Scuola Dottorale EDEMOM
European Doctorate in Electronic Materials, Optoelectronics and Microsystems
XXIV Ciclo
Realizzazione di fotoemettitori
in tecnologia MEMS
Stefano Carta
Relatore Interno: Relatori Esterni:
Prof. Gennaro Conte Prof. Florestano Evangelisti
Dr. Vittorio Foglietti
Ringraziamenti
Il triennio appena concluso per il raggiungimento del titolo di PhD mi ha permesso di frequentare laboratori di alto livello e conoscere persone che sono state molto più che semplici colleghi. Il Dipartimento di Ingegneria Elettronica dell’Università degli Studi Roma TRE mi ha dato la possibilità di proseguire la mia formazione attraverso la Scuola Dottorale EDEMOM fornendo spazi, laboratori, disponibilità economiche essenziali per lo svolgimento dell’attività di ricerca. I contributi dei docenti si sono rivelati fondamentali per il continuo supporto nelle tematiche di ricerca e per i problemi riguardanti l’organizzazione dell’attività. La formazione iniziata con il Prof. Conte è proseguita con l’ausilio dei ricercatori dell’IFN del CNR in particolar modo grazie alla guida di Vittorio, Andrea, Ennio e i ragazzi dell’istituto, degli ingegneri di Roma TRE Alessio e Benedetto, degli amici del NOOEL capeggiati dal Prof. Colace, e del gruppo dei fisici di Roma TRE che mi hanno ospitato per oltre tre anni condividendo con me la maggior parte del tempo e delle attività. Il Prof. Evangelisti, Monica, Luciana, Giovanni e Sabrina sono stati costantemente di aiuto e di riferimento e Roberta, Andrea, Marialilia, Yan, Davide e Jessica preziosi amici. Un doveroso grazie anche a Raffaellino e Antonio, Mauro, Lino e Leonardo per l’esperienza e l’aiuto nell’allestimento della strumentazione e l’amicizia dimostrata.
Abstract
l lavoro di ricerca oggetto della presente tesi riguarda la progettazione, realizzazione e caratterizzazione di strutture emettitrici innovative, basate su semiconduttori p-type di silicio, germanio ed eterostrutture di germanio su silicio, la cui emissione elettronica può essere regolata da un’eccitazione ottica esterna nel vicino infrarosso. Il dispositivo, progettato alla scopo di produrre un fascio elettronico dalle caratteristiche paragonabili ai fasci prodotti dai catodi convenzionali, superandone le limitazioni in termini di efficienza quantica, danneggiamento da reattività chimica, difficoltà di realizzazione tecnologica, consiste in un substrato di silicio opportunamente microlavorato per regolare la trasparenza della radiazione incidente e uno strato submicrometrico di germanio epitassiale, in cui avviene la fotogenerazione, il cui spessore determina le proprietà di risposta temporale all’impulso ottico. Il meccanismo fisico di emissione è per effetto di campo intensificato da radiazione luminosa, per cui è possibile utilizzare materiali con affinità elettronica positiva e non dover ricorrere alla cesiatura della superficie, tipica dei semiconduttori. Il lavoro di tesi si articola nell’ottimizzazione del processo di crescita dell’eterostruttura in un sistema di deposizione chimica da fase vapore, nello studio delle caratteristiche di assorbimento dell’eterostruttura opportunamente microlavorata, nella realizzazione di particolari strutture emettitrici progettate con l’ausilio di un simulatore per campi elettromagnetici, e nell’allestimento di una camera di misura per la caratterizzazione dei prototipi realizzati. Array di migliaia di punte in silicio bulk, germanio bulk e germanio epitassiale hanno dimostrato ottime prestazioni come emettitori di campo. La sensibilità alla radiazione infrarossa a temperatura ambiente è stata verificata per array di micropunte in silicio con incrementi di corrente fotoemessa superiori a 30.
I
Bibliografia dell’Autore
Pubblicazioni relative alla ricerca
Inerenti la microfabbricazione tecnologica di dispositivi su eterostrutture di germanio su silicio (Cap. 4):
[1] Notargiacomo, R. Bagni, E. Giovine, V. Foglietti, S. Carta, M. Pea, L. Di
Gaspare, G. Capellini, F. Evangelisti, "Fabrication of air-bridge Schottky diodes on germanium for high speed IR detectors", Microelectronic Engineering, 88, Iss.8, pp. 2714-2716, 2011.
Inerenti lo studio delle proprietà di emissione di campo di materiali nanostrutturati (Cap. 6):
[2] S. Carta, M.C. Rossi, G. Conte, V. Ralchenko, “Field emission performance of
nanostructured carbon films”, Vacuum Electronics Conference IVEC '09. IEEE International, pp. 265-266, 2010.
[3] S. Carta, M.C. Rossi, G. Conte, V. Ralchenko, “Ultra-nanocrystalline diamond
films for field emission displays”, 14th International Workshop on Inorganic and Organic Electroluminescence & 2008 International Conference on the Science and Technology of Emissive Displays and Lighting, pp. 178-180, 2009.
[4] Th. Dikonimos, R. Giorgi, N. Lisi, E. Salernitano, S. Gagliardi, M.F. De
Riccardis, D. Carbone, S. Carta, M.C. Rossi, G. Conte, A. Rufoloni, “Field emission properties of carbon nanofibres with different morphology and orientation”, 14th International Workshop on Inorganic and Organic Electroluminescence & 2008 International Conference on the Science and Technology of Emissive Displays and Lighting, pp. 287-289, 2009.
vi
Altre Pubblicazioni
[1] P. Calvani, M. Girolami, S. Carta, M.C. Rossi, G. Conte, “Optoelectronic
performance of GaN-based UV photodetectors”, Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A, 610, pp. 311–313, 2009.
[2] P. Calvani, A. Corsaro, M. Girolami, F. Sinisi, D.M. Trucchi, M.C. Rossi, G.
Conte, S. Carta, E. Giovine, S. Lavanga, E. Limiti, V. Ralchenko, “DC and RF Performance of surface channel MESFETs on H-terminated polycrystalline diamond”, Diamond & Related Materials”, 18, pp. 786-788, 2009.
[3] M.C. Rossi, A. Minutello, S. Carta, P. Calvani, G. Conte, V. Ralchenko,
“Charge Carrier Transport Anisotropy in Ultrananocrystalline Diamond Films”,
Diamond & Related Materials”, 19, pp. 238-241, 2010.
[4] P. Calvani, A. Corsaro, F. Sinisi, M.C. Rossi, G. Conte, S. Carta, E. Limiti,
“Microwave performance of surface channel diamond MESFETs”, IEEE Nanotechnology Materials and Devices Conference proceedings, pp. 200-204, 2009.
[5] M.C. Rossi, P. Calvani, M. Girolami, S. Carta, G. Conte, “UV Photodetection
in Surface Channel Diamond MESFETs”, MRS-New Diamond and Nano Carbons Conference Proceedings, 2009.
[6] P. Calvani, M.C. Rossi, G. Conte, S. Carta, E. Giovine, B. Pasciuto, E. Limiti,
F. Cappelluti, V. Ralchenko, A. Bolshakov, G. Sharonov, “MESFETs on H-terminated Single Crystal Diamond”, Materials Research Society Symposium
Proceedings 2009, 1203, pp. 185-189, 2010.
[7] A. Corsaro, S. Carta, P. Calvani, M.C. Rossi, G. Conte, V. Ralchenko,
“Layered growth of polycrystalline diamond for interface controlled field effect sensors”, Sensors and Mycrosystem Ebooks, pp. 390-396, 2009.
