Физические величины - Бабичев А.Н.
ISBN 5-283-04013-5
Скачать (прямая ссылка):
Полевая (туннельная, автоэлектронная) эмиссия (ПЭ) — испускание телами электронов под действием сильного внешнего электрического поля у их поверхности. Если внешнее электрическое поле достаточно велико для того, чтобы потенциальной порог на границе тела превратился в барьер конечной и малой ширины ( S^lO7 В/см), то становится возможным просачивание электронов сквозь барьер (квантовомеханическое тунне-лирование) и выход их в вакуум. При этом электроны непосредственно после прохождения сквозь барьер имеют ту же энергию, что и внутри тела, а электрическое поле совершает работу только на ускорение электронов в вакууме в межэлектродном промежутке между эмиттером
587 и анодом и на нагревание эмиттера проходящим по нему эмиссионным током. Плотность тока ПЭ, А/см2, из металла при Г<20°С описывается формулой [27] ( 8 — в В/см):
еЧ2 Г (2т)1/2 (еср)3/2 „
где 6 (у) — функция Нордгейма (табл. 25.26), в которой аргументом является относительное снижение работы выхода внешним электрическим полем напряженностью E в соответствии с эффектом Шоттки: Л/2 / 4 /<Р-
Таблица 25.26. Функция Нордгейма Є (у) [27]
Если еф — в эВ, а (в А/см2)
у = Д (e<f)/e<f = (eg)
в В/см, то плотность тока ПЭ
S2 Г 6,79-IO7 (еч>)3/2
/ = 1,54-10-6- ехр —-2-Taj2-X
еср L g
X Є I
3,62 • IO-1 81/2
Отсюда видно, что ПЭ зависит от электрического поля так же, как ТЭ зависит от температуры: ln(j/S2) = =/(1/ 8) (рис. 25.47). При высоких температурах плотность тока ПЭ возрастает с Tt особенно сильно в области малых (но уже вызывающих ПЭ) электрических полей. Распределение по энергиям электронов, эмитируемых из металла, при ПЭ при низких температурах эмиттера начинается от энергии, соответствующей уровню Ферми в металле (принимаемому за нуль), и простирается в область отрицательных энергий. Ширина распределения иа половине высоты составляет около 0,5 эВ (рис. 25.48). При возрастании температуры энергетический спектр эмитируемых электронов расширяется в сторону положительных энергий ПЭ полупроводников обладает рядом особенностей, связанных с распределением электронов по энергиям в и их, с проникновением внешнего электрического поля в полупроводник и с сильной термо- и фоточувствительностью полупроводников, оказывающей влияние на ток ПЭ (рис. 25.49) [28, 29]. Токи ПЭ с большой плотностью удается получать с эмиттеров, имеющих форму острия. Предельная плотность тока, еще ие разрушающего острие, /Кр возрастает с увеличением угла при вершине эмитирующего конуса, так как с увеличением этого угла улучшается отвод теплоты от острия (табл. 25.27, рис. 25.50). В очень сильных электрических полях, когда плотность тока ПЭ достигает IO8—IO9 А/см2, локальные участки катода, из которых происходит эмиссия, (острия) в результате сильного разогрева взрываются, образуя плотную плазму, расширяющуюся со скоростью l-IO6 см/с. Этот процесс сопровождается возникновением интенсивной эмиссии (взрывная электронная эмиссия, рис. 25.51) [30]. Ток I, А, взрывной электронной эмиссии при взрыве одиночного острия
/ = 3,7-10-5С/3/2 VtKd-Vt),
где U — напряжение между катодом и аиодом в процессе взрывной эмиссии, В; d — расстояние между ними, см; t — время от момента приложения импульса напряжения (t<d/v).
ПЭ используется в некоторых вакуумных электронных приборах, в полевой электронной и ионной микроскопии, взрывная электронная эмиссия — в сильноточных ускорителях электронов и в импульсных источниках рентгеновского излучения высокой интенсивности [30].
У 6 (У) j I • e (</)
0 1,0000 0,55 0,6351
0,05 0,9948 0,6 0,5768
0,1 0,9817 0,65 0,5152
0,15 0,9622 0,7 0,4504
0,2 0,25 0,9370 I 0,75 0,3825
0,9068 і 0,8 0,3117
0,3 0,8718 0,85 0,2379
0,35 0,8322 0,9 0,1613
0,4 0,7888 0,95 0,0820
0,45 0,7413 1 0
0,5 0,6900 I
е. В/с м
Рис. 25.47. Зависимость плотности тока ПЭ от напряженности электрического поля для некоторых металлов (а) н эмиттеров с различной работой выхода (б) [6]
588 Рис. 25.48. Распределение по энергиям электронов при ПЭ из вольфрамового острия с ориентацией по оси <100> при различных температурах эмиттера [31]
Таблица 25.27. Значения экспериментально измеренных предельных плотностей токов ПЭ с одноострийных катодов [28]
Материал катода Длительность прикладываемого напряжения, с Предельная плотность тока, А/см"
W Постоянно действую- IO7
щее напряжение
W 10—10-3 2-Ю'
W 10-5—10-е 5-10'—IO8
W ю-' 3-Ю8—5-Ю8
W 10-8—10-9 IO9
W-Zr 4-10-е 1-109-5- IO8
Та, Re 4-10-в 5-Ю7
LaB6 3-ю-« IO7-IO8
ZrC 3-ю-« IO7-IO8
Рис. 25.50. Зависимость критической (наибольшей иераз-рушающей эмиттер) плотности тока ПЭ металлического острия от угла раствора конуса катода [28]. Материал катода — вольфрам, длительность импульсов тока 3,5 мкс, частота повторения 50 с-1:
кружки — эксперимент, заштрихованная полоса — расчет
Рис. 25.49. Вольт-ампериые характеристики тока ПЭ полупроводников при различных температурах [29]:
а — низкоомный германий л-типа; б — высокоомный германий р-типа: е — сульфид цинка; г — сульфид кадмия
589 (электронно-ионная эмиссия), ионами (вторичная ионная эмиссия) или при облучении фотонами (фотодесорбция). Под действием ионной бомбардировки может возникать также электронная эмиссия (ионно-электронная эмиссия, табл. 25.28 и рис. 25.52). Интенсивную термоионную эмиссию обнаруживают тела с каркасно-полостной структурой кристаллической решетки (цеолиты, алюмосиликаты и другие), в полости которой введены атомы щелочных металлов. Эти атомы слабо связаны с основной решеткой и могут при нагревании легко перемещаться внутри тела, диффундируя к поверхности и испаряясь с нее. На основе таких материалов изготавливаются эффективные твердотельные источники ионов (табл. 25.29 и рис. 25.53, 25.54). При вторичной ионной эмиссии некоторая доля частиц эмитируется в виде нейтральных атомов.
