Predavanje 2
Formiranje negativnih jona
Utvrđeno je da halogeni tokom jonizacije mogu da dodaju elektrone i formiraju negativne jone (halogeni: F, Cl, Br, J). F ima najveći afinitet prema elektronima, koji se često uvodi u luk u obliku soli (CaF2) kako bi se suzbila poroznost u metalu šava. Dodavanje negativnih jona od strane F atoma dovodi do smanjenja koncentracije slobodnih elektrona u plazmi luka, iako ukupan broj nabijenih čestica ostaje konstantan. Elektroni nose većinu struje. Negativni ioni F su teške čestice koje se sporo kreću i mnogo lošije provode prijenos struje. Stoga, kada se tvari koje sadrže F unesu u zonu zavarivanja, stabilnost gorenja luka naglo se pogoršava, posebno pri zavarivanju naizmjeničnom strujom. Stoga se na jednosmjernoj struji koriste elektrode tipa UONI 13/45, koje u svom sastavu sadrže značajnu količinu CaF2. Ako se zavarivanje mora obaviti na izmjeničnu struju, tada se u sastav takvih premaza uvode ionizirajuće tvari ili se koristi stabilizacija luka pomoću oscilatora ili generatora impulsa.
Emisija elektrona sa površine katode
Da bi se elektron izvukao iz katode, potrebno je savladati sile privlačenja elektrona pozitivnim nabojima katode. Da biste to učinili, morate potrošiti određenu količinu posla, što se zove radna funkcija. Vrijednost radne funkcije ovisi o materijalu katode i stanju njene površine (prisustvo oksidnih i drugih filmova). Za proces u luku zavarivanja od primarnog su značaja dva tipa elektronske emisije: termoelektronska i autoelektronska.
Termionska emisija nastaje kada se površina katode zagrije. U tom slučaju pojedini elektroni mogu primiti energiju dovoljnu za obavljanje radne funkcije i napustiti površinu katode. U nedostatku električnog polja, iznad površine katode nastaje oblak elektrona i daljnji proces emisije elektrona se zaustavlja.
Vremenom se pojedinačni elektroni iz prostornog naboja vraćaju u tijelo naboja i uvlače se u metal. Elektroni se istovremeno emituju i uvlače nazad u metal. Produženim zagrijavanjem metala na konstantnoj temperaturi uspostavlja se ravnotežna gustina emisije (broj emitiranih elektrona jednak je broju izvučenih).
Gustoća struje elektrona može se izračunati pomoću formule:
j = AT 2 exp(-j/kt)
gdje je j radna funkcija.
Kako temperatura raste, gustina termoemisione struje raste. Na temperaturi luka zavarivanja uspostavlja se takva gustina termoelektrične emisije koja je dovoljna za održavanje stabilnog pražnjenja luka.
Emisija polja. Kako bi se olakšala emisija elektrona iz metala, zagrijani metal - katoda se postavlja u električno naizmjenično polje. Polovi polja su raspoređeni na sljedeći način: ²-² na metalu, ²+² na suprotnoj elektrodi - anodi.
Električno polje potpuno ili djelomično uništava prostorni električni naboj. Ovo olakšava emisiju elektrona sa katode i povećava ravnotežnu gustinu emisije, koja se izračunava iz iste zavisnosti.
Jednadžba za struju termo- i poljske emisije ima oblik:
U električnom polju radna funkcija elektrona se smanjuje za iznos
Δj= 0 3/2 E 1/2,
gdje je E jačina polja.
Emisija pod uticajem električnog polja naziva se autoelektronska. Zavarivanje karakteriziraju obje vrste emisije.
Smanjenje radne funkcije sa površine elektrode može poslužiti kao jedan od načina za stabilizaciju lučnog pražnjenja.