Indice
Ringraziamenti ... i
Abstract ... iii
Bibliografia dell’Autore ... v
Pubblicazioni relative alla ricerca ... v
Altre Pubblicazioni ... vi
Indice ... vii
Lista delle Figure ... xi
Lista delle Tabelle ... xxi
Lista degli acronimi... xxiii
Lista dei simboli... xxvii
Capitolo 1 Introduzione ... 1
1.1 Motivazioni ... 1
1.2 Obiettivi della tesi... 3
1.3 Organizzazione della tesi ... 5
Capitolo 2 Sorgenti elettroniche: Teoria e Stato dell’Arte ... 9
2.1 Funzione lavoro nei solidi ... 10
2.2 Effetto Schottky ... 13 2.3 Emissione termoionica ... 15 2.3.1 Catodi termoionici ... 17 2.4 Fotoemissione ... 20 2.4.1 Fotocatodi ... 23 2.4.2 Fotocatodi metallici ... 26
viii
2.4.3 Fotocatodi a semiconduttore ... 28
2.5 Emissione per effetto di campo ... 34
2.5.1 Fattore di intensificazione del campo ... 37
2.5.2 Emissione di campo da metalli ... 39
2.5.3 Emissione di campo da semiconduttori ... 43
2.5.4 Field Emitter Array (FEA) ... 48
2.6 Meccanismi ibridi di emissione ... 51
2.6.1 Thermal Field Emission (TFE) ... 51
2.6.2 Photo Enhanced Field Emission (PEFE)... 52
2.6.3 MultiPhoton Emission (MPE) ... 54
2.6.4 Optical Field Emission (OFE)... 55
Capitolo 3 Progettazione del prototipo ... 57
3.1 Sorgenti elettroniche per fotoiniettori ... 59
3.2 Scelta del materiale e del meccanismo di emissione... 64
3.2.1 Regione di fotoeccitazione ... 64
3.2.2 Trasporto verso la superficie ... 69
3.2.3 Emissione ... 72
3.2.4 Fasci polarizzati in spin ... 74
3.3 Studio della geometria di emissione ... 76
3.3.1 β per emettitore singolo ... 77
3.3.2 β per array di emettitori... 83
3.3.3 Caratteristiche del fascio elettronico ... 86
3.4 Validità di impiego e limitazioni ... 89
Capitolo 4 Realizzazione tecnologica dei dispositivi ... 91
4.1 Crescita del materiale ... 93
4.2 Microfabbricazione tecnologica ... 98
4.2.1 Membrane in silicio ... 98
4.2.2 Strutture emettitrici ... 105
Capitolo 5 Setup sperimentale ... 131
5.1 Camera di misura... 132
5.2 Configurazione ad anodo mobile ... 134
5.3 Configurazione ad anodo fisso ... 139
5.5 Sistema ottico ... 148
Capitolo 6 Risultati sperimentali e discussioni ... 151
6.1 Emissione di campo da strutture a base carbonio ... 153
6.1.1 Nanocristalli di diamante ... 153
6.1.2 Nanotubi e nanofibre di carbonio ... 156
6.2 Emissione di campo da semiconduttori ... 163
6.2.1 Silicio bulk n-type e p-type ... 164
6.2.2 Nanostrutture in germanio p-type ... 166
6.2.3 Field Emitter Array in silicio p-type ... 169
6.2.4 Field Emitter Array in germanio p-type ... 175
6.2.5 Field Emitter Array su eterostrutture di germanio su silicio ... 178
6.3 Emissione di campo intensificata da radiazione... 181
Capitolo 7 Conclusioni e sviluppi futuri ... 187
Appendice ... 191
Lista delle Figure
Figura 2.1: diagramma a bande per un metallo a T = 0 K. Per portare un elettrone e- dal livello di Fermi EF al livello del vuoto EVAC, è necessario fornire un’energia Eesc uguale o maggiore della funzione lavoro φ. ··· 11 Figura 2.2: diagramma a bande per un semiconduttore a T = 0 K. L’affinità elettronica χ
rappresenta la minima energia necessaria per portare un elettrone dal livello del minimo della banda di conduzione EC, al livello del vuoto EVAC. L’energia Eesc per estrarre un elettrone è uguale o maggiore della somma di Eg e di χ. ··· 12 Figura 2.3: abbassamento della barriera di potenziale per effetto Schottky. Applicando
campi fino a 100 Vµm-1, la riduzione della barriera non eccede 0,4 eV. ··· 14 Figura 2.4: diagramma a bande per un sistema metallo-vuoto in cui: a) campo esterno
nullo, potenziale immagine nullo; b) campo esterno presente, potenziale immagine nullo; c) campo esterno nullo, potenziale immagine presente; d) campo esterno presente, potenziale immagine presente. L’effetto Schottky consiste nella riduzione della barriera di una quantità φS. ··· 15 Figura 2.5: statistica di Fermi-Dirac al variare della temperatura. La probabilità di
occupazione di livelli di energia superiore al livello di Fermi aumenta con la temperatura. Gli elettroni che occupano livelli superiori a EVAC possono essere emessi dalla superficie. ··· 16 Figura 2.6: densità di corrente termoionica in assenza (linea piena) e in presenza (linea a
tratti) di effetto Schottky di un emettitore costituito da un filamento di tungsteno. 17 Figura 2.7: manipolazione del fascio elettronico prodotto da un emettitore termoionico per
mezzo di lenti elettromagnetiche. ··· 19 Figura 2.8: Three Step Model per la fotoemissione. 1) assorbimento del fotone ed
eccitazione dell’elettrone; 2) trasporto del fotoelettrone verso la superficie materiale-vuoto; 3) emissione del fotoelettrone dalla superficie. ··· 21 Figura 2.9: una sorgente laser impulsata incide sul fotocatodo producendo un fascio
elettronico che viene accelerato dal campo elettrico applicato tra fotocatodo e anodo. ··· 25
xii
Figura 2.10: QE per tipici fotocatodi metallici. Per energie dei fotoni inferiori alla funzione lavoro dei metalli (considerando anche la riduzione per effetto Schottky) la QE crolla di diversi ordini rendendo inutilizzabile il fotocatodo. ··· 26 Figura 2.11: QE per tipici fotocatodi a semiconduttore. Rispetto ai metalli, la QE è diversi
ordini di grandezza superiore e il massimo si ottiene nel VIS e NIR [36]. ··· 29 Figura 2.12: Schema di un semiconduttore p-type che presenta una NEA. L’energia
necessaria per l’emissione è drasticamente ridotta, spostando verso il visibile la radiazione necessaria per la fotoemissione e incrementando la QE. ··· 31 Figura 2.13: Schema delle regole di selezione per reticolo unstrained (a) e strained (b) in
cui è stata rimossa la degenerazione fra lh e hh, producendo una polarizzazione teorica del 100%. ··· 33 Figura 2.14: a) schema del superreticolo per la polarizzazione in spin; b) schema del
meccanismo di generazione per luce incidente polarizzata circolarmente; c) grado di polarizzazione e QE raggiunti per luce nel NIR [52]. ··· 34 Figura 2.15: l’emissione per effetto di campo ha origine quando vengono applicati campi
esterni di alta intensità, che producono un assottigliamento della barriera di potenziale, favorendo l’effetto tunnel. Maggiore è il campo applicato, minore è lo spessore della barriera, e maggiore la probabilità di attraversamento degli elettroni. ··· 35 Figura 2.16: le linee equipotenziali parallele ed equidistanti nel caso di un condensatore a
facce piane e parallele vengono a modificarsi in prossimità di strutture che emergono dalla superficie. L’intensità del campo elettrico aumenta in prossimità delle punte inversamente al loro raggio di curvatura. ··· 37 Figura 2.17: particolare di un filo di tungsteno chimicamente lavorato per realizzare la
punta nanometrica. ··· 39 Figura 2.18: configurazione a diodo di un emettitore di campo (sinistra). L’anodo,
solitamente tenuto a tensione nulla, è posto ad una distanza d dal catodo tenuto a tensione negativa. Nella configurazione a triodo (destra) un elettrodo di gate, separato dall’elettrodo di catodo da materiale isolante, funge da estrattore degli elettroni. ··· 40 Figura 2.19: nanotubi di carbonio in forma ordinata e disordinata. ··· 41 Figura 2.20: caratteristiche corrente vs campo per singolo nanotubo al variare della
distanza dall’anodo. Le curve nel plot Fowler-Nordheim sono rette [67]. ··· 42 Figura 2.21: diagramma in energia di un semiconduttore n-type in regime di alto campo
elettrico. L’incurvamento delle bande indotto dal campo elettrico esterno genera una regione degenere in superficie (area rossa) in cui il minimo della
banda di conduzione si colloca al di sotto del livello di Fermi. Il profilo di densità di elettroni dal bulk alla superficie è del tipo n n++. [70] ··· 45 Figura 2.22: diagramma in energia di un semiconduttore p-type in regime di alto campo
elettrico. L’accumulo di elettroni in superficie induce la formazione di una zona svuotata di portatori (contrassegnata con i), essendo i maggioritari di tipo p. Il profilo di densità di elettroni dal bulk alla superficie è del tipo p i n
