционность фотодиодов определяется
следующими основными факторами [3]: постоянной вре-
мени Максвелла 6, конечным временем жизни т неоснов-
ных неравновесных носителей тока, временем диффузии /я
неосновных неравновесных носителей тока к р — «-пере-
ходу, временем прохождения tn носителей через р — «-пе-
реход, постоянной времени R^C^. Рассмотрим, какова роль
Рис. 7.7. Спектральные харак-
теристики германиевого (7) и
кремниевого (2) фотодиодов.
каждого из перечисленных
факторов.
Постоянная времени Макс-
велла—это эффективное вре-
мя установления диффузион-
но-дрейфового равновесия в
полупроводнике. Она являет-
ся собственной постоянной
времени полупроводника и
вычисляется по формуле
6 = рее0.
Если взять однородный по-
лупроводник с удельным со-
противлением р и заключить
его между двумя параллель-
ными электродами площади
S, расположенными друг от
друга на расстоянии d, то сопротивление R полупроводника
между электродами равно = а емкость С между
О
ББ S
электродами Произведение RC = рее0 и есть
постоянная времени Максвелла для данного полупровод-
ника. Например, для полупроводника с удельным сопро-
тивлением р = 10 ом • см она равна всего лишь 10 11 сек.
Поэтому влиянием постоянной времени Максвелла на
инерционные свойства фотодиода можно пренебречь.
Время диффузии /д неосновных неравновесных носите-
лей тока к р — «-переходу может быть определено так.
Возникающие при освещении полупроводника на по-
верхности или вблизи нее неосновные неравновесные носи-
тели тока, диффундирующие к р — «-переходу, проходят
§ 7.2]
характеристики фотодиодов
563
расстояние, равное для конструкции, показанной на
рис. 7.1, толщине базы W. Известно, что среднее время t,
необходимое для того, чтобы носители тока вследствие
диффузии прошли расстояние I, связано с этим расстоя-
нием и коэффициентом диффузии соотношением
/ = ]/ПЛ
Поэтому для прохождения базы толщиной W необходимо
время
__ W2
о •
При типичной толщине базы W
2 • 10“2 см и коэффициенте диффузии
дырок D = 50 см2/сек величина со-
ставляет примерно 10“s сек.
На рис. 7.8 показано влияние конеч-
ного времени диффузии на форму им-
пульса фототока при освещении базы
фотодиода прямоугольным световым им-
пульсом. Импульс фототока, во-первых,
сдвинут относительно светового импуль-
са на среднее время диффузии tR, а, во-
вторых, нарастание фототока и его спад
при включении и выключении освещения
фотодиода происходят постепенно (перед-
ний и задний фронты импульса фототока
Рис. 7.8. Осцилло-
грамма импульса
фототока (б) при
освещении фото-
диода импульсом
света прямоуголь-
ной формы (а).
имеют конечную
величину). Это объясняется тем, что неосновные неравно-
весные носители тока, возникшие у поверхности базы и
имеющие разную скорость диффузии, достигают р — «-пе-
рехода не одновременно. Некоторая часть носителей дохо-
дит до перехода за время, меньшее чем ta, другая —за
большее.
Время жизни т носителей тока обычно больше, чем
время /д диффузия их к р — «-переходу. Поэтому, если
в фотодиоде толщина базы много меньше диффузионной
длины, то неравновесные носители тока исчезают посте
прекращения освещения в результате ухода их к р — «-пе-
реходу, а не в результате рекомбинации.
. Время прохождения t„ носителей тока через р — «-пе-
' реход можно оценить следующим образом. Неосновные
564
ФОТОДИОДЫ И ФОТОТРАНЗИСТОРЫ
[ГЛ. 7
носители тока в р — «-переходе под действием контактного
электрического поля напряженностью Е имеют среднюю
скорость дрейфа рЕ. Поэтому, если толщина р — «-пере-
хода равна d, то среднее время движения носителей тока
через переход
4 = ^. (7.3)
Напряженность поля в р — «-переходе
2?__Фк ~Ь Е
d ’
где <рк — контактная разность потенциалов, U — напря-
жение, приложенное к переходу в запорном направлении.
Для несимметричного р — «-перехода ширина слоя
объемного заряда (толщина перехода) зависит от свойств
материала и величины обратного напряжения:
d = ] ' 2ее0 (<рк + U) рр .
После подстановки полученных выражений для Е и d в
формулу (7.3) получим
С = 2ееор.
Таким образом, время прохождения носителей тока
через р — «-переход зависит только от свойств материала,
из которого он изготовлен. Например, для германия с удель-
ным сопротивлением 3 ом • см время tn 10-11 сек. Это
время значительно меньше времени диффузии к переходу,
и им можно пренебречь.
Из схемы включения фотодиода (см. рис. 7.2) следует,
что полное входное сопротивление фотодиода зависит
от величины сопротивления нагрузки, сопротивления базы
и внутреннего сопротивления р — «-перехода, а емкость
С\ состоит из емкости, шунтирующей нагрузку, паразит-
ных монтажных емкостей и емкости р — «-перехода.
Минимальная величина ЕхС^, определяющаяся лишь
собственными параметрами фотодиода и не зависящая от
параметров внешней цепи, равна 7?бСп (где /?б — сопроти-
вление базы перехода и его контактов, Сп — емкость
р — «-перехода). В реальных случаях ЕбСп может состав-
лять величину порядка 10'9 сек.
§ 7.2]
ХАРАКТЕРИСТИКИ ФОТОДИОДОВ
565
Проведенный анализ показывает, что инерционные свой-
ства фотодиодов (до времен порядка 10 9 сек) определяются
главным образом временем диффузии неосновных неравно-
весных носителей тока к р — «-переходу:
_w^
Поэтому для улучшения инерционных свойств фотодиодов
необходимо уменьшать толщину базы. На рис. 7.9 пока-
заны осциллограммы импульсов фототока двух различных
Рис. 7.9. Осциллограммы им-
пульсов фототока обычного
(о) и малопнерционного (б)
фотодиодов.
б)
Рис. 7.10. Частотные характе-
ристики фотодиода при раз-
личных сопротивлениях на-
грузки.
по инерционным свойствам фотодиодов при освещении их
прямоугольным импульсом света. Осциллограмма рис. 7.9, а
относится к обычному фотодиоду, а осциллограмма
рис. 7.9, б — к специальному малоинерционному фото-
диоду. Уменьшение толщины базы до 10 мк позволяет полу-
чать фотодиоды с постоянной времени до 10-8 сек.
Дальнейшее уменьшение инерционности фотодиодов воз-
можно в том случае, если фотогенерация неосновных не-
равновесных носителей тока будет происходить непосред-
ственно в области объемного заряда р—«-перехода [3].
Такой способ уменьшения инерционности может быть реа-
лизован, например, при использовании поверхностно-барь-
ерных переходов.
566
ФОТОДИОДЫ И ФОТОТРАНЗИСТОРЫ
[ГЛ. 7
При воздействии на фотоприемник синусоидально-моду-
лированного светового потока инерционность фотодиода
проявляется в уменьшении амплитуды переменной соста-
вляющей фототока с ростом частоты модуляции и в появ-
лении сдвига фаз между фототоком и модулирующим све-
товым потоком. В этом случае инерционные свойства фото-'
диода удобнее описывать частотной характеристикой, кото-
рая представляет собой зависимость
Cil.lX (/) _ „ (f\
ЖхТб)-^-
Так как постоянная времени фотодиода зависит от величины
сопротивления нагрузки Д„, форма частотных характери-
стик тоже зависит от /?н. На рис. 7.10 приведены частотные
характеристики фотодиода для различных значений сопро-
тивления нагрузки.