Tabela - Radna funkcija sa katodne površine za razni materijali
U prisustvu oksidnih filmova na površini elektrode, radna funkcija je značajno smanjena, posebno jako reduciraju j filmovi alkalnih i alkalijskih oksida. zemnoalkalni metali. U cilju poboljšanja stabilnosti luka tokom zavarivanja W elektrode, oksidi se unose u sastav elektroda La, takve elektrode se nazivaju lantane. Ranije korištene elektrode sadržavale su 1,5-2,5% torijum dioksida. VT-15 i VT-25 (1,5-2,5% torijum dioksida). Luk ne luta preko metalne površine.
U inostranstvu i kod nas pokušavano je da se poveća stabilnost smanjenjem j elektrona sa površine potrošne elektrode. Za to je korištena aktivirana žica; prekriven tankim slojem soli. Najbolji učinak daju soli cezija (pruža nizak jonizacijski potencijal). U tom slučaju kapljice rastopljenog metala se drobe.
Emisija elektrona koja je rezultat zagrijavanja naziva se termoionska emisija (TE). Fenomen TE se široko koristi u uređajima punjenim vakuumom i gasom.
- Elektrostatička ili autoelektronska emisija
Elektrostatička (poljska emisija) naziva se emisija elektrona zbog prisustva jakog električnog polja blizu površine tijela. U tom slučaju se elektronima čvrstog tijela ne prenosi dodatna energija, ali zbog promjene oblika potencijalne barijere oni stječu sposobnost prelaska u vakuum.
Fotoelektronska emisija (PE) ili vanjski fotoelektrični efekat - emisija elektrona iz tvari pod djelovanjem radijacije koja pada na njenu površinu. FE se objašnjava na osnovu kvantne teorije čvrstog tijela i zonske teorije čvrstog tijela.
Emisija elektrona sa površine čvrste materije kada je bombarduju elektroni.
Emisija elektrona metala kada je bombardovan jonima.
Emisija elektrona kao rezultat lokalnih eksplozija mikroskopskih područja emitera.
Emisija elektrona ultrahladnih površina ohlađenih na kriogene temperature. malo proučavan fenomen.
vidi takođe
Napišite recenziju na članak "Elektronska emisija"
Izvod koji karakteriše elektronsku emisiju
"Tražiš pojačanje?" Napoleon je govorio ljutitim pokretom. Ađutant je potvrdno pognuo glavu i počeo da izveštava; ali car se okrenuo od njega, napravio dva koraka, stao, okrenuo se i pozvao Bertijea. "Moramo dati rezerve", rekao je, lagano raširivši ruke. - Koga tamo poslati, šta mislite? - okrenuo se Berthieru, ovom oison que j "ai fait aigle [gusjenici koju sam napravio kao orla], kako ga je kasnije nazvao.- Suverene, poslati Claparedeovu diviziju? - rekao je Berthier, koji je zapamtio napamet sve divizije, pukove i bataljone.
Napoleon je potvrdno klimnuo glavom.
Ađutant je galopirao do Klaparedove divizije. I nakon nekoliko minuta mladi stražari, koji su stajali iza humka, pomaknuli su se sa svog mjesta. Napoleon je ćutke gledao u tom pravcu.
„Ne“, odjednom se okrenuo Berthieru, „ne mogu poslati Claparèdea. Pošalji Friantovu diviziju, rekao je.
Iako nije bilo prednosti u slanju Friantove divizije umjesto Claparèdea, a čak je bilo i očigledne neugodnosti i kašnjenja da se sada zaustavi Claparede i pošalje Friant, naređenje je izvršeno precizno. Napoleon nije vidio da je u odnosu na svoje trupe igrao ulogu doktora koji ometa njegove lijekove - ulogu koju je tako ispravno shvatio i osudio.
Friantova divizija, kao i ostale, nestala je u dimu bojnog polja. Ađutanti su i dalje skakali iz raznih pravaca, a svi su, kao po dogovoru, govorili isto. Svi su tražili pojačanje, svi su govorili da Rusi drže svoje položaje i proizvode un feu d "enfer [paklenu vatru], od koje se topila francuska vojska.