n++. [70] ··· 45 Figura 2.23: caratteristiche non lineari di alcuni semiconduttori p-type in cui sono evidenti
tre regioni di emissione. La regione I segue un meccanismo di emissione di tipo metallico; la regione II presenta un intervallo in cui la corrente non varia al variare della tensione applicata, definendo una regione di saturazione; la regione III corrisponde ad un’elevata emissione di corrente in seguito alla rottura e ionizzazione degli atomi del materiale. ··· 46 Figura 2.24: schema del processo tecnologico per FEA tipo Spindt e immagini SEM di FEA
gated [88]. L’apertura del gate è 0,4 μm e lo spessore dell’isolante è 1 μm. ··· 49 Figura 2.25: schema di un emettitore di un FEA tipo Spindt, con doppio gate (a) e triplo
gate (b) per incrementare la focalizzazione. ··· 50 Figura 2.26: caratteristiche densità di corrente vs campo applicato per FEA in silicio
p-type al variare della temperatura. ··· 52 Figura 2.27: caratteristiche di emissione e QE di un FEA in silicio (80 Ωcm p-type) a T=90
K illuminato con laser a 1,06 μm. I0= 1014 fotoni/cm2s. [93] ··· 53 Figura 2.28: schema del meccanismo di assorbimento a multifotoni. L’energia acquistata
dall’assorbimento di tre fotoni dall’elettrone, può innescare il tunnelling attraverso la barriera di larghezza inferiore rispetto alla larghezza corrispondente al livello di Fermi. ··· 55 Figura 2.29: la dipendenza della polarizzazione della luce dalla corrente permette di
innescare l’emissione solo in condizioni di parallelismo tra campo DC e campo associato all’onda incidente. ··· 56 Figura 3.1: coefficiente di assorbimento per alcuni semiconduttori. Per radiazione luminosa
di 800 nm e 1064 nm, lunghezze d’onda tipiche dei laser impulsati ultraveloci ad alta potenza, il coefficiente di assorbimento del germanio e dei III-V è molto alto e ciò li rende ideali come dispositivi fotoassorbenti nella regione di interesse. ··· 65 Figura 3.2: simulazione dell’andamento della potenza ottica incidente su una membrana di
silicio spessa 10 µm per radiazione luminosa di 800 nm entrante dal retro. La porzione di luce che sopravvive è confinata in una geometria definita dalle dimensioni della membrana. ··· 68
xiv
Figura 3.3: stima della efficienza quantica e del tempo di transito in funzione dello spessore di germanio. Per radiazione con lunghezza d’onda tra 800 nm e 1064 nm il coefficiente di assorbimento individua la zona colorata [101]. ··· 69 Figura 3.4: disaccordo reticolare tra silicio (substrato) e germanio (epitassiale).
L’epitassia può produrre un materiale tensile, il cui parametro reticolare si conforma a quello del substrato, oppure può crescere rilassato inducendo dislocazioni all’interfaccia (misfit) o nel materiale (threading). ··· 70 Figura 3.5: profilo di bande per l’eterostruttura Ge on Si. Entrambi i semiconduttori sono
p-type. ··· 71 Figura 3.6: l’area attiva del catodo seleziona le dimensioni del fascio elettronico generato.
Le informazioni do coerenza della radiazione si traducono in coerenza elettronica a meno di difetti del catodo. ··· 74 Figura 3.7: punta in GaAs per la realizzazione di un PEFE per polarizzazione in spin ··· 75 Figura 3.8: schema per la realizzazione di un fotoemettitore di elettroni polarizzati in spin
con superreticolo SiGe. Uno studio teorico ha fornito gli spessori idonei per il superreticolo. ··· 75 Figura 3.9: grado di polarizzazione (90%) per elettroni fotogenerati da superreticoli SiGe
con fotoni del Nd:YAG (1064 nm). ··· 76 Figura 3.10: geometrie tipicamente analizzate nelle simulazioni per il calcolo del β. a)
semisfera sul piano, b) sfera sospesa connessa elettricamente al potenziale del piano, c) semisfera su un cilindro, d) semiellissoide sul piano [62]. ··· 78 Figura 3.11: calcolo del fattore di intensificazione del campo al variare del rapporto
lunghezza/raggio di una struttura cilindrica con calotta sferica. In dettaglio la struttura ha L=10 µm, r=5nm. I valori ottenuti ricalcano la formula empirica adottata largamente in letteratura per lo studio e la simulazione di strutture filiformi. ··· 80 Figura 3.12: andamento del β al variare della geometria dell’emettitore conico. ··· 81 Figura 3.13: andamento del β al variare dell’angolo alla base per diverse famiglie di
strutture con differenti raggi di curvatura. ··· 82 Figura 3.14: distribuzione delle linee equipotenziali attorno alla regione della protrusione.
L’effetto punta induce un addensamento delle linee maggiore per protrusioni con angolo alla base maggiore. ··· 82 Figura 3.15: simulazione per il calcolo del β per una geometria con sezione a triangolo
isoscele iperbolico. Rispetto alla analoga geometria con angolo alla base di 67°, il β è aumentato da 130 a 212. ··· 83
Figura 3.16: effetto della schermatura di un array di punte sulla distribuzione delle linee equipotenziali e sul fattore di intensificazione massimo. ··· 85 Figura 3.17: diminuzione di β lungo la calotta sferica. La densità di corrente in
corrispondenza di β1 scende al 90% per β2. La calotta sferica per cui viene considerata l’emissione ha diametro di base pari a 25 nm. ··· 86 Figura 3.18: linee di forza del campo elettrico percorse dagli elettroni emessi dalla calotta
sferica selezionata in funzione di β2. ··· 87 Figura 3.19: simulazione del pattern di emissione di un array di 9 emettitori conici.
Emittanze singole di basso valore producono spot luminosi isolati. Emittanze maggiori producono spot singoli più larghi e vicini, fino all’intersezione in uno spot singolo. ··· 89 Figura 3.20: schema dell’array di fotoemettitori di campo intensificati da radiazione in
modalità semitrasparente ed emissione da micropunte di germanio epitassiale. ··· 90 Figura 4.1: TEM di un campione di germanio epitassiale cresciuto con tecnica VS. ··· 95 Figura 4.2: immagini AFM della superficie di germanio epitassiale dopo i passaggi LT (a),
HT (b) e VHT (c) [112]. ··· 96 Figura 4.3: immagine AFM del cap layer. La rugosità media è inferiore a 10 nm. ··· 97 Figura 4.4: schema dei campioni realizzati variando la densità di drogaggio nell’ultimo
strato cresciuto. Lo spessore complessivo del germanio cresciuto è 1 µm.··· 98 Figura 4.5: simulazione della distribuzione di temperatura durante il processo di crescita a
500°C in condizioni di assenza e presenza di membrana (fronte e retro). ··· 100 Figura 4.6: schema per il calcolo del disegno per la litografia per il wet etching anisotropo
del silicio. ··· 101 Figura 4.7: immagini SEM della formazione della membrana in KOH. La rugosità della
superficie risente della velocità di attacco: a) rate elevato e b) rate basso. ··· 102 Figura 4.8: schema della realizzazione della membrana (vista in sezione). a) wafer di Si con
Si3N4 LPCVD; b) stesura del resist; c) esposizione, sviluppo e RIE per la rimozione del Si3N4; d) wet etching in KOH; e) etching del Si3N4 in HF. ··· 103 Figura 4.9: confronto tra illuminazione frontale e dal retro della membrana con luce bianca.
La membrana opera un filtraggio spaziale e ottico se illuminata da dietro. ··· 104 Figura 4.10: spettro in trasmittanza di silicio bulk, silicio con membrana, e germanio
cresciuto su silicio con membrana. ··· 105 Figura 4.11: esempio di strutture in silicio a pareti verticali ottenute mediante RIE con gas
xvi
Figura 4.12: disegno schematico di attacco isotropo e verticale con RIE. ··· 107 Figura 4.13: a) schema di formazione di una punta mediante RIE isotropo; b) e c) esempi di
microstrutture rastremate all’apice ottenute mediante RIE isotropo. ··· 107 Figura 4.14: Immagini ottenute al microscopio elettronico del profilo di attacco utilizzando
diverse e miscele di gas. All’aumentare della percentuale di O2 l’attacco diventa sempre più verticale. ··· 110 Figura 4.15: matrice di emettitori da 9 μm di lato. ··· 111 Figura 4.16: matrici di emettitori con maschere per l’attacco di diverse dimensioni laterali.