§ 7.3. Шумовые свойства фотодиодов
При использовании фотодиодов для регистрации весьма
малых световых потоков существенную роль играют их
собственные шумы. Собственные шумы определяют порог
чувствительности фотодиодов, т. е. величину минимального
светового потока, которая может быть зарегистрирована
фотодиодом. Основные виды шума в фотодиодах следую-
щие [1, 4]:
1) Дробовой шум, обусловленный дискретной природой
протекающего через диод тока и зависящий от величины
этого тока:
T^ = 2elbf,
где /дР — среднеквадратичное значение дробового тока,
/ — ток, протекающий через фотодиод, А/ — полоса ча-.
стот, в которой измеряется шумовой ток. Величина дробо-
вого тока зависит только от ширины полосы частот, в ко-
торой измеряется шумовой ток, и не зависит от средней
частоты этой полосы. Поэтому спектр дробовых шумов рав-
номерный («белый»),
2) Тепловой шум омического сопротивления базы. Сред-
неквадратичное напряжение этого шума
Ul = 4kTR6bf.
Этот шум также имеет равномерный спектр.
§ 7.4]
ПАРАМЕТРЫ ФОТОДИОДОВ
567
3) Избыточные низкочастотные (поверхностные) шумы.
Природа этих шумов изучена еще недостаточно, однако
считается, что они обусловлены главным образом флуктуа-
циями поверхностной утечки тока [1]. Среднеквадратичное
значение этого шумового тока обратно пропорционально
частоте:
П3 = АУи^,
где U — обратное напряжение, приложенное к фотодиоду,
А —• коэффициент пропорциональности.
Таким образом, шумовой спектр фотодиода можно раз-
делить на две области: область низкочастотного шума и
область белого шума. Эксперименты показали, что на низ-
ких частотах преобладают избыточные шумы, причем по-
ложение границы этого преобладания зависит от конструк-
ции и технологических методов изготовления фотодиодов.
Для количественной оценки минимального светового
потока, который может быть зарегистрирован фотодиодом,
т. е. порога чувствительности фотодиода, служит световой
эквивалент шума Fn. Световым эквивалентом шума назы-
вают отношение шумового тока фотодиода, измеренного
в полосе частот 1 гц, к интегральной чувствительности
его S:
F =
п V&fs'
С помощью светового эквивалента шума F„ можно не-
посредственно оценить порог чувствительности фотодиода.
Так, если на выходе фотодиода отношение напряжения
сигнала к напряжению шума равно единице, то
F min = Fn.
§ 7.4. Параметры фотодиодов
Рассмотренные в предыдущих параграфах характери-
стики дают достаточно полное представление о фотодиодах
как фотоприемниках. Однако в тех случаях, когда необ-
ходимо выбрать тот или иной тип фотодиода, приближенно
рассчитать схему его включения и т. д., можно пользо-
ваться не характеристиками, а параметрами фотодиода,
568
ФОТОДИОДЫ И ФОТОТРАНЗИСТОРЫ
[ГЛ. 7
которые определяются из характеристик. (Для сравнения
различных фотодиодов между собой параметры должны
определяться в одинаковых режимах.)
Все параметры фотодиодов можно отнести к пяти груп-
пам: электрические, световые, временные, механические и
климатические.
Электрические параметры фотодиода — это темновой
ток, начальное статическое сопротивление, динамическое
сопротивление, максимально допустимое напряжение, ра-
бочее напряжение, напряжение шумов.
Темновой ток /т измеряют при небольших обратных
напряжениях (обычно при 1 в), с тем чтобы исключить
влияние тока утечки. Величина темнового тока зависит от
приложенного к диоду напряжения, однако в рабочем
диапазоне напряжений ток можно считать приближенно
постоянным.
Величину темнового тока иногда удобно характеризо-
вать начальным статическим сопротивлением 7?ст = т. е.
'т
сопротивлением затемненного фотодиода постоянному току
при напряжении 1 в.
Начальное статическое сопротивление, как и темновой
ток, сильно зависит от температуры. Эта зависимость вы-
ражается формулой
^ = ^вт-(В/т'\
где RCT1 — начальное статическое сопротивление при тем-
пературе Т1г В — коэффициент, вычисляемый по формуле
О _ 1 Bl
где Ri и R2 — сопротивления при температурах 7\ и Т2
соответственно. Типичная зависимость начального стати-
ческого сопротивления от температуры показана на рис. 7.16.
Поскольку темновая характеристика фотодиода не па-
раллельна оси напряжений, а имеет конечный наклон,
необходимо ввести еще один параметр — динамическое
г, ли
сопротивление /?Д1Ш = .
В § 7.1 указывалось, что при подаче на фотодиод доста-
точно большого обратного напряжения возможен необра-
§ 7.4]
ПАРАМЕТРЫ ФОТОДИОДОВ
569
тимый тепловой пробой и разрушение р — «-перехода.
Поэтому в число параметров, характеризующих фотодиод,
включены: максимально допустимое обратное напряжение
(^обр)тах, Т. е. напряжение, при котором пробоя еще нет,
и рабочее напряжение £7раб, при котором должен работать
фотодиод. Задание непосредственно рабочего напряжения
предпочтительнее, нежели (t7o6p)raax, так как величина
(^обр)тах зависит от протекающего через фотодиод тока и
от температуры окружающей среды.
Шумовые свойства фотодиода часто характеризуют на-
пряжением шумов, измеряемых стандартными методами,
сформулированными в технических условиях на фотодиоды.
К световым параметрам фотодиода относят интеграль-
ную чувствительность и световой эквивалент шума.
Интегральная чувствительность — приращение тока, те-
кущего через диод, к вызвавшему его световому потоку:
__ А/ Г ма Я
ДФ [лмJ'
В связи с тем, что чувствительность фотодиода зависит от
спектрального состава падающего на него света, для изме-
рений чувствительности чаще всего используют стандарт-
ный источник света со спектральным составом, соответству-
ющим спектральному составу излучения лампы с вольфра-
мовой нитью, нагретой до температуры 2360° К-
В § 7.2 отмечалось, что чувствительность фотодиода за-
висит от приложенного к нему напряжения. Поэтому чув-
ствительность измеряют обычно при напряжении 1 в.
Световой эквивалент шума достаточно подробно опи-
сан в § 7.3.
Для описания инерционных свойств фотодиода исполь-
зуют его постоянную времени т. Как отмечалось в § 7.2,
постоянная времени фотодиодов определяется главным
образом временем диффузии неосновных неравновесных
носителей к р — «-переходу и зависит от толщины базы.
Фотодиоды хорошо работают в условиях значительных
механических воздействий. Для характеристики этих ме-
ханических воздействий используют следующие величины:
допустимые ускорения при вибрации с частотами в задан-
ном диапазоне, наибольшее постоянное ускорение и удар-
ную перегрузку, выраженную в единицах g.
570
ФОТОДИОДЫ И ФОТОТРАНЗИСТОРЫ
[ГЛ. 7
Для описания климатических воздействий, при кото-
рых нормальная работа фотодиодов не нарушается, исполь-
зуют следующие параметры: диапазон допустимых темпе-
ратур в градусах Цельсия, наибольшую допустимую отно-
сительную влажность, измеряемую в процентах.