26.07.14 11:28
Elektronska emisija je odlazak elektrona iz metala (ili bilo kojeg drugog tijela) i njegov prijelaz u drugu fazu (gas ili vakuum) pod djelovanjem dodatne energije koja se elektronu prenosi izvana. Iako se u atomima površinskog sloja bilo kojeg tijela elektroni nalaze na različitim energetskim nivoima i, stoga, imaju različite energije, bez opskrbe energijom izvana, samo vrlo mali dio njih (onih elektrona koji imaju povećanu energiju) može proći. kroz potencijalnu barijeru i ući u drugu fazu; preostali elektroni uvijek ostaju unutar svojih atoma i molekula.
Uočava se nekoliko vrsta elektronske emisije (fotografija, termička itd.), uključujući autoelektronsku (hladnu) emisiju - izbacivanje elektrona pod dejstvom jakih električnih polja. Posljednja vrsta emisije zahtijeva vrlo visok gradijent polja. N. A. Krotova, V. V. Karasev, Yu.
Vrijednosti potencijala pražnjenja, razmaka između filma i podloge i gustoće naelektriziranosti površina autori su dobili na osnovu proračuna pomoću pomoćnog grafa (Paschenova kriva) i energije pretpostavljeno je da je dvostruki električni sloj jednak maksimalan rad razdvajanje.
Eksperimenti uspostavljanja elektronske emisije prilikom odvajanja filmova od supstrata izvedeni su pomoću vakuum merača adhezije pri pritisku od oko 10-5 mm Hg. Art. Fluorescentni ekran je postavljen na staklenu ploču uz granicu razdvajanja na udaljenosti od 1 cm. Ekran je treperio plavkasto-zelenom svetlošću kada su razni polimerni filmovi uklonjeni sa staklene podloge u vakuumu; u mraku, sjaj je bio jasno vidljiv čak i na udaljenosti od nekoliko metara.
Primećeno je da staklena ploča takođe svetli zelenkastim svetlom na mestima gde je film otkinut.
Zacrnjenje fotografske ploče
Posljedično, zračenje se pojavljuje na granici razdvajanja, što uzrokuje fluorescenciju ekrana i stakla. Dalji eksperimenti pokazalo je da ovo zračenje uzrokuje i zacrnjenje fotografske ploče, ako je fiksirana umjesto fluorescentnog ekrana. Fotografska ploča je pocrnila kada se odvojila od podloge najrazličitijih visokih polimera u svojoj strukturi: prirodnih i sintetičkih guma, gutaperče, poliizobutilena, raznih etera celuloze, vinil polimera itd.
Zračenje je uočeno kada su ovi polimeri odvojeni i od stakla i od metala. Autori su zaključili da ovo zračenje ne može biti ni rendgensko zračenje ni vidljiva svjetlost: to je bio tok elektrona. U to su uvjereni i svojim iskustvom u proučavanju utjecaja magnetskog polja na zračenje. Kao što je poznato, fotoni, odnosno vidljivi i rendgenski zraci u magnetskom polju ne odstupaju od svoje pravolinijske putanje: magnetsko polje ne djeluje na njih.
Pozitivno ili negativno nabijene čestice se ponašaju različito: prve odstupaju prema negativnom polu, a druge prema pozitivnom. Pri jačini magnetskog polja od oko 25–30 ersteda, autori su uspjeli dobiti prilično jasnu sliku neskrenutog i skretanog snopa elektrona.
IN U poslednje vreme(1965-1966), autor knjige, zajedno sa Yu. M. Evdokimovim, istraživao je koristeći novu metodu električnih pojava na sučelju podloga-ljepilo. Proučavana je adhezija nekih polimera na silikatno staklo i metale (klasa X i čelik 1Kh18N9T). Odabrani polimeri su eteri celuloze (acetobutirat (ABC), acetopropionat i celuloza tripropionat), hlorosulfopolietilen i ljepljivi flaster.
Ljepljenje ovih polimera na podloge pripremano je izlivanjem 10% rastvora polimera u odgovarajućim rastvaračima (aceton, tetrahlorid) na odmašćene površine podloge, osim ljepljivog zakrpa, koji je dupliran sa podlogom valjanjem gumenim valjkom.