L’erosione è maggiore per le geometrie con minor dimensioni, essendo state esposte all’attacco per tempi superiori al tempo ottimo per la realizzazione della punta con il massimo grado di anisotropia. ··· 113 Figura 4.17: Strutture risultanti da attacco a ioni reattivi su wafer di germanio utilizzando
maschere quadrate di lato 10 μm (a sinistra), 9 μm (al centro), 8 μm (a destra). 115 Figura 4.18: Strutture risultanti da attacco a ioni reattivi su wafer di germanio utilizzando
maschere tonde di diametro 10 μm (a sinistra), e da 8 μm (al centro e a destra). 115 Figura 4.19: microstrutture di germanio epitassiale su silicio ottenute mediante attacco a
ioni reattivi in SF6 con maschera quadrata di 10 μm di lato. ··· 116 Figura 4.20: Immagine del profilo in sezione ottenuto mediante FIB e schema del profilo di
attacco del germanio epitassiale. ··· 117 Figura 4.21: vista dall’alto e con campione inclinato, delle strutture ottenute mediante
attacco a ioni reattivi in SF6. A sinistra sono indicate le misure del lato della maschera quadrata. ··· 118 Figura 4.22: vista dall’alto e con campione inclinato, delle strutture ottenute mediante
attacco a ioni reattivi in SF6. A sinistra sono indicate le misure del lato della maschera tonda. ··· 119 Figura 4.23: morfologia delle pareti laterali di strutture ottenute mediante attacco a ioni
reattivi in una miscela di SF6 e O2 al 4%. A sinistra sono indicate le misure del lato o del diametro della maschera rispettivamente quadrata e tonda.··· 120 Figura 4.24: schema di un apparato FIB a doppia colonna (o doppio fascio). ··· 122 Figura 4.25: immagine SEM di germanio bulk sottoposto a scansione con ioni
corrispondenti a dosi crescenti. ··· 123 Figura 4.26: aree di 20x20 μm2 e 200x200 μm2 nanostrutturate mediante FIB. ··· 124 Figura 4.27: dettaglio della zona centrale delle aree nanostrutturate. ··· 124
Figura 4.28: pillars ottenuti mediante FIB su differenti tipi di substrato: a) silicio bulk; b) germanio bulk; c) film di titanio su germanio; d) germanio epitassiale su silicio.126 Figura 4.29: fasi di lavorazione di un singolo pillar mediante FIB. Il diametro alla cima del
pillar viene gradualmente ridotto da 650 nm fino a circa 90 nm. L’altezza finale
del pillar è di circa 9,2 μm. ··· 128
Figura 4.30: pillar su germanio epitassiale di altezza 6 µm. Il diametro alla cima dei pillar è rispettivamente di 1.3 µm e 70nm. ··· 129
Figura 5.1: corrente di fondo del sistema in assenza di campioni. Le cariche libere generate dalla pompa ionica producono un fondo di corrente che non incide sulle misure in presenza del campione. ··· 133
Figura 5.2: schema dei manipolatori per la movimentazione dell’anodo e del catodo. ··· 134
Figura 5.3: schema del disallineamento per anodo planare (a) e anodo sferico (b). ··· 136
Figura 5.4: schema per anodo filiforme per la mappatura del campione. ··· 137
Figura 5.5: interno della camera di misura: a) supporto per il manipolatore rototraslazionale; b) sensore a filamento per la misura del vuoto; c) isolatori in Teflon; d) alloggiamento del campione; e) anodo con filo di tungsteno. ··· 139
Figura 5.6: schema del supporto per la configurazione ad anodo fisso. ··· 140
Figura 5.7: a) elettrodo di anodo costituito da un supporto in rame, un vetro con ITO e uno spessore di materiale isolante; b) elettrodo per il catodo composto da guide meccaniche per l’allineamento del campione in corrispondenza del foro. ··· 141
Figura 5.8: il fissaggio meccanico con viti di Teflon e lo strato isolante tra ITO e campione, consentono l’allineamento della struttura in corrispondenza dei fori per l’illuminazione esterna, sia frontale sia dal retro. ··· 142
Figura 5.9: confronto tra vari materiali per stimare il campo di rottura. Il Kapton mostra isolamento elettrico paragonabile all’ossido di silicio termico per campi dell’ordine di 100 Vµm-1. ··· 144
Figura 5.10: maglia elettrica in configurazione floating (a) e riferita a massa (b). La resistenza di protezione previene il danneggiamento dell’amperometro in caso di contatto tra catodo e anodo o di rottura del dielettrico. ··· 145
Figura 5.11: confronto della corrente di fondo in configurazione floating e riferita a massa. La configurazione floating presenta un livello di fondo inferiore di quasi 2 ordini di grandezza. ··· 146
xviii
Figura 6.1: immagini SEM di campioni di diamanti ultrananocristallini cresciuti su substrati di silicio. La morfologia differente dipende dalla concentrazione di azoto in fase di crescita che ne determina l’alta conducibilità.··· 153 Figura 6.2: emissione di campo per un campione di ultrananocristallino di diamante. Le
curve sono effettuate variando la distanza anodo-catodo per passi di 8 µm. ··· 154 Figura 6.3: estrapolazione dei valori del campo di soglia e del fattore di intensificazione
per diamanti ultrananocristallini. Eth è pari a 14,5 V/µm e β=40. ··· 155 Figura 6.4: campioni di nanofibre di carbonio disposti in modo caotico su carta di grafite:
a) tubular e b) platelet. Il rapporto di forma è superiore a 1000. La bassa resistività del materiale lo rende semimetallico nelle proprietà di conduzione elettrica. ··· 156 Figura 6.5: caratteristiche corrente vs tensione di campioni di nanofibre di carbonio in
setup con anodo mobile sferico. Nel plot di Fowler-Nordheim è evidente il comportamento semimetallico dato dalle rette a diverse distanze anodo-catodo 157 Figura 6.6: estrapolazione dei valori del campo di soglia e del fattore di intensificazione
per nanofibre di carbonio con setup ad anodo mobile sferico. Eth è pari a 2,3 V/µm e β=930. ··· 158 Figura 6.7: caratteristiche corrente vs tempo per nanofibre di carbonio con setup ad anodo
mobile sferico. Mantenendo fissa la distanza anodo-catodo e variando la tensione, aumenta la corrente emessa che risulta stabile nell’intervallo temporale di misura. ··· 159 Figura 6.8: caratteristiche corrente vs tensione di campioni di nanofibre di carbonio in
setup con anodo mobile a filo di tungsteno. Nel plot di Fowler-Nordheim è evidente il comportamento semimetallico dato dalle rette a diverse distanze anodo-catodo. ··· 160 Figura 6.9: estrapolazione dei valori del campo di soglia e del fattore di intensificazione
per nanofibre di carbonio con setup ad anodo mobile a filo di tungsteno. Eth è pari a 6,8 V/µm e β=470. ··· 161 Figura 6.10: caratteristiche corrente vs tensione di campioni di nanofibre di carbonio in
setup con anodo fisso. La misura condotta in tempi diversi produce curve diverse. Il campione tende a migliorare le proprietà di emissione dopo un certo tempo di condizionamento forzato. ··· 162 Figura 6.11: caratteristiche corrente vs tempo per nanofibre di carbonio con setup ad
anodo fisso. ··· 163 Figura 6.12: caratteristiche corrente vs tensione per silicio bulk n-type (a sinistra) e p-type
Figura 6.13: caratteristiche corrente vs tensione per silicio bulk p-type nel plot standard e nel plot FN. La non linearità della caratteristica individua tre regioni di funzionamento a resistenza diversa. ··· 166 Figura 6.14: caratteristiche corrente vs tensione per nanoemettitori su eterostruttura di
germanio su silicio nel plot standard e nel plot FN, e caratteristica corrente vs tempo. Non si evidenziano zone di saturazione della corrente. ··· 168 Figura 6.15: caratteristiche corrente vs campo elettrico nel plot standard e nel plot di
Fowler-Nordheim, e corrente vs tempo al variare del campo applicato per il Field Emitter Array SiL7. ··· 171 Figura 6.16: confronto della stabilità della corrente emessa per campi di 50 V/µm e 23