§ 7.5. Фотодиоды промышленных типов
В настоящее время отечественная промышленность вы-
пускает фотодиоды следующих типов: германиевые ФД-1,
ФД-2 и ФД-3 и кремниевые ФД-К1.
На рис. 7.11 показана конструкция фотодиода ФД-1.
Круглая пластинка германия 1 с помощью кристаллодер-
жателя 2 закреплена в металлическом корпусе 5. Один из
Рис. 7.11. Конструкция
фотодиода ФД-1.
Рис. 7.12. Кон-
струкция фото-
диода ФД-3.
Рис. 7.13. Кон
струкция фото
диода ФД-2.
выводов сделан в стеклянном изоляторе 3 и пропущен через
втулку 4, другой соединен с корпусом. В корпусе имеется
отверстие 6, закрытое стеклом, для освещения поверхности
базы. Похожую конструкцию имеет и фотодиод ФД-3, пока-
занный на рис. 7.12. На рис. 7.13 показана конструкция
фотодиода ФД-2. Здесь пластинка германия ср — «-пере-
ходом опрессована прозрачной пластмассой. Вся поверх-
§ 7.51
ФОТОДИОДЫ ПРОМЫШЛЕННЫХ типов
571
ность фотодиода, кроме небольшого участка против р —п-пе-
рехода, покрыта непрозрачным лаком.
На рис. 7.14 показаны вольтамперные характеристики
германиевого фотодиода, снятые при различных значениях
освещенности. Величина темнового тока хорошо согла-
суется с данными, получаемыми расчетным путем. Это
говорит о том, что ток термогенерации в области р — п-пе-
рехода мал и не оказывает влияния на характеристику
германиевого фотодиода.
Вольтамперные характеристики кремниевых фотодио-
дов по форме не отличаются от характеристик германиевых
I, мка
фотодиодов, но имеют гораз-
до меньший темновой ток. Од-
нако экспериментально полу-
ченные значения темнового
тока имеют величину боль-
шую, чем это следует из рас-
четных формул. Это объяс-
няется тем, что ток термогене-
рации в области объемного за-
ряда кремниевых р — п-пере-
ходов значительно больше
обычного тока насыщения.
Рис. 7.14. Вольтамперные ха-
рактеристики германиевого фо-
тодиода при различных значе-
Темновой ток, как указы- ™ях освещенности,
валось в §7.4, сильно зависит
от температуры, фототок же при изменении температуры
практически не изменяется. На рис. 7.15 показана зави-
симость тока германиевого и кремниевого фотодиодов от
температуры, а на рис. 7.16-—зависимость сопротивления
фотодиода от температуры.
На рис. 7.17 приведены световые характеристики фото-
диода, снятые при двух значениях обратного напряжения.
Как видно из рисунка, чувствительность фотодиода при
увеличении обратного напряжения несколько повы-
шается, что согласуется с соображениями, изложенными
в § 7.2.
Спектральные характеристики германиевых и кремние-
вых фотодиодов изображены на рис. 7.7. Как видно из
рисунка, германиевые фотодиоды могут работать в более
широкой спектральной области, нежели кремниевые фото-
диоды, и имеют более длинноволновую границу фотоэф-
572
ФОТОДИОДЫ И ФОТОТРАНЗПСТОРЫ
[ГЛ. 7
фекта. Это объясняется меньшей, чем у кремния, шириной
запретной зоны. Для расчетов спектральную характери-
стику германиевых фотодиодов можно аппроксимировать
Рис. 7.15. Зависимость тока германиевого (а) и кремниевого (б)
фотодиодов от температуры при Ф = 0,005 лм (/) и при Ф = 0 (2).
Рис. 7.16. Зависимость сопротив-
ления фотодиода от температуры.
треугольником с основанием, соответствующим % от 0 до
2 мк, и с вершиной при АП1ах = 1,5 мк.
Частотные характеристики упомянутых выше фотодио-
дов изображены на рис. 7.18. Постоянные времени фото-
§ 7.5]
ФОТОДИОДЫ ПРОМЫШЛЕННЫХ ТИПОВ
573
диодов приведены в табл. 7.1 и составляют 10 мксек, что
хорошо согласуется со значением, полученным в § 7.2.
Усредненные значения параметров фотодиодов приве-
дены в табл. 7.1.
Рис. 7.18. Частотные характеристики фотодиодов.
Серийно выпускаемые фотодиоды могут иметь чувстви-
тельность, значительно отличающуюся от приведенной
в таблице. Поэтому нередко предприятие сортирует фото-
диоды на группы. Так, фотодиоды ФД-2 сортируют на
группы, имеющие чувствительность в диапазоне 20—30,
15—19, 10—14 ма/лм.
Таблица 7.1
1 Тип фотодиода Параметр ФД-1 ФД-2 ФД-з ФД-К1 ФТ-1
Рабочее напряжение, в . . . . 15 30 10 20 3
Темновой ток, мка 30 25 15 3 300
Интегральная чувствитель- ность, ма/лм 20 10—20 20 3 170-500
Постоянная времени, сек . . 103 10“5 IO-» 10~3 2 10-1
Диапазон допустимых темпе- ратур, °C 60 * 40 • 60 • 50 ’ 60
+40 +45 +бо’ +80* +60*
Кроме перечисленных выше типов фотодиодов, изгото-
вленных на основе германия и кремния, в литературе [5, 6]
574
ФОТОДИОДЫ И ФОТОТРАНЗИСТОРЫ
[ГЛ.
описаны фотодиоды, изготовленные на основе других полу-
проводниковых материалов: InSb, InAs, CdSe и др.
На рис. 7.19 показаны спектральные характеристики
фотодиодов из арсенида индия InAs (рис. 7.19, а) и антимо-
W
Л, Л'А
Рис. 7.19. Спектральные характеристики фотодиодов, изготовленных
на основе InAs (а) и InSb (б).
нида индия InSb (рис. 7.19, б).
Как видно из рисунков, эти
фотодиоды имеют высокую
широком интервале длин волн, нежели германиевые и
кремниевые фотодиоды. Постоянная времени этих фото-
диодов весьма мала: менее 2 мксек. Однако для нормальной
работы требуется их охлаждение до температуры 77° К-
§ 7.6. Фототранзисторы
Рассмотренные в предыдущих параграфах фотоэлек-
тронные приборы имеют довольно большую интегральную
чувствительность, доходящую до нескольких десятков мил-
лиампер на люмен (ма/лм). Однако можно построить фото-
электронные приборы, в некоторых отношениях похожие
на фотодиоды, но обладающие свойством внутреннего уси-
ления фототока и имеющие в связи с этим интегральную
чувствительность, доходящую до нескольких ампер на
люмен (а/лм). Эти приборы называют фототриодами или
фототранзисторами (хотя некоторые из них имеют только
два вывода).
§ 7.6]
ФОТОТРАНЗИСТОРЫ
575
Коллектор
Рис. 7.20. Конструкция фототранзи-
стора.
Рассмотрим принцип действия фототранзистора. На
рис. 7.20 показана одна из его возможных конструкций
с освещаемой областью базы. Фототранзистор состоит из
трех областей полупроводника с различными типами про-
водимости, например р — п — р (или п. — р — п).
Верхнюю (на рис. 7.20) область называют эмиттером.
