Астронет > Автоэлектронная эмиссия

по текстам по ключевым словам в глоссарии по сайтам перевод по каталогу

Автоэлектронная эмиссия

Автоэлектронная эмиссия (полевая эмиссия, электростатическая эмиссия, туннельная эмиссия) - испускание электронов проводящими твердыми и жидкими телами под действием внешнего электрического поля E достаточно высокой напряженности ( $Е \sim 10$ В/см). Автоэлектронная эмиссия обнаружена в 1897 Р. У. Вудом. В 1929 Р. Э. Милликен и Ч. К. Лоритсен установили линейную зависимость логарифма плотности тока j автоэлектронной эмиссии от 1/Е вида $\lg{j}=A-B/E$ (А и В - константы). В 1928-29 Р. Фаулер и Л. Нордхейм дали теоретическое объяснение автоэлектронной эмиссии на основе туннельного эффекта. Термин автоэлектронная эмиссия отражает отсутствие энергетических затрат на возбуждение электронов, свойственных другим видам электронной эмиссии (в зарубежной литературе чаще употребляется термин "полевая эмиссия").

При автоэлектронной эмиссии электроны преодолевают потенциальный барьер на границе эмиттера, не проходя над ним за счет кинетической энергии теплового движения, как при термоэлектронной эмиссии, а путем туннельного просачивания сквозь барьер, сниженный и суженный электрическим полем. Электронная волна (см. Волны де Бройля), встречая на пути потенциальный барьер, частично отражается и частично проходит сквозь него (рис. 1). По мере увеличения внешнего ускоряющего поля понижается высота потенциального барьера над уровнем Ферми $\mathcal{E}_F$ Одновременно уменьшается ширина барьера. В результате увеличивается число электронов, просачивающихся в единицу времени сквозь барьер, соответственно увеличивается т. н. прозрачность барьера D (отношение числа электронов, прошедших сквозь барьер, к полному числу электронов, падающих на барьер) и соответствующая плотность тока автоэлектронной эмиссии.

Теоретический расчет плотности тока j автоэлектронной эмиссии приводит к формуле

$j=e\int\limits_0^\infty n(\mathcal{E})D(\mathcal{E},E)d\mathcal{E}$ , (1)

где e - заряд электрона; n - концентрация электронов проводимости в проводнике с энергией $\mathcal{E}$ , связанной с компонентой импульса, нормальной к поверхности; Е - напряженность электрического поля у поверхности эмиттера. Из (1) следует зависимость j от концентрации электронов в проводнике и их энергетического распределения n( $\mathcal{E}$ ), а также от высоты и формы барьера, которые определяют его прозрачность D.

Автоэлектронная эмиссия из металлов в вакуум изучена наиболее полно. В этом случае j следует т. н. закону Фаулера - Нордхейма:

$j=C_1 E^2exp(-C_2/E)$ , (2)

где

$C_1=e^3/8\pi ht^2(y)\varphi, C_2={\displaystyle 8\pi\sqrt{2m}\over\displaystyle 3he}\varphi^{3/2}\vartheta(y)$ .

Здесь m - масса электрона, $\phi$ - потенциал работы выхода $\overline\Phi=e\varphi$ металла, t и $\vartheta$ - табулированные функции аргумента $y=e\sqrt{eE}/ \varphi, t\approx 1, \vartheta(y)\approx1-y^2$ . Подставив значения констант и положив $t^2(y)=1,1$ , а $\vartheta(y)\approx 0,95-1,03y^2$ , получим из (2) приближенную формулу

$j\approx 1,4\cdot 10^{-6}{\displaystyle E^2\over\displaystyle \varphi}\cdot 10^{\displaystyle(4,39\varphi^{\displaystyle -1/2}-2,82\cdot 10^{\displaystyle 7}\varphi^{\displaystyle 3/2}/E)}$ (3)

(j, Е и $\overline\Phi$ в А/см², В/см и эВ, см. табл.).

Формула (2) получена в следующих предположениях: свободные электроны в металле подчиняются статистике Ферми-Дирака; вне металла на электрон действуют только силы зеркального изображения. Прозрачность барьера $D(\mathcal{E},E)$ рассчитывалась в квазиклассическом приближении.