V/µm per il campione SiL7. ··· 172 Figura 6.17: caratteristiche corrente vs campo elettrico nel plot standard e nel plot di
Fowler-Nordheim, e corrente vs tempo al variare del campo applicato per il Field Emitter Array SiL9. ··· 174 Figura 6.18: confronto della stabilità della corrente emessa per campi di 40 V/µm e 20
V/µm per il campione SiL9. ··· 175 Figura 6.19: caratteristiche corrente vs campo elettrico nel plot standard e nel plot di
Fowler-Nordheim, e corrente vs tempo al variare del campo applicato per il Field Emitter Array GeD8. ··· 176 Figura 6.20: confronto della stabilità della corrente emessa per campi di 40 V/µm e 17
V/µm per il campione GeD8. ··· 177 Figura 6.21: strutture emettitrici su germanio epitassiale. Lo strato di germanio costituisce
la parte superiore della piramide, evidenziata dal contrasto di colore. La sezione della piramide mediante FIB permette di valutare la geometria della struttura. ··· 179 Figura 6.22: caratteristiche corrente vs campo elettrico nel plot standard e nel plot di
Fowler-Nordheim, per il Field Emitter Array di germanio epitassiale. ··· 180 Figura 6.23: analisi della corrente emessa vs tempo per il Field Emitter Array di germanio
epitassiale. ··· 180 Figura 6.24: caratteristica corrente vs campo sotto illuminazione a 808 nm 180 mW per il
SiL7, nel plot standard logaritmico, lineare, Fowler-Nordheim. Il rapporto light/dark è superiore a 6 per campi tra 20 V/µm e 30 V/µm. ··· 183 Figura 6.25: caratteristica corrente vs campo sotto illuminazione a 808 nm 180 mW per il
SiL9, nel plot standard logaritmico, lineare, Fowler-Nordheim. Il rapporto light/dark è superiore a 30 per campi tra 23 V/µm e 27 V/µm. ··· 184
xx
Figura 6.26: fit delle curve rappresentative del rapporto light/dark della corrente emessa per il SiL7 e SiL9. ··· 186 Figura 6.27: variazione della corrente in funzione della potenza ottica da 1 mW a 180 mW
con laser a 808 nm. La dipendenza della corrente in funzione della potenza è lineare. ··· 186
Lista delle Tabelle
Tabella 2.1: funzione lavoro di metalli e affinità elettronica di semiconduttori. Per gli elementi del I e II gruppo della tavola periodica si hanno bassi valori di φ: l’energia necessaria per estrarre un elettrone dagli elementi alcalini e alcalino-terrosi è minore di quella richiesta per gli altri elementi, come conseguenza diretta della configurazione elettronica esterna. ... 13 Tabella 2.2: funzione lavoro di metalli e loro leghe. Una piccola percentuale di
metalli del I e II gruppo fa spostare la soglia di emissione verso il visibile. Per una eccitazione a 4,7 eV, la QE aumenta fino a tre ordini di grandezza rispetto al metallo puro. ... 28 Tabella 2.3: proprietà di alcuni fotocatodi a semiconduttore [41] [1] [42] [39]
[43]. ... 32 Tabella 3.1: lunghezza di penetrazione per il silicio e per il germanio con
radiazione incidente di 800 nm. ... 67 Tabella 4.1: passaggi successivi di crescita di germanio epitassiale secondo la
tecnica del Virtual Substrate (VS). ... 96 Tabella 4.2: ricetta per la rimozione del Si3N4 in RIE. ... 102
Tabella 4.3: schema dei passi di processo di attacco a ioni reattivi del silicio. .. 108 Tabella 4.4: velocità di attacco verticale e orizzontale in funzione della
percentuale di O2. ... 109
Tabella 4.5: confronto rispetto al silicio della resistenza al fascio ionico di 30 keV. ... 127 Tabella 6.1: confronto delle proprietà dei campioni di semiconduttori
Lista degli acronimi
AFM Atomic Force Microscopy
BNL Brookhaven National Laboratory
CNR Consiglio Nazionale delle Ricerche
CNT Carbon NanoTube
CVD Chemical Vapor Deposition
CW Constant Wave
DC Direct Current
DSP Double Side Polished
FE Field Emission
FEA Field Emitter Array
FEG Field Emission Gun
FEL Free Electron Laser
FIB Focused Ion Beam
FN Fowler-Nordheim
hh Heavy holes
HSQ Hydrogen silsesquioxane
HT High Temperature
HV High Voltage
IFN Istituto di Fotonica e Nanotecnologie
INFN Istituto Nazionale di Fisica Nucleare
ITO Indium Tin Oxide
KP Kelvin Probe
xxiv
lh Light holes
LNF Laboratori Nazionali di Frascati
LPCVD Low Pressure Chemical Vapor Deposition
LT Low Temperature
MBA Moments-Based Approach
MEMS Micro Electro-Mechanical Systems
MFD Modified Fowler Dubridge
MHV Medium High Voltage
MPE Multi Photon Emission
Nd:YAG Neodymium-doped yttrium aluminum garnet; Nd:Y3Al5O12
NEA Negative Electron Affinity
NIR Near InfraRed
OFE Optical Field Emission
OFHC Oxygen Free High thermal Conductivity
PEA Positive Electron Affinity
PEFE Photo Enhanced Field Emission
PES PhotoElectron Spectroscopy
PMMA Polimetilmetacrilato
QE Quantum Efficiency
RCA Radio Corporation of America
RF Radio Frequency
RIE Reactive Ion Etching
SCL Space Charge Limit
SEM Scanning Electron Microscopy
SHV Super High Voltage
SLAC Stanford Linear Accelerator Center
SPARC Sorgente Pulsata Auto-amplificata di Radiazione Coerente
Ti:Sa Titanio Zaffiro
TSM Three Step Model
UHT Ultra High Temperature
UHV Ultra High Vacuum
UV Ultra Violet
VHT Very High Temperature
VIS Visible
VS Virtual Substrate
Lista dei simboli
Descrizione Valore/Unità di misura
a costante nella formula di Fowler-Nordheim 1,54·10-6 A·eV·V-2
A0 costante di Richardson 1,2017·106 A·m-2·K-2
ad passo reticolare del materiale depositato nm
Al Alluminio
as passo reticolare del materiale substrato nm
B brillanza A·m2·rad2
b costante nella formula di Fowler-Nordheim 6.83·107 eV-3/2·V·cm-1
Ba Bario
Bn brillanza normalizzata A·m2·rad2
C Carbonio
c velocità della luce 299 792,458 km·s-1
CF4 Tetrafluorometano
CHF3 Trifluorometano
Cs Cesio
Cu Rame
d distanza tra i vertici dei coni μm
dp lunghezza di penetrazione nm
e- carica dell’elettrone -1,6021·10-19 C
EC energia della banda di conduzione eV
Eesc energia minima per l’emissione eV
EF energia del livello di Fermi eV
xxviii
Emax energia massima dell’elettrone emesso eV
Eth campo elettrico di soglia Vμm-1
EV energia della banda di valenza eV
EVAC energia del livello del vuoto eV
F campo elettrico Vμm-1
f(E) funzione di distribuzione di Fermi-Dirac f0(Ex) flusso di elettroni
Fflat campo elettrico sulla superficie planare Vμm-1
Ftip campo elettrico sulla punta Vμm-1
Fλ fattore di scattering
GaAs Arseniuro di Gallio
GaAsP Fosfuro arseniuro di gallio GaN Nitruro di Gallio
Ge Germanio
h altezza del cono μm
ħ costante di Planck ridotta 6,58211016 eV·s
HF Acido fluoridrico
I corrente misurata A
i semiconduttore intrinseco
I0 intensità luminosa W·cm-2
InP Fosfuro di indio
JFD densità di corrente di Fowler-Dubridge A·m-2
JFE densità di corrente di Fowler-Nordheim A·m-2
JTH densità di corrente termoionica A·m-2
K Potassio
kB costante di Boltzmann 8,6173·10-5 eV·K-1
KOH Idrossido di Potassio
L lunghezza del nanotubo μm
Li Litio
Mg Magnesio
n drogaggio di tipo donore
n++ drogaggio elevato di tipo donore
Na Sodio
ne numero di elettroni emessi
Ni Nichel
nγ numero di fotoni incidenti
O Ossigeno
p drogaggio di tipo accettore
p++ drogaggio elevato di tipo accettore
P0 potenza luminosa W
PFD probabilità di emissione
Qbunch carica elettronica netta generata C
r raggio di curvatura nm
R(ω) riflettività del materiale SF6 Esafluoruro di zolfo
Si Silicio
Si3N4 Nitruro di silicio
SiO2 Ossido di silicio
SiOx Ossido di silicio non stechiometrico
slopeFN pendenza nel plot Fowler Nordheim
T(Ex) funzione di trasmissione nella barriera
t2(y) funzione di Nordheim
Th Torio
Ti Titanio
V tensione applicata V
Vg tensione di gate per emettitore a triodo V
W Tungsteno
α coefficiente di assorbimento cm-1
xxx
β2 β per una JFE ridotta del 10%
βshield βin funzione dell’effetto di schermatura
βγ fattore relativistico