В рассматриваемом случае это область с проводимостью
p-типа. Эмиттер с распо-
ложенной ниже обла-
стью полупроводника,
обладающей проводимо-
стью n-типа, называемой
базой, образует р — п-
переход. Нижнюю об-
ласть называют коллек-
тором, она имеет про-
водимость p-типа. Как
видно из сравнения рис.
7.20 и 7.1, фототриод от-
личается от фотодиода наличием еще одной области с прово-
димостью р-типа — наличием эмиттера, т. е. двух р — п-
переходов.
Работа фототранзистора во многом похожа на работу
обычного транзистора, поэтому рассмотрим кратко его
принцип действия. Транзистор представляет собой два
Рис. 7.21. Включение р—« пе-
реходов в транзисторе.
Рис. 7.22, Энергетическая диа-
грамма транзистора.
р — «-перехода, включенных так, как показано на рис. 7.21.
Левую область с р-проводнмостью называют эмиттером,
среднюю с проводимостью п-типа — базой и правую с р-про-
водимостью — коллектором. На рис. 7.22 показана энер-
гетическая диаграмма описанной структуры при тепловом
равновесии.
576
ФОТОДИОДЫ И ФОТОТРАНЗИСТОРЫ
[ГЛ, 7
Из энергетической диаграммы видно, что электроны в
базе и дырки в эмиттере и коллекторе, представляющие
собой основные носители тока для этих областей, нахо-
дятся в потенциальных ямах, из которых они могут выйти
в смежные области только благодаря своей достаточно
большой тепловой энергии. Дырки же в базе и электроны
в эмиттере и коллекторе, являющиеся неосновными носи-
телями тока для других областей, находятся на потенциаль-
ных гребнях и могут свободно переходить в соседние об-
ласти. В равновесном состоянии потоки дырок и потоки
электронов, проходящих через оба перехода, равны.
При подаче на переходы напряжений указанной на
рис. 7.23 полярности происходит следующее. Поскольку пе-
реход эмиттер — база сме-
щен в прямом направлении
и энергетический барьер
на нем уменьшен, то зна-
чительная часть дырок диф-
фундирует из эмиттера в
базу. Навстречу этому по-
току дырок (по тем же
причинам) диффундируют
Основное назначение пере-
э б к
Рис. 7.23. Схема включения тран-
зистора.
электроны из базы в эмиттер.
хода эмиттер — база — инъекция дырок в базу, где они
являются неосновными носителями тока. Встречный же
поток электронов из базы уменьшает долю дырок в эмит-
терном токе, поэтому для уменьшения потока электронов
из базы концентрацию доноров в базе NI!(. делают значи-
тельно меньше концентрации акцепторов Na в эмиттере
(N,,<N ).
' до '' аэ'
Для количественной оценки эффективности инъекции
дырок в базу вводят коэффициент инъекции у:
v =______-Р___
Y 1Р + In
где Ip — диффузионный ток дырок из эмиттера в базу, 1п —
диффузионный ток электронов из базы в эмиттер.
Если 1п <; 1р, то ток, текущий через переход, преиму-
щественно дырочный и коэффициент инъекции весьма
близок к единице.
§ 7.6]
ФОТОТРЛНЗИСТОР ы
577
Ток через переход коллектор — база, включенный в об-
ратном направлении до того момента, пока инъектирован-
ные в базу дырки не дошли до этого перехода, определяется
только дрейфом неосновных носителей тока из базы в кол-
лектор и из коллектора в базу. Поскольку обычно N.,k N:1,,
то из соотношения и/ = рп следует, что концентрация
неосновных носителей тока (дырок) в базе много больше
концентрации неосновных носителей (электронов) в кол-
лекторе и ток через коллекторный переход имеет преиму-
щественно дырочную составляющую.
Рассмотрим теперь, что происходит в базе после инъек-
ции в нее дырок. До инъекции дырок база электрически
нейтральна. Как только начинается инъекция дырок, через
вывод начинают проникать в базу электроны в количестве,
достаточном для компенсации положительного объемного
заряда дырок и сохранения нейтральности базы. Дырки,
диффундируя в базе к коллекторному переходу, могут
рекомбинировать с электронами. Однако, так как толщину
базы делают обычно много меньше диффузионной длины
дырок в базе, большая часть их успевает подойти к кол-
лекторному переходу, не рекомбируя с электронами. Доля
дырок, дошедших до коллекторного перехода, по отноше-
нию к числу дырок, инъектированных в базу, зависит от
соотношения толщины базы и диффузионной длины Lp
дырок и измеряется коэффициентом переноса
1 1 I W
где W — толщина базы.
Дырки, дошедшие до коллекторного перехода, будучи
неосновными носителями тока в базе, подхватываются
полем перехода и попадают в коллектор. Ток коллектора
при этом почти равен току эмиттера:
/К = «Л Нк0, (7-4)
где а — коэффициент передачи тока эмиттера (а = ух),
/к — ток через коллекторный переход при токе эмиттера,
равном нулю.
Выше была проанализирована работа транзистора в схеме
включения с общей базой (ОБ), поскольку принцип дейст-
вия транзистора удобнее рассматривать именно в этой
578
ФОТОДИОДЫ И ФОТОТРАНЗИСТОРЫ
[ГЛ. 7
схеме включения. Происхождение такого названия непо-
средственно следует из рис. 7.23. Однако для анализа
работы фототранзистора необходимы характеристики и
параметры транзистора в другой схеме включения, пока-
занной на рис. 7.24 и называемой схемой с общим эмитте-
ром (ОЭ). В этой схеме «входной» электрод не эмиттер,
а база и входной ток — это ток не эмиттера, а базы. Поэтому
необходимо получить уравнение, аналогичное (7.4), но
с параметром /6.
Рис. 7.24. Схема включе-
ния транзистора с общим
эмиттером.
Рис. 7.25. Схема
включения фото-
транзистора.
Если в уравнение (7.4) подставить очевидное соотноше-
ние /э = /к + /б, то
I — а I 4- /к°
к ! —а !_а
Коэффициент при /6 служит по аналогии с выражением (7.4)
коэффициентом передачи тока базы, его обычно обозна-
чают буквой 0:
а
1 — а'
При 16 — 0 (оборванная база) -нулевой ток коллектора /*0
в схеме ОЭ значительно больше нулевого тока коллектора
в схеме ОБ:
§ 7.6]
ФОТОТРАНЗИСТОРЫ
579
Поскольку обычно 1, то 0 1. Действительно, если
а = 0,95, то 0 = 20.
Рассмотрим теперь принцип работы фототранзистора.
На рис. 7.25 показана наиболее распространенная схема
включения фототранзистора с общим эмиттером и со сво-
бодной базой. При подаче на затемненный транзистор на-
пряжения в указанной на рисунке полярности переход
эмиттер — база оказывается включенным в прямом на-
правлении, а переход база — коллектор — в обратном
направлении. Через фототранзистор течет ток, определяе-
мый главным образом неосновными носителями, инъек-
тированными из эмиттера в базу и дошедшими до коллек-
торного перехода. Величина тока через фототранзистор
в этом случае равна
где /Ко— ток через коллекторный переход при включении
его по схеме с ОБ.
Действительно, если фототранзистор не освещен, то он
ничем не отличается от обычного транзистора и к нему при-
менимы все выводы, полученные выше для обычного тран-
зистора, включенного по схеме с ОЭ при /б = 0.