Значения lg j для некоторых Е и $\varphi$ , рассчитанные по формуле (2)

$\varphi$ = 2,0		$\varphi$ = 4,5		$\varphi$ = 6,3
$E\cdot 10^{-7}$	$\lg j$	$E\cdot 10^{-7}$	$\lg j$	$E\cdot 10^{-7}$	$\lg j$
1,0	2,98	2,0	-3,33	2,0	-12,90
1,2	4,45	3,0	1,57	4,0	-0,88
1,4	5,49	4,0	4,06	6,0	3,25
1,6	6,27	5,0	5,59	8,0	5,34
1,8	6,89	6,0	6,62	10,0	6,66
2,0	7,40	7,0	7,36	12,0	7,52
2,2	7,82	8,0	7,94	14,0	8,16
2,4	8,16	9,0	8,39	16,0	8,65
2,6	8,45	10,0	8,76	18,0	9,04
		12,0	9,32	20,0	9,36

Несмотря на упрощения, формула Фаулера-Нордхейма хорошо согласуется с экспериментом. Характерными свойствами автоэлектронной эмиссии из металлов являются высокие предельные плотности тока j (вплоть до 10¹⁰ А/см²) и экспоненциальная зависимость j от $\varphi$ и Е. При j = 10⁶-10⁷ А/см² наблюдается некоторое уменьшение j по сравнению с (2). Это связано с влиянием объемного заряда или с деталями формы потенциального барьера. Рост тока j с повышением напряжения V заканчивается при j = 10⁸-10¹⁰ А/см² вакуумным пробоем и гибелью эмиттера. Этому предшествует более интенсивная, но кратковременная взрывная электронная эмиссия.

Автоэлектронная эмиссия слабо зависит от температуры Т. Малые отклонения j от (2) с ростом Т прямо пропорциональны T²:

${\displaystyle j(T)-j(0)\over\displaystyle j(0)}\approx 1,4\cdot 10^8\varphi T^2/E^2$ , (4)

Формула (4) верна с точностью $\sim$ 1% Для приращений тока $\sim$ 18%. Для отношения j(Т)/j(0) $\leq$ 10 справедлива т. н. формула Мерфи и Гуда

$\begin{array}{ll} j(T)/j(0)=\pi\omega/ \sin{(\pi\omega)}; \\ \omega={\displaystyle 4\pi\sqrt{2m}k\sqrt{\varphi}t(y)\over\displaystyle he}{\displaystyle T\over\displaystyle E}. \end{array}$ (5)

Для больших изменений j(Т) существуют более громоздкие формулы и графики, полученные численными расчетами. При повышении Т и снижении Е автоэлектронная эмиссия (термоавтоэлектронная эмиссия) переходит в термоэлектронную эмиссию, усиленную полем (эффект Шоттки).

Энергетический спектр автоэлектронов из металла узок (рис. 2). Полуширина $\sigma$ распределения по полным энергиям при Т=0 К определяется формулой

$\sigma=6,76\cdot 10^{-9}E/ \sqrt{\varphi}t(y)$ . (6)

При $\varphi$ =4,4 эВ и lg j от 0 до 7 $\sigma$ варьируется от 0,08 до 0,2 эВ. Величина $\sigma$ с повышением Т возрастает, в частности при 300 К (в том же диапазоне j) $\sigma$ изменяется от 0,17 до 0,3 эВ. Форма спектра отклоняется от теоретической (в модели свободных электронов) при сложной конфигурации ферми-поверхности или при наличии адсорбирующих молекул и атомов на поверхности, особенно если они неметаллического происхождения (например, некоторых органических молекул, которые играют роль волноводов для электронных волн).

Отбор тока при низких температуpax приводит к нагреванию эмиттера, т. к. уходящие электроны уносят энергию в среднем меньшую, чем энергия Ферми $\mathcal{E}_F$ тогда как вновь поступающие в металл через контакт электроны имеют энергию $\mathcal{E}_F$ (Ноттингема эффект). С возрастанием Т нагрев сменяется охлаждением - эффект меняет знак, проходя через т. н. температуру инверсии, соответствующую симметричному относительно уровня Ферми распределению вышедших электронов по полным энергиям. При больших Т, когда эмиттер разогревается за счет джоулевых потерь, инверсия эффекта Ноттингема в некоторых пределах препятствует лавинному саморазогреву и стабилизирует автоэлектронную эмиссию

Автоэлектронная эмиссия из полупроводников. Особенности автоэлектронной эмиссии из полупроводников связаны с несколькими факторами: 1) электрическое поле глубоко проникает в полупроводник, что приводит к смещению энергетических зон, к изменению вблизи поверхности концентрации носителей заряда и их энергетического спектра; 2) концентрация электронов во много раз меньше, чем в металле, что ограничивает величину j, и она сильно зависит от внешних воздействий (температуpa, освещение и др.); 3) поверхностные состояния носителей заряда могут сказываться на характеристиках автоэлектронной эмиссии; 4) вольт-амперные характеристики и энергетические спектры автоэлектронов отражают зонную структуру полупроводников; 5) протекающий через полупроводник ток может приводить к перераспределению потенциала на нем, а также влиять на энергетический спектр электронов. Все эти особенности привлекаются для объяснения наблюдаемых вольт-амперных характеристик и энергетических спектров автоэлектронов из полупроводников.