Δt durata temporale del pacchetto elettronico s
ε emittanza totale
ε0 permittività elettrica del vuoto 8,8541·10-12 F·m-1
εa energia del livello degli accettori eV
εd energia del livello dei donori eV
εn emittanza normalizzata m·rad
εx emittanza trasversale lungo asse x m·rad
εy emittanza trasversale lungo asse y m·rad
εz emittanza longitudinale lungo asse z m·rad
ϑ (y) funzione di Nordheim
ϑs minimo della banda di conduzione in superficie eV
ϑx livello del minimo della banda di conduzione eV
λ lunghezza d’onda della radiazione incidente nm
λr fattore di correzione specifico del materiale
ρV densità di carica di volume C·m-3
σx larghezza iniziale fascio elettronico μm
σx,SCL larghezza del fascio indotto da SCL μm
τ tempo di rilassamento s
φ funzione lavoro eV
φ S funzione lavoro per effetto Schottky eV
χ affinità elettronica eV
Capitolo 1 Introduzione
1.1 Motivazioni1.2 Obiettivi della tesi 1.3 Organizzazione della tesi
1.1 Motivazioni
La necessità di utilizzare sorgenti di elettroni in numerosi campi applicativi quali la microscopia elettronica, la diagnostica di laser ultraveloci, la generazione di raggi X, o esperimenti di fisica ad alte energie in acceleratori di particelle, ha portato allo studio e alla realizzazione di numerose tipologie di dispositivi emettitori, caratterizzati dall’avere eccellenti proprietà specifiche al campo di utilizzo [1] [2]: se da un lato emettitori di tipo catodi caldi offrono valori elevati di corrente generata, facilità di realizzazione tecnologica, stabilità meccanica e tempo di vita prolungato a fronte di un limitato numero di materiali utilizzabili in grado di poter operare a temperature vicino i 3000 K, dall’altro i catodi freddi eccellono in caratteristiche quali la velocità di risposta, la possibilità di produrre impulsi ultracorti di elettroni eventualmente selezionabili in spin, le dimensioni nanometriche del fascio, bassa emittanza e alta brillanza, con il vantaggio di poter operare a temperatura ambiente (3).
Il panorama attuale propone catodi realizzati in metalli puri o leghe, semiconduttori più o meno complessi, eventualmente microlavorati in superficie, in modo da sfruttare un determinato meccanismo fisico per l’emissione elettronica quale l’effetto termoionico, ad esempio, per i catodi caldi, l’effetto fotoelettrico o
1.1 Motivazioni 2
l’emissione per effetto di campo per i catodi freddi, o meccanismi ibridi che mirano ad esasperare una caratteristica particolare del materiale utilizzato. Nell’ambito delle sorgenti elettroniche utilizzate negli esperimenti ad alte energie quali gli acceleratori lineari, la tecnologia attuale propone principalmente fotocatodi metallici eccitati mediante fotoni nell’UV (Ultra Violet), tipicamente generati da armoniche successive di laser a infrarosso ad alta potenza, la cui durata temporale di singolo impulso è inferiore a qualche centinaio di femtosecondi, caratterizzati da alta brillanza, bassa emittanza, coerenza di fase fra gli elettroni, basso spread energetico degli elettroni aventi energie di decine di keV e stabilità in presenza di alti campi RF.
La capacità di generare impulsi elettronici polarizzati in spin è realizzabile con fotocatodi basati su semiconduttori cesiati che, se da un lato offrono vantaggi quali la possibilità di poter essere eccitati con fotoni nel visibile e nel vicino infrarosso, non sacrificando, quindi, potenza ottica delle armoniche secondarie, dall’altro risentono maggiormente di deterioramento causato dall’alta reattività chimica, per cui è necessario operare in condizioni di ultra alto vuoto più spinto, è necessaria un’elevata e non economica tecnologia di realizzazione e le densità di correnti prodotte risultano essere ordini di grandezza inferiori a quelle dei fotocatodi metallici. L’utilizzo di una determinata tipologia di catodo deve, perciò, far fronte ad un compromesso nelle prestazioni offerte e adeguare il setup e l’applicazione alla sorgente elettronica più idonea per l’esperimento.
La ricerca su materiali e loro leghe, lo studio di semiconduttori ed eterostrutture più o meno complesse e le possibilità offerte dalle nanotecnologie, permettono di progettare e realizzare dispositivi innovativi proponendo soluzioni alternative e migliorando, dove necessario, i punti deboli dei catodi standard.
1.2 Obiettivi della tesi
L’obiettivo di questo lavoro di tesi è quello di progettare e verificare le proprietà di emissione di strutture realizzate su semiconduttori il cui meccanismo di emissione possa essere controllato e modulato da un’eccitazione ottica esterna. Il progetto si basa sullo studio di un catodo innovativo realizzato con un’eterostruttura di silicio/germanio in grado di poter produrre un fascio elettronico se eccitato mediante sorgenti luminose nel vicino infrarosso. La scelta di tale materiale rientra nello studio che, nell’ultimo ventennio, ha proposto la tecnologia del germanio su silicio come valida alternativa alla ben più nota e collaudata tecnologia dei III-V come materiali per il vicino infrarosso. Le potenzialità offerte come materiale per fotorivelatori e la tecnologia, mutuata da quella del silicio, per la microlavorazione, lo rendono estremamente promettente come sorgente di elettroni dalle caratteristiche paragonabili alle sorgenti convenzionali.
Il progetto del dispositivo prevede la realizzazione di un’eterostruttura in cui il materiale emettitore sia unicamente uno strato submicrometrico di germanio in modo da garantire un trascurabile allungamento del pacchetto elettronico rispetto all’impulso fotonico incidente e la cui efficienza quantica sia superiore ai fotocatodi metallici. La possibilità di modulare la trasparenza del substrato alla radiazione, tramite membrane di spessore micrometrico realizzate con la tecnologia MEMS (Micro Electro-Mechanical Systems), consente di illuminare il dispositivo dal retro, ossia di realizzare un catodo semitrasparente. Il meccanismo fisico di estrazione egli elettroni è l’emissione per effetto di campo intensificata da radiazione luminosa, ovvero quello che comunemente viene definito un PEFE (Photo Enhanced Field Emitter). Tale meccanismo consente di utilizzare materiali con affinità elettronica positiva e non dover ricorrere alla cesiatura della superficie, tipicamente utilizzata nelle sorgenti a semiconduttore per favorire l’emissione per
1.2 Obiettivi della tesi 4
effetto fotoelettrico. Superreticoli di leghe di silicio/germanio consentirebbero, inoltre, di agire direttamente sul profilo di banda, realizzando la condizione ottima per l’emissione polarizzata in spin.
Il meccanismo ibrido di emissione richiede un attento studio delle caratteristiche optoelettroniche dell’eterostruttura, focalizzando su tre principali processi: assorbimento dei fotoni incidenti per la creazione dei fotoelettroni, trasporto verso la superficie, emissione dalla superficie nel vuoto. Percorrendo questa linea operativa, il lavoro di tesi si articola nell’ottimizzazione del processo di crescita dell’eterostruttura in un sistema di deposizione chimica da fase vapore, nello studio delle caratteristiche di assorbimento dell’eterostruttura opportunamente microlavorata per la selezione delle lunghezze d’onda di eccitazione e del confinamento spaziale della luce incidente, sulla realizzazione di particolari strutture emettitrici la cui geometria è stata progettata in base all’analisi con un simulatore per campi elettromagnetici, e sull’allestimento di una camera di misura per la caratterizzazione dei prototipi realizzati in condizioni di illuminazione laser.