Несмотря на то, что эмиттерныи переход включен в
прямом направлении, инъектируемый им ток достаточно
мал. Это можно объяснить тем, что, поскольку вывод базы
оборван (/6 = 0), в базу не могут поступать электроны
для компенсации положительного объемного заряда инъ-
ектированных дырок и этот нескомпенсированный поло-
жительный заряд создает поле, препятствующее сильной
диффузии дырок в базу. На энергетической диаграмме
это иллюстрируется тем, что понижение потенциального
барьера эмигтерного перехода оказывается небольшим
и очень небольшое число дырок в состоянии этот барьер
преодолеть.
При освещении области базы в ней возникают пары
электрон — дырка. Дырки диффундируют к коллекторному
и эмиттерному переходам и свободно переходят в коллек-
тор и эмиттер. Те дырки, которые подходят к коллектор-
ному переходу, увеличивают ток коллектора, как и в фото-
диодах. Однако возникшие в базе одновременно с дырками
580
ФОТОДИОДЫ И ФОТОТРАНЗИСТОРЫ
[ГЛ. 7
неравновесные электроны, которые представляют собой
основные носители тока для базовой области, находятся
в потенциальной яме и не могут покинуть базу. Возник-
новение в базе нескомпенсированного отрицательного объ-
емного заряда вызывает понижение потенциального барь-
ера на эмнттерном переходе и приводит к резкому росту
Рис. 7.26. Устройство фототранзисторов с осве-
щаемой областью эмиттера (а) и коллектора (б).
инъекции дырок в базу из эмиттера. Дырки, инъектиро-
ванные эмиттером в базу, доходят до коллекторного пере-
хода и увеличивают ток коллектора в большей степени,
нежели дырки, возникшие в базе непосредственно под
действием света. Таким образом фототок усиливается, чем
и объясняется гораздо большая интегральная чувстви-
тельность фототранзисторов по сравнению с фотодиодами.
Описанная конструкция фототранзистора с освещаемой
областью базы не единственна. На рис. 7.26, а показано
§ 7.7]
X АРАКТЕРИСТИ К И ФОТОТРАНЗ ИСТОРОВ
581
устройство фототранзистора с освещаемой областью эмитте-
ра, а на рис. 7.26, б — с освещаемой областью коллектора [7].
Рассмотрим принцип действия фототранзистора с осве-
щаемой областью коллектора. При освещении коллектора
у его поверхности возникают пары электрон — дырка.
Возникшие неравновесные электроны диффундируют к
коллекторному переходу и свободно проходят в базу, где
они являются уже основными носителями. Ток коллектор-
ного перехода при этом растет. Приходящие в базу элек-
троны накапливаются в ней и понижают потенциальный
барьер между эмиттером и базой. Это вызывает инъекцию
дырок из эмиттера в базу и еще больший рост тока через
коллекторный переход. (Фототранзистор с освещаемой
областью эмиттера работает аналогичным образом.) Оче-
видно, что фототранзистор работает нормально только
тогда, когда толщина коллектора или эмиттера много
меньше диффузионной длины электронов в них.
§ 7.7. Характеристики фототранзисторов
Для вывода уравнений, характеризующих действие фо-
тотранзистора, рассмотрим его работу в схеме с общей
базой. Схема такого включения показана на рис. 7.27.
Так как вывод базы соединен
в этом случае с источниками
питания, то накопление в базе
нескомпенсированного отри-
цательного заряда при осве-
щении базы невозможно. По-
этому коллекторный ток при
освещении базы растет только
вследствие потока неравновес- Рис. 7.27. Схема включения
ных дырок, возникших в базе фототранзистора с общей базой,
под действием света. В такой
схеме работа фототранзистора почти ничем не отличается
от работы фотодиода.
Чтобы получить выражение для коллекторного тока
фототранзистора, включенного по схеме с общей базой,
воспользуемся уравнением обычного транзистора в ана-
логичной схеме включения:
7К — аЦ + До + ^фк>
582
ФОТОДИОДЫ И ФОТОТРАНЗИСТОРЫ
[ГЛ. 7
где /ф — добавочный ток в цепи коллектора, возникаю-
щий при освещении базы, т. е. фототок коллектора.
Очевидно, что при включении фототранзистора по схеме
с общим эмиттером и с оборванной базой ток эмиттера ра-
вен току коллектора, поэтому
/к = ct/K + 7к0 + /фк- (7-5)
Выражение для тока коллектора, получаемое из уравне-
ния (7.4), имеет вид
1 __ ^Фк I ^к'о
к 1 — а 1 — а ’
Коэффициент а обычно несколько меньше единицы, поэ-
тому при включении фототранзистора по схеме с ОЭ пер-
вичный фототок коллекторного перехода усиливается в
1— раз. Так, если а = 0,95, то — = 20.
1 — а г 1 — а
Из приведенного анализа следует, что интегральная
чувствительность фототранзистора с освещаемой областью
базы в -j раз больше, чем чувствительность «фото-
диода», образованного переходом база — коллектор:
5фт = j _ а ТСфд-
Если фототранзистор работает с освещаемой областью
коллектора (или эмиттера), то уравнения для тока кол-
лектора могут быть записаны так:
1) /к = /К() + сс7э + а/фэ (с освещаемым эмиттером);
2) = /Ко + а/э + /ф (с освещаемым коллектором).
Преобразовав эти уравнения таким же образом, как
уравнение (7.4), получим:
1 \ Г _ ° I I ^ко
' к 1 — а 1 — а
и
2 ) 7К = j _а 7фк + ! _а •
Как видно из этих уравнений, работа фототранзистора
с освещаемой областью эмиттера (или коллектора) практи-
чески аналогична работе его с освещаемой областью базы.
§ 7.7]
ХАРАКТЕРИСТИКИ ФОТО ТРАНЗИСТОРОВ
583
Приведенное выше уравнение для коллекторного тока
фототранзистора справедливо для коллекторных напря-
жений, много больших t/T : |t/K| ;> t/T. Для любых кол-
лекторных напряжений оно имеет вид
С помощью этого уравнения могут быть построены вы-
ходные характеристики фототранзистора /к = f (UK) при
Рис. 7.29. Реальные выходные
характеристики фототранзи-
стора.
Рис. 7.28. Выходные характе-
ристики фототранзистора /к =
= f (Д<) ПРИ ® = const.
ф = const, семейство которых показано на рис. 7.28. Как
видно из этих характеристик, выходное сопротивление
фототранзистора Цвь,х = бесконечно велико, так как
выходные характеристики параллельны оси напряжении.
Однако реальные характеристики (рис. 7.29) имеют ко-
нечный наклон, что определяет конечную величину выход-
ного сопротивления. Такое различие объясняется тем,
что при выводе уравнений фототранзистора не учитывался
эффект, связанный с модуляцией толщины базы при изме-
нении U,. (эффект Эрли), и утечка тока по поверхности
коллекторного перехода. Учет перечисленных явлений
полностью объясняет ход реальных характеристик фото-
транзистора.
Выходные характеристики фототранзистора, включен-
ного по схеме с ОЭ и с оборванной базой, при освещении
584
ФОТОДИОДЫ И ФОТОТРЛНЗИСТОРЫ
[ГЛ. 7
базы различными световыми потоками аналогичны харак-
теристикам обычного транзистора, работающего по схеме
с ОЭ при различных токах базы (рис. 7.30). Поэтому нуж-
ное приращение тока коллектора можно получить в ре-
зультате либо увеличения светового потока, либо тока базы.
Действие света на фототранзистор характеризуется ин-
тегральной чувствительностью 5ФТ фототранзистора, а
действие тока базы — коэффициентом усиления по току р.