Elektronska emisija
Električne pojave odabranih sistema (supstrat + film) proučavane su na vakuum meraču adhezije i prema metodi koju su predložili B. V. Deryagin i N. A. Krotova.
Nakon odvajanja, nepovezane površine svih sistema imale su električna naelektrisanja suprotnog predznaka, koja su praćena na strunskom elektrometru (videti njegov opis u nastavku). Staklo i metali su u svim slučajevima bili pozitivno nabijeni, a odvojene polimerne površine negativno su nabijene. Dobivene su fotografije elektronske emisije koja nastaje odvajanjem polimernih filmova od stakla i metala.
Elektronska emisija je nađena u svim istraživanim sistemima. Na fotografijama se vidi neravnomjerno zacrnjenje ploče. Očigledno, centri elektronske emisije nastaju kao rezultat odvajanja pojedinih regija polimera od podloge. Jasno se vidi da se zračenje odvija paralelno s površinom filma: najveće zračenje je primjetno na granici razdvajanja, a najmanje zračenja je uočeno za emitujući polimerni film.
Kada se hlorosulfopolietilen odvoji od stakla, dobijaju se odvojeni bljeskovi, koji se, očigledno, dešavaju kada se odvojeni delovi polimera odvoje od stakla; Uklanjanjem granice razdvajanja od ploče, ne uočava se pocrnjenje fotografske ploče, najvjerovatnije zbog niskog intenziteta zračenja.
Emisija elektrona je također potvrđena snimkom ekrana napravljenim od papira kada je fotografska ploča izložena zračenju koje se opaža kada se polimerni film odvoji od podloge. Na fotografiji se jasno vidi tamno područje - posljedica zaklanjanja zraka papirnim ekranom, i svijetla područja - rezultati djelovanja na ploču elektrona koji na svom putu nisu naišli na neprozirni ekran. Ove slike služe kao direktan dokaz o emisiji elektrona, što ukazuje na određenu ulogu električne sile, vršenje adhezije tijela pri kontaktu.
Multer efekat
Ponašanje emisione struje polja sa poluprovodničkih katoda u sekciji III strujno-naponske karakteristike objašnjava se prisustvom snažnog pada potencijala u pripovršinskom sloju i efektima povezanim s tim: zagrevanjem elektronskog gasa, udarnom jonizacijom , band-band tuneliranje. Prisustvo takvih pojava otkriveno je proučavanjem električnih svojstava poluvodiča i dielektrika. Naravno, postavlja se pretpostavka - da li je moguće umjetno stvoriti pad potencijala, koji bi doveo do takvog povećanja brzine elektrona, što bi omogućilo barem nekima od njih da prevladaju potencijalnu barijeru i odu u vakuum čak i u nedostatku jako električno polje blizu površine.
Polja potrebne veličine mogu se stvoriti u slučaju sistema sa izrazito nehomogenim svojstvima. Jedan od njih je sistem metal-izolator-metal (MDM). Na metalnu podlogu nanosi se tanak dielektrični sloj, što je moguće ujednačeniji po svojstvima i debljini (slika 3.5.1). Na površini potonjeg formira se vrlo tanak (reda nekoliko desetina angstroma) metalni film, čija je glavna svrha da služi kao obloga kondenzatora. Uz malu debljinu dielektrika, nekoliko volti je već dovoljno da stvori snagu polja u dielektriku reda. 10 5 ...10 6 V/cm.
Energetska šema za takav slučaj ima oblik prikazan na slici 3.5.2. Iz ovoga slijedi da za dovoljnu vrijednost F postaje moguće ubrizgavanje elektrona u dielektrični sloj. Prije svega, to se može dogoditi zbog toplinske emisije elektrona (I) iz metalne podloge u dielektrik. Visina barijere na interfejs
metal-dielektrik je jednaka energetskoj udaljenosti od dna vodljivog pojasa dielektrika do Fermijevog nivoa metala, što je obično mnogo manje od radne funkcije metala. Osim toga, u prisustvu električnog polja u dielektriku, Schottkyjev efekat također utječe na barijeru. Sve ovo može osigurati dovoljan protok elektrona