Un dispositivo in grado di produrre un fascio elettronico dalle caratteristiche paragonabili ai fasci prodotti dai catodi convenzionali, superandone le limitazioni in termini di efficienza quantica, potenza ottica necessaria, danneggiamento da reattività chimica, difficoltà di realizzazione tecnologica, si configurerebbe come dispositivo d’eccellenza nei fotoiniettori di ultima generazione, nei laser a elettroni liberi (FEL), e in particolare in esperimenti attualmente in essere presso i Laboratori Nazionali di Frascati quali SPARC (Sorgente Pulsata Auto-amplificata di Radiazione Coerente) e in esperimenti prossimi alla realizzazione come SuperB.
Questo lavoro è inserito nell’ambito dell’esperimento PHOTOCAM dell’Istituto Nazionale di Fisica Nucleare (INFN), in collaborazione con l’Istituto di Fotonica e Nanotecnologie (IFN) del CNR e dei Laboratori Nazionali di Frascati (LNF) dell’INFN.
1.3 Organizzazione della tesi
Dopo una descrizione nel capitolo I degli obiettivi del presente lavoro di ricerca, nel capitolo II descrivo i principali meccanismi di emissione di elettroni da un materiale e i dispositivi storicamente e attualmente impiegati come sorgenti elettroniche, dai ben noti catodi caldi ai fotocatodi basati su metalli e semiconduttori. Particolare rilevanza viene data ai catodi freddi basati sull’emissione di campo, il cui studio ha portato alla formulazione di teorie in grado di descrivere meccanismi complessi come l’emissione da semiconduttori con alta resistività e p-type, e all’evoluzione dei dispositivi, avvenuta di pari passo con la crescita della tecnologia microelettronica del vuoto. Vengono inoltre descritti particolari meccanismi di emissione, basati su processi ibridi quali l’emissione foto-termoionica, l’emissione a multifotoni e l’emissione di campo intensificata da radiazione.
Nel III capitolo descrivo i punti chiave per la progettazione di un dispositivo in grado di offrire alcune caratteristiche di emissione confrontabili con quelle di sorgenti convenzionali impiegate principalmente come cannoni elettronici per fotoiniettori, proponendo soluzioni per il miglioramento di alcune caratteristiche che ne limitano l’impiego. Il problema viene affrontato suddividendone lo studio in tre meccanismi secondo l’approccio diffuso in letteratura per descrivere il funzionamento di simili dispositivi optoelettronici. Le scelte progettuali richiedono lo studio del materiale assorbente, i meccanismi di trasporto e di emissione. In particolare viene riportato lo studio riguardante la geometria di emissione, intrapreso con l’ausilio del simulatore COMSOL Multiphysics®, per valutare le soluzioni da applicare nella realizzazione tecnologica dei dispositivi emettitori.
Nel IV capitolo vengono descritti gli aspetti tecnologici, dapprima quelli riguardanti la crescita del materiale e, successivamente, quelli legati alla
1.3 Organizzazione della tesi 6
realizzazione degli elementi base che compongono il dispositivo, quali le membrane per la trasparenza a determinate lunghezze d’onda, delle microlavorazioni con litografia per strutture emettitrici di tipo FEA (Field Emitter Array) su silicio bulk, germanio bulk e su eterostrutture, e delle microlavorazioni al FIB (Focused Ion Beam) per la formazione di geometrie particolari.
Nel V capitolo viene descritto il setup sperimentale allestito per la caratterizzazione dei catodi, focalizzando sulle innovazioni introdotte, le tecniche di caratterizzazione e l’ottimizzazione delle misurazioni.
Il VI capitolo espone compiutamente le caratterizzazioni eseguite sui dispositivi realizzati, partendo dallo studio di strutture di test quali i nanotubi di carbonio per poi passare alla caratterizzazioni delle strutture su silicio e germanio.
Infine, nel VII capitolo vengono tratte le conclusioni sul lavoro svolto evidenziandone i punti di forza e i limiti.
************************************
L’attività di ricerca è stata svolta presso il Laboratorio di Fisica e Tecnologia dei Semiconduttori del Dipartimento di Fisica dell’Università degli Studi Roma Tre, sotto la guida del Prof. F. Evangelisti, per la parte di progettazione, delle crescite di eterostrutture, dell’allestimento del setup di misura e della caratterizzazione elettrica; presso il Laboratorio di Elettronica dello Stato Solido del Dipartimento di Ingegneria Elettronica sotto la guida del Prof. G. Conte per la caratterizzazione di nanotubi e nanofibre di carbonio realizzati presso il Centro Ricerche ENEA in Casaccia dal gruppo coordinato dalla Dr.ssa R. Giorgi; presso l’Istituto di Fotonica e Nanotecnologie del CNR di Roma, sotto la guida del Dr. V. Foglietti e del Dr. A. Notargiacomo, per la realizzazione tecnologica dei dispositivi; le microlavorazioni
tecnologiche al Focused Ion Beam presso il Laboratorio Interdipartimentale di Microscopia Elettronica (LIME) di Roma TRE sotto la guida del Dr. A. Notargiacomo; le analisi spettrofotometriche presso il Laboratorio di Spettroscopia su Film Sottili di Roma Tre della Prof.ssa F. Somma; le simulazioni con COMSOL Multiphysics® presso il Laboratorio di Modellazione e Simulazione del Dipartimento di Strutture di Roma TRE del Prof. A. Di Carlo, e presso i Laboratori Nazionali di Frascati dell’Istituto Nazionale di Fisica Nucleare per la definizione delle caratteristiche dei prototipi da realizzare.
1.3 Organizzazione della tesi 8
Capitolo 2 Sorgenti elettroniche:
Teoria e Stato dell’Arte
2.1 Funzione lavoro nei solidi2.2 Effetto Schottky 2.3 Emissione termoionica 2.3.1 Catodi termoionici 2.4 Fotoemissione 2.4.1 Fotocatodi 2.4.2 Fotocatodi metallici 2.4.3 Fotocatodi a semiconduttore 2.5 Emissione per effetto di campo
2.5.1 Fattore di intensificazione del campo 2.5.2 Emissione di campo da metalli
2.5.3 Emissione di campo da semiconduttori 2.5.4 Field Emitter Array (FEA)
2.6 Meccanismi ibridi di emissione
2.6.1 Thermal Field Emission (TFE)
2.6.2 Photo Enhanced Field Emission (PEFE) 2.6.3 MultiPhoton Emission (MPE)
2.6.4 Optical Field Emission (OFE)
In questo capitolo vengono illustrati i principali meccanismi di estrazione di elettroni da un materiale e di generazione di una corrente elettronica. La barriera di potenziale in cui si trovano gli elettroni all’interno del materiale può essere superata fornendo energia dall’esterno per via termica (emissione termoionica), per via ottica (effetto fotoelettrico), o può essere manipolata opportunamente in modo da renderla più bassa (effetto Schottky) o più stretta (emissione di campo). Nel primo caso si parla di catodi caldi, essendo la corrente emessa funzione principalmente della temperatura (migliaia di Kelvin); nel secondo caso di catodi freddi perché l’emissione avviene anche a temperatura ambiente secondo
2.1 Funzione lavoro nei solidi 10
meccanismi non direttamente legati alla temperatura. Le numerose applicazioni di sorgenti elettroniche necessitano di una vasta gamma di catodi, tali da sfruttare adeguatamente caratteristiche peculiari che un’unica tipologia non potrebbe avere. La possibilità di impiegare semiconduttori e l’utilizzo delle nanotecnologie permettono di progettare e realizzare sorgenti elettroniche il cui campo di applicazione va dalla microscopia alla litografia elettronica agli acceleratori di particelle.
2.1 Funzione lavoro nei solidi
La teoria delle bande [4] permette di descrivere in che modo i livelli energetici possono essere occupati dagli elettroni di valenza in un solido e la distribuzione di Fermi-Dirac [5] [6] ne descrive la probabilità di occupazione. Alla temperatura di 0 K, per un metallo, sono interamente occupati i livelli energetici fino al livello di Fermi EF che risulta essere il livello energetico più alto occupato.