1 / Поэтому для светового воздей-
‘ -- ствия
/к = 5фТФ ,
/ а для изменения тока базы
А.-------- J „д Приравняв эти выражения
А---------- —- при известных 5ФТ и р, можно
гЛ получить световой эквивалент
Рис. 7.30. Выходные харак- заданного электрического спгна-
теристики транзистора, вклю- ла- Таким образом, фототранзи-
ченного по схеме ОЭ. стор—это прибор, имеющий два
управляющих входа: световой
и электрический. Электрический вход обычно используют
для задания электрического режима фототранзистора и для
стабилизации рабочей точки его при изменении темпе-
ратуры.
Спектральные характеристики фототранзисторов опре-
деляются теми же факторами, что и спектральные харак-
теристики фотодиодов, и поэтому не нуждаются в специаль-
ном рассмотрении.
Шумы фототранзисторов имеют ту же природу, что и
шумы фотодиодов. Величины токов шума оказываются уси-
ленными в фототранзисторе в (р + 1) раз. Однако, так как
интегральная чувствительность фототранзистора в (₽ +1) раз
больше интегральной чувствительности фотодиода, обра-
зованного переходом коллектор — база, выражение для
светового эквивалента шума имеет такой же, как и для
фотодиодов, вид:
р _ Ам_________
V\fsvr(f)'
и не зависит от р.
§ 7.8]
ФОТОТРЛНЗИСТОРЫ ПРОМЫШЛЕННЫХ типов
585
Инерционные свойства фототранзисторов, так же как
и инерционные свойства фотодиодов, характеризуются по-
стоянной времени, которая определяется главным обра-
зом временем диффузии носителей тока через базу. При
включении фототранзистора по схеме с общей базой его
постоянная времени приближенно равна непосредственно
среднему времени диффузии, так же как и для фотодиодов.
При включении же фототранзистора по схеме с общим эмит-
тером его постоянная времени увеличивается приблизи-
тельно в (₽ + 1) раз. Подробный анализ инерционных
свойств фототранзисторов довольно сложен и поэтому здесь
не приводится.
§ 7.8. Фототранзисторы промышленных типов
В качестве примера выпускаемого в настоящее время
отечественной промышленностью фототранзистора рассмот-
Рис. 7.31. Конструкция фото-
транзистора ФТ-1.
Рис. 7.32. Распределение
чувствительности по диамет-
ру фототранзистора (х— рас-
стояние от центра).
Фототранзистор состоит
(база), в которую с двух
и коллектор 3. Пластинка
телю 4, который приварен
из германиевой пластинки 1
сторон вплавлены эмиттер 2
припаяна к крпсталлодержа-
: ножке 5. Выводы эмиттера и
586
ФОТОДИОДЫ И ФОТОТРАНЗИСТОРЫ
[ГЛ. 7
коллектора соединены с проводниками 7 и изолированы от
ножки стеклянными изоляторами 6. Фототранзистор поме-
щен в герметичный корпус 8 с круглым отверстием,
закрытым стеклянной линзой 9.
Ввиду того, что часть поверхности базы затенена эмит-
тером, распределение чувствительности по диаметру фото-
транзистора имеет вид, показанный на рис. 7.32. Пара-
метры ФТ-1 указаны в табл. 7.1.
§ 7.9. Технология изготовления фотодиодов
и фототранзисторов
В настоящее время наиболее употребительны для из-
готовления фотодиодов и фототранзисторов германий и
кремний. Однако в литературе имеются сообщения о раз-
работке и исследовании фотодиодов и фототранзисторов на
основе арсенида галлия, сульфида кадмия и др.
Технология изготовления фотодиодов и фототранзисто-
ров имеет очень много общего с технологией изготовления
обычных полупроводниковых диодов и транзисторов [1, 2].
В тех и других приборах главные рабочие элементы —
р — «-переходы.
Существует много различных методов создания р —
«-переходов. Рассмотрим кратко лишь те из них, кото-
рые применяют в производстве фотодиодов и фототранзи-
сторов.
Метод вплавления. Этот метод применяют, например,
для получения р — «-перехода в германии с электронной
проводимостью. Монокристалл германия разрезают на
пластинки нужных размеров и пластинки подвергают трав-
лению, в процессе которого их толщина уменьшается и
доводится до 200 мк. Индий, который служит акцептор-
ной примесью, готовят в виде шариков диаметром около
1 мм. (Размер шариков индия зависит от площади пере-
хода, который хотят получить.) Промытые и протравленные
германиевые пластинки и шарики закладывают в специ-
альные графитовые кассеты. Кассету помещают в вакуум-
ную печь и нагревают до температуры порядка 500° С.
При такой температуре индии плавится, смачивает по-
верхность германия и начинает постепенно растворять его.
В пластинке появляется углубление, заполненное раство-
§ 7.9]
ТЕХНОЛОГИЯ ИЗГОТОВЛЕНИЯ
587
ром германия в индии. При последующем медленном осты-
вании расплава германий начинает рекристаллизоваться
на базе решетки кристалла германия. По мере рекристал-
лизации германия в расплаве становится все меньше и
меньше, а рекристаллизованный германий все сильнее
насыщается атомами акцептора, пока расплав не перехо-
дит в чистый индий. К получившейся индиевой капле
припаивают вывод. На границе электронного германия
с рекристаллизованной дырочной областью образуется
р — /г-переход.
Описанным методом получают р — «-переходы для
фотодиодов. Технология получения сплавных фототранзи-
сторов отличается от опи-
санной выше лишь добав-
лением еще одного индие-
вого шарика, который об-
разует при вплавлении в
а) 6)
Рпс. 7.33. Пластинка полупровод-
ника после диффузии (а), после
обработки травлением или шли-
фовкой (б).
другую сторону германие-
вой пластинки эмиттерный
переход.
Метод диффузии. Дру-
гой широко применяемый
метод получения р — «-переходов — метод диффузии. Наи-
более распространен метод диффузии из газовой среды.
В кварцевую ампулу помещают пластинку полупровод-
ника и нужное количество вещества, создающего в полу-
проводнике необходимый тип проводимости. Из ампулы
откачивают воздух, запаивают ее и помещают в печь, где
она нагревается. Ампулу нагревают до температуры, при
которой вещество, создающее примесь, плавится и испа-
ряется. Если ампула остается нагретой в течение некото-
рого времени, то атомы примеси из газовой фазы диффун-
дируют в глубь полупроводника. Глубина и скорость
диффузии зависят от теплового режима и времени диф-
фузии.
В результате диффузии получается пластинка полупро-
водника, показанная на рис. 7.33, а. Для подсоединения
вывода к области с исходным типрм проводимости пла-
стинку с одной стороны либо травят, либо сошлифовы-
вают. Обработанная таким образом пластинка показана
на рис. 7.33, б.
588
ЛИТЕРАТУРА
ЛИТЕРАТУРА
1. И. И. Степаненко, Основы теории транзисторов и транзи-
сторных схем, Энергопздат, 1963.
2. В. И. Т у р к у л е ц, И. П. У д а л о в, Фотодиоды и фототриоды,
Энергопздат, 1962.
3. С. М. Р ы в к и н, Фотоэлектрические явления в полупроводни-
ках, Физматгиз, 1963.
4. В. А. Горохов, Принципы построения схем с фотодиодами и
фототранзисторами для регистрации малых световых сигналов.