Автоэлектронные эмиттеры (катоды) делают в виде поверхностей с большой кривизной: острия, лезвия, шероховатые края фольг и пленок, торцы нитей и т. п. Для отбора относительно больших токов используют многоострийные системы, многоэмиттерные системы на краях пленок и фольг и т. п. В зависимости от размеров эмиттеров и расстояния до анода напряжение V, обеспечивающее величину электрического поля E, достаточную для возникновения автоэлектронной эмиссии, может составлять от сотен вольт до нескольких десятков киловольт.

Стабильность автоэлектронной эмиссии связана с постоянством распределения $\varphi$ вдоль катода и т. н. полевого множителя $a=E/V$ Оба эти фактора могут изменяться под влиянием адсорбции и миграции атомов или молекул как примесей, так и материала эмиттера. Например, локальные значения a возрастают в результате миграции поверхностных атомов под действием сильного электрического поля (перестройка в поле) или в результате "изъязвления" поверхности при ионной бомбардировке. Повышение стабильности автоэлектронной эмиссии достигается улучшением вакуума, очисткой эмиттера, использованием импульсного напряжения (для ослабления миграции атомов в электрическом поле и саморазогрева эмиттера), умеренным подогревом эмиттера (для защиты от адсорбции и для "заглаживания" дефектов в местах удара ионов), применением слабо адсорбирующих материалов (некоторые карбиды, бориды, нитриды металлов, углерод). Исследование автоэлектронной эмиссии из монокристаллов тугоплавких металлов, а также химических соединений с металлической проводимостью (LaB₆, ZrC и др.) в сверхвысоком вакууме (поверхность эмиттера остается чистой в течение часов или суток) позволило уточнить параметры автоэлектронной эмиссии для этих веществ.

Применение. Металлические автоэлектронные эмиттеры используются в тех случаях, когда требуется высокая плотность тока j, т. е. там, где необходимы большие токи либо концентрированные электронные пучки. Преимуществами автоэлектронных эмиттеров являются отсутствие энергетических затрат на подогрев и безынерционность. Металлические автоэлектронные эмиттеры (обычно многоострийные) применяются в мощных сильноточных устройствах. Нелинейность вольт-амперной характеристики используется в устройствах СВЧ (преобразователи частоты, усилители, детекторы сигналов). Автоэмиссионный эмиттер в качестве интенсивного точечного источника электронов применяется в растровых микроскопах. Он перспективен в рентгеновской и обычной электронной микроскопии, в рентгеновской дефектоскопии, в рентгеновских микроанализаторах и электронно-лучевых приборах. Автоэмиссионные эмиттеры могут также употребляться в микроэлектронных устройствах и в чувствительных индикаторах изменения напряжения.

Автоэлектронный катод в сочетании с анодом, совмещенным с люминесцирующим экраном, превращает такой автоэмиссионный диод в эмиссионный электронный микроскоп. На его экране можно наблюдать картину углового распределения тока автоэлектронной эмиссии с острия при высоких увеличениях и разрешающей способности (см. Электронный проектор).

Полупроводниковые автоэмиссионные эмиттеры перспективны как чувствит. приемники ИК-излучения. Многоострийные системы эмиттеров служат основой для мозаичных систем в преобразователях ИК-изображений.

В высоковольтных вакуумных устройствах автоэлектронная эмиссия может играть и "вредную роль", способствуя утечкам тока, развитию вакуумного пробоя. Для подавления автоэлектронной эмиссии в этих случаях снижают поле у поверхности электродов (уменьшая нх кривизну), подбирают расположение электродов и распределение потенциалов, а также повышают работу выхода из поверхности (подбором материала или покрытия).

"Физическая Энциклопедия"/Phys.Web.Ru
Глоссарий Astronet.ru

L | R | А | Б | В | Г | Д | Е | Ж | З | И | Й | К | Л | М | Н | О | П | Р | С | Т | У | Ф | Х | Ц | Ч | Ш | Щ | Э | Ю | Я

Публикации с ключевыми словами: электрическое поле - автоэлектронная эмиссия Публикации со словами: электрическое поле - автоэлектронная эмиссия
См. также: Векторный потенциал Вакуумный пробой

Обсудить эту публикацию

Версия для печати