Fornendo esternamente energia al sistema, è possibile promuovere elettroni in stati energetici disponibili superiori al livello di Fermi, conferendo loro la possibilità di muoversi liberamente nel metallo, come, in prima approssimazione, viene descritto nel modello di Sommerfeld [7]. La possibilità che un elettrone possa lasciare la superficie del metallo è legata al superamento di una barriera di potenziale che gli elettroni vedono e viene indicata come funzione lavoro φ, definita come la minima energia che è necessario fornire per estrarre un elettrone dalla superficie di un solido a 0 K, ovvero la differenza tra l’energia del livello di Fermi EF e l’energia
La funzione lavoro è tipica di ogni materiale e dipende direttamente dalle caratteristiche di volume e di superficie. L’origine di tale barriera è riconducibile principalmente alla formazione di un doppio strato con un eccesso di cariche negative in prossimità della superficie (lato esterno) e di cariche positive (lato interno).
Figura 2.1: diagramma a bande per un metallo a T = 0 K. Per portare un
elettrone e- dal livello di Fermi EF al livello del vuoto EVAC, è necessario fornire un’energia Eesc uguale o maggiore della funzione lavoro φ.
Secondo questo modello, e tenendo conto degli effetti dell’energia di scambio e correlazione, sono stati calcolati teoricamente i valori della funzione lavoro per alcuni metalli [8] [9],producendo dei risultati confrontabili con quelli sperimentali ottenuti con tecniche quali la spettroscopia fotoelettronica (PES) e la Kelvin Probe (KP). Per un semiconduttore non degenere il livello di Fermi è collocato all’interno della banda proibita Eg e il livello energetico più alto occupato,
alla temperatura di 0 K, è il massimo della banda di valenza EV. Il significato di
2.1 Funzione lavoro nei solidi 12
concetto di affinità elettronica, definita come la differenza tra l’energia del livello del minimo della banda di conduzione EC e l’energia del vuoto EVAC (Fig. 2.2).
Figura 2.2: diagramma a bande per un semiconduttore a T = 0 K. L’affinità
elettronica χ rappresenta la minima energia necessaria per portare un elettrone dal livello del minimo della banda di conduzione EC, al livello del vuoto EVAC. L’energia Eesc per estrarre un elettrone è uguale o maggiore della somma di Eg e di χ.
Per estrarre un elettrone è necessario fornire un’energia Eesc uguale o
maggiore della somma della banda proibita (per portarlo al livello del minimo della banda di conduzione) e dell’affinità elettronica χ (per portarlo al livello del vuoto). I valori della funzione lavoro per i metalli e dell’affinità elettronica per i semiconduttori sono caratteristici di ogni materiale e variano sensibilmente al variare dell’orientazione cristallografica e della presenza di adsorbati in superficie. In Tabella 2.1 sono riportati i valori della funzione lavoro e dell’affinità elettronica per alcuni metalli e semiconduttori maggiormente utilizzati in esperimenti di emissione elettronica [10].
Elemento φ (eV) Elemento φ (eV) Elemento χ (eV) Cs 2,14 Mg 3,66 Si 4,05 K 2,29 Ti 4,33 Ge 4,01 Na 2,36 W 4,55 GaAs 4,07 Ba 2,52 Cu 4,72 C 4,81 Th 3,41 Ni 5,35 GaN 4,10
Tabella 2.1: funzione lavoro di metalli e affinità elettronica di semiconduttori. Per gli elementi del
I e II gruppo della tavola periodica si hanno bassi valori di φ: l’energia necessaria per estrarre un elettrone dagli elementi alcalini e alcalino-terrosi è minore di quella richiesta per gli altri elementi, come conseguenza diretta della configurazione elettronica esterna.
2.2 Effetto Schottky
L’emissione di elettroni dalla superficie di un materiale produce localmente una densità di carica positiva all’interno del materiale stesso che deve essere neutralizzata istantaneamente al fine di sostenere la corrente elettronica emessa. Il rifornimento elettronico è garantito solitamente da una fonte esterna quale, ad esempio, un generatore di tensione che provvede a mantenere una differenza di potenziale tra il materiale emettitore, il cosiddetto catodo e un materiale a potenziale maggiore detto anodo tenuti in condizioni di ultra alto vuoto ad una ben determinata distanza. Gli elettroni emessi vengono accelerati dal campo elettrico esterno sostenuto dalla tensione applicata tra catodo e anodo, originando un flusso ordinato di cariche lungo le linee di forza del campo. Secondo la teoria formulata da Schottky [11], accurata per campi inferiori a 100 Vµm-1 [12], il campo elettrico
esterno produce una diminuzione della funzione lavoro di una quantità proporzionale alla radice quadrata del campo:
2.2 Effetto Schottky 14 φ πε = 1 2 3 0 4 S e F (2.1)
con e carica dell’elettrone, F campo elettrico esterno e ε0 permettività elettrica del
vuoto (Fig. 2.3).
Figura 2.3: abbassamento della barriera di potenziale per effetto Schottky.
Applicando campi fino a 100 Vµm-1, la riduzione della barriera non eccede 0,4 eV.
Tale abbassamento è correlato all’alterazione che il campo elettrico opera sulla struttura di dipolo in prossimità della superficie. Tenendo conto del potenziale immagine creato dall’elettrone emesso dalla superficie e della presenza del campo elettrico esterno, i diagrammi a bande per un sistema materiale-vuoto vengono modificati come schematizzato in Figura 2.4. Per campi di intensità superiore a 100 Vµm-1, si modifica sensibilmente non solo l’altezza della barriera ma anche la
sua larghezza, tale che il meccanismo di emissione elettronica predominante non risulta essere il superamento, ma l’attraversamento per effetto tunnel.
10-2 10-1 100 0 20 40 60 80 100 Sc ho ttk y Lo w er ing E ne rg y φ S (eV ) Electric Field (Vµm-1)
Figura 2.4: diagramma a bande per un sistema metallo-vuoto in cui: a) campo
esterno nullo, potenziale immagine nullo; b) campo esterno presente, potenziale immagine nullo; c) campo esterno nullo, potenziale immagine presente; d) campo esterno presente, potenziale immagine presente. L’effetto Schottky consiste nella riduzione della barriera di una quantità φS.
2.3 Emissione termoionica
La distribuzione di Fermi-Dirac per T = 0 K è una funzione a gradino che indica la probabilità di occupazione degli elettroni unitaria o nulla per energie minori o maggiori del livello di Fermi, rispettivamente:
2.3 Emissione termoionica 16
<
=
>
1
( )
0
FFE E
f E
E E
(2.2)con kBcostante di Boltzmann e T temperatura assoluta. Per temperature maggiori dello zero assoluto, la distribuzione presenta delle code di probabilità non nulle che si estendono al di sopra del livello di Fermi (Fig. 2.5).
Figura 2.5: statistica di Fermi-Dirac al variare della temperatura. La
probabilità di occupazione di livelli di energia superiore al livello di Fermi aumenta con la temperatura. Gli elettroni che occupano livelli superiori a EVAC possono essere emessi dalla superficie.
L’energia cinetica fornita agli elettroni tramite la temperatura può portare all’occupazione di livelli ad energia maggiore del livello del vuoto, dando origine all’emissione elettronica secondo la legge di Richardson-Laue-Dushman [13] [14] [15]: φ λ − = 2 0 k TB TH r J A T e (2.3)
con JTHdensità di corrente termoionica, λr fattore di correzione specifico del
materiale, A0 costante di Richardson. L’emissione, controllata dalla temperatura,
può essere incrementata per effetto Schottky applicando un campo elettrico esterno perpendicolare alla superficie del catodo (Fig. 2.6).
Figura 2.6: densità di corrente termoionica in assenza (linea piena) e in
presenza (linea a tratti) di effetto Schottky di un emettitore costituito da un filamento di tungsteno.
2.3.1 Catodi termoionici
I materiali impiegati per le sorgenti elettroniche per emissione termoionica, richiedono una temperatura di fusione maggiore della temperatura di esercizio del catodo e una stabilità meccanica tale da garantire un tempo di vita adeguatamente lungo. Barre o filamenti di tungsteno e tantalio con alto grado di purezza, sono frequentemente impiegati come catodi caldi potendo lavorare a regime a temperature comprese tra i 2000 K e i 3000 K per periodi continui di ore senza soffrire di erosioni e difetti causati dall’alta temperatura. Il sistema da vuoto in cui
0 20 40 60 80 100 2000 2200 2400 2600 2800 3000 No External Field External Field = 60 Vµm-1 J TH (A cm -2 ) Temperature (K) φ = 4.5 eV φ = 4.2 eV