Сб. «Полупроводниковые приборы и их применение», вып. 10,
Изд-во «Советское радио» (1963).
5. Г. К. X э к ф о р д, Инфракрасное излучение, Энергия, 1964.
6. Ю. А. Иванов, Б. В. Т я п к и и, Инфракрасная техника в
военном деле, изд-во «Советское радио», 1963.
7. В. А. Горохов, Основные соотношения в фототранзисторах.
Сб. «Полупроводниковые приборы и их применение», вып. 7,
Изд-во «Советское радио» (1961).
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
Автофотоэмиссия 97
Активирование катодов 157 —165
— ФЭУ 274—278
Анод фотоэлемента 149
Болометр 17, 18
Вентильный режим 510, 557
Временная разрешающая способность
254
• — — —, измерение 370
-------ФЭУ 317—322
Время жизни носителей тока 409, 411 —
414, 415—417
— — — — мгновенное 117, 418
— — — — стационарное 418
Выбор материала для изготовления
фотокатодов 99—100, 105
— оптимального числа каскадов ФЭУ
268, 269
— типа фотокатода 125, 127
Генераторы лучистой энергии 12 —16
Глубина выхода фотоэлектронов 59
Граница длинноволновая спектраль-
ной чувствительности фотодиода
561
— — внешнего фотоэффекта 48, 441
— — фотопроводимости 405
— — фотоэффекта вентильного 484
Диэлектрики 29, 30
Дырки 30
Закон Вина 14
— Ламберта 65, 93
Закон Стефана — Больцмана 15
— Столетова 45, 73, 168
— торможения первичных электронов
207
— уменьшения концентрации носи-
телей тока 409
— Эйнштейна 45, 47, 65, 73
Законы внешнего фотоэффекта 45
— излучения абсолютного черного те-
ла 13
Запирающий слой 22, 488
— — , образование при контактной
разности потенциалов 489, 491 —
496
— —, — электронно-дырочного пере-
хода 489, 496—501
— — химический 489—491
Зонная теория твердого тела 32 и д.
— — фотоэмиссии полупроводников и
диэлектриков 70 и д.
Зоны Бриллюэна 33, 34
— проводимости 29
— энергетические 27
— — запретные 28, 395
— — разрешенные 28
Изготовление фотоэлементов с вис-
муто-серебряно-цезиевым катодом
164 — 165
— — — миогощелочными катодами
159 — 161
— — — серебряно-кислородно-цезие-
вым катодом 161 — 164
— — — сурьмяно-цезиевым катодом
156 — 159
Излучение селективное 15
— серое 15
Индикаторы лучистой энергии селек-
тивные 16
— , — _ термические 17
— — — фотоэлектрические 17
Инерционность фотодиодов 562—566,
569
— фотосопротивлений 419, 421
Инерционность фототранзисторов 585
Интервал рабочих температур фото-
элементов 172
Источник света стандартный 20
Катод вторично-эмиссионный (см. эмит-
теры)
— фотоэлемента 149
Катодные камеры ФЭУ 232—241
Квазинмпульс электрона 33
Квазиуровень Ферми 406
Квантовая эффективность 46, 69 и д.
Квантовый выход внутреннего фото-
эффекта 408
— — фотоэмиссии (см. квантовая эф-
фективность)
Константа Виддингтона 207
Коэффициент вторичной эмиссии 205—
207
— — —, зависимость от энергии пер-
вичных электронов 209
— — —, максимальное значение 210,
211
— газового усиления 185—187
— инъекции 576
— конверсии 104
590
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЕ
Коэффициент надежности системы 439
— передачи тока базы 578
— переноса 577
— поглощения света 56
— примесного поглощения 72
— «разбухания» фотокатода 137
— рекомбинации 409, 412
— сбора фотоэлектронов 205
— собственного поглощения 72
— усиления ФЭУ 205, 282
К- п. д. преобразователей солнечной
энергии 511—516
Кратность изменения сопротивления
ФС 433
Криостаты 301—305
Лучистый поток 9, II
— —, единица измерения 10
Метод вплавления 586, 587
— диффузии 587
— задерживающего потенциала 62, 90,
91
Методы изготовления монокристалли-
ческих ФС 428, 429
— — поликристаллических фоточув-
ствительных слоев 427, 428
— моделирования электрических по-
лей 258—268
— определения работы выхода метал-
лических катодов 55
Мощность, эквивалентная шуму 440
Носители тока неосновные 397
— , инъекция 503, 504
— — неравновесные 404
— — —( концентрация 406
— — основные 397
— — равновесные 399
— — —, концентрация 399, 400
Обратная связь ионная 288
— — оптическая 288
Оптические квантовые генераторы (ла-
зеры) 16
Освещенность 12
Плазмоны 60
Пленки адсорбированных атомов 66—
68
Поглощение света в приповерхност-
ной области 72
— — нефотоэлектрическое 404
— — примесное 71, 396, 404
— — решеточное 73
— — свободными носителями тока 72
— — собственное 71, 396. 404
— — фотоэлектрическое 57
— — «центрами окрашивания» 72
— — экситонное 72, 73
Подвижность носителей тока 398, 399
«Полевой» эмиттер 97
Полупроводники 29
— вырожденные 76
— дырочные 32, 397
—, качественное отличие от металлов
393, 394
Полупроводники собственные 30
— электронные 32, 397
Порог фотоэффекта 21, 103
— — объемного 58
— — примесного 75
— — чистых полупроводников 74
— чувствительности фотодиода 567
— — фотосопротивления 435, 438
— — фотоэлектронного умножителя
290—298, 299
— — — устройства 181 —184
— — фотоэлемента 172
Постоянная времени Максвелла 562
— Ричардсона 53
Примеси акцепторного типа 31, 397
— донорного типа 31, 397
Принцип Паули 27
Проводимость 393
— биполярная 397
— ионная 393
— монополярная 397
— полупроводников 398
— — неравновесная 404, 441
— — прим сная 396, 397
— — равновесная 399, 403
— — собственная 396
— темновая фотосопротивлений 424,
425
— электронная 393
«Разогрев» электронов 96
Распределение Больцмана 37
— Ферми (см. функция Ферми)
Регистрирующая способность прием-
ника излучения 440
— — — — приведенная 441
Рекомбинация квадратичная 414
— линейная 413
Световая отдача излучения 11
Световой поток 10
— — неоднородного излучения 11
— — эквивалентный 289
— эквивалент шума 567
Сила света 11
Скорость генерации носителей тока
401
— рекомбинации — — 402
— - термической генерации 414
Соотношение Вульфа — Брегга 28
— де Бройля 33
— Эйнштейна 500
Сопротивление динамическое 568
— статическое 568
Спектр электромагнитных излучений 8
Спектрометрическая разрешающая спо-
собность 254
Спектрометрическое разрешение сцин-
тилляционного счетчика 310
---ФЭУ 312, 313, 367—369
Стабильность работы фотокатодов 142,
143
— — фотоэлемента 171
---ФЭУ 322—328, 371—374
Старение фотокатодов 141
— вентильного фотоэлемента 521
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
591
Температура цветовая 15
— яркостная 15, 16
Темновой ток 171, 172—175, 283, 284,
286—289, 299—307, 434, 568
Температурный потенциал 558
Теория Кэйна 86
— Фаулера 51—55, 78
Тепловой пробой перехода 559
Термистор 17, 18
Тсрмоток катода 104, 172, 286
Термо-фото-э. д. с. 485
Термоэлементы 17
Ток короткого замыкания 507. 511,
517, 518
— насыщения 503, 507
— — обратный 504
— утечки 150, 172 — 174, 286, 287
Транзистор 575, 577, 578
Умножительная система 205
Умножительиые системы вторично-
эмиссионные 241 ид.
— — с вспомогательными электродами
248—252
— — с электростатической фокусиров-
кой электронных пучков 242—246
— — сквозного типа 246—248
Уравнение для полного тока через
контактный переход 503
— — тока коллектора 582
— непрерывности 420
— Пуассона 492, 494
— Спайсера 80, 81
— фотодиода 559
— фотопроводимости для квадратич-
ной рекомбинации 417
— для линейной рекомбинации 416
Уровень Ферми 34 и д.
Уровни Тамма 32
Утомление вентильного фотоэлемента
521
— фотокатодов 143—148
Фонон 58
Формула Апкера 82
— Бера 132
— Давыдова и Гуревича 437
— Найквиста 436
— Планка 14
— Ричардсона 53
— термо- э. д. с. 18
Фотодиодный режим 510, 557
Фотодиоды 22, 557
— германиевые (ФД) 570 *
— кремниевые (ФД-К) 570—573
Фотодиоды на основе InSb, In As,
CdSe и др. 574
Фотокатод 23, 45
— висмуто-серебряно-цезиевый 116
— миогощелочной 111
— серебряно-кислороднб-цезиевый
118—125
— сурьмя но-литиевый ПО, 11,1
— сурьмяно-цезиевый 106—110
Фотокатоды для «солнечно-слепых»
приемников 129
— — ультрафиолетовой области 127
— толстые (массивные) 130 *
Фотокатоды тонкие полупрозрачные
131
— эффективные 69, 89, 90, 105 и д.
Фотометр 196
Фотопроводимость подвижиостная 422,
423
— полупроводников 405—415, 484
— прыжковая 423
— твердых тел 392, 404
Фотореле 198—200
Фото сопротивления 22, 392, 423—427,
429—444
— германиевые 476—478
— для инфракрасной области 469—489
— из смешанных кристаллов 465—468
— монокристаллические 427
— поликристаллические 427
— селенисто-кадмиевые 462—464
— селеновые 444, 445
— сернисто-висмутовые(ФС-Б) 446, 447
— сернисто-кадмиевые (ФС-RM) 452 —
462
— таллофидовые 445, 446
Фототиратронное реле 200
Фототок 19, 45, 52 и д.
Фототранзисторы (см. фототриоды)
Фототриоды 22, 574, 575, 579—581
— германиевые (ФТ) 585, 586
Фотоумножители 23, 24, 203—206 и д.
— временные 347
— для инфракрасной области 252
— — расширенного спектрального ин-
тервала 352
— — ультрафиолетовой области 354
— лабораторного выпуска 358—363
— многокаскадные 231 ид.
— одиокаскадные 228—231
— с жалюзными эмиттерами 354—358
— с распределенными эмиттерами
252—254
— с электростатической фокусировкой
электронных пучков 334—354
— со встроенным холодильником 300
— спектрометрические 346
— сцинтилляционные 308 и д.
Фото- э. д. с. 22, 23, 484
— высоковольтная 551
— объемная 485
— поперечная 544, 545
— продольная (или боковая) 545—547
Фотоэлектронная эмиссия 131
Фотоэлементы 19» 24
— вентильные 22, 483
— газонаполненные 185—193
— из разных материалов 543, 544
— кремниевые 535—544
— селеновые 522—528
— сериисто-серебряные (ФЭСС) 529 —
535
— серно-таллиевые 528, 529
— с продольным фотоэффектом 544
Фотоэмиттеры неэффективные 88, 89
— эффективные 216—223
Фотоэффект внешний 21, 24, 45, 392
— — полупроводников 69
— внутренний 21,^24, 483
•— высоковольтный 550—552
— двухфбтопиый 98
592
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
Фотоэффект объемный 57
— поверхностный 57
— примесный 75
— продольный 547
— собственный 75
Функция Фаулера 53
— Ферми 34, 37, 48, 400
Характеристика спектральная абсо-
лютная фотокатодов 103
— — относительная 103
— фотодиода световая 560
• — — темновая 559
— фотопроводимости 421
Характеристики фотосопротивления
вольтамперные 441
— — нагрузочные 435
— — световые 442
— — спектральные 441
— — температурные 443
— — фоновые 443
— — частотные 442
— фототриода выходные 583
— •— спектральные 584
Характеристики фотоумножителей
анодные 285
— — зонные 280—282, 311
— — световые 284, 285
— — спектральные 328—330
— фотоэлементов вольтамперные 169,
518, 519
— — световые 166—169, 517—518
— — спектральные 165—167, 520
— — частотные 169, 520
Цезиевый фактор (см. коэффициент
«разбухания» фотокатода)
Чувствительность глаза 10
—• пороговая сцинтилляционного счет-
чика 315
---ФЭУ 315
— фотодиода интегральная 569
— фотокатода интегральная 102 и д.
— — синяя 279
— — спектральная 102 и д.
— фотосопротивления 430—434
— — вольтовая 433, 434
— — газонаполненного 188
— — интегральная максимальная 431
— — •— удельная 431
— — относительная 433
— фототранзистора интегральная 582
— фотоэлемента 19
— — вольтовая 188, 189, 520
— — газонаполненного 188
— — интегральная 19—21, 171, 517
— — спектральная 19, 171
Чувствительность фотоэмиттера спек-
тральная 46
— ФЭУ интегральная анодная 283
Шумы в цепи фотосопротивлений 436—
440
Шумы вентильного фотоэлемента 521
— фотодиода 566, 567
— фототранзистора 584
— фотоумножителей 291—298, 306,
308
— — в сцинтилляционных счетчиках
314—316
— фотоэлектронного устройства 175—
181
Э. д. с. фотоэлемента (напряжение хо-
лостого хода) 508, 511
Эквивалент шума энергетический 316,
330, 367, 369
Электронная модель металла 49
Электропроводность полупроводников
44
— твердого тела, механизм 393 и д.
Эмиссия вторичная 205, 207—214
— — автоэлектронная 287
— — аномальная (см. эффект Молте-
ра)
— — диэлектриков 216—218
— — полупроводников 212 и д.
— — само поддерживающаяся 216
Эмиттеры 203
— жалюзные 247
— ковшеобразные 244—246
— коробчатые 243, 244
— пленочные 247, 248
— -сетки 247
— торовидные 246
— эффективные 216
— — напыленные 216, 217
Эмиттеры эффективные, работающие
на прострел 225—228
— — сплавные 216, 218—223
Энергетическая диаграмма полупро-
водника 84
— — — электронного 406, 407
— — р—п-перехода 504
Энергия ионизации (активации) атома
примеси 31
— — свободного атома 31
— кванта излучения 9
— лучистая 7, 9
— —, поток 7
Эффект векториальный 68, 94
— Дембера 485—487
— дробовой 160, 290
— мерцания 179, 292
— Молтера 215, 216
— фотопьезоэлектрический 485
— фототермомагнитный 554, 555
— фотоэлектромагнитный 487, 488,
552—’554
— Холла 487, 488
— Шоттки 49, 95
— Эрли 561, 583
Эффективная масса электрона 33
— плотность дырочных состояний 401
— — электронных состояний 401
Эффективность каскада 205
— фотосопротивления 424, 425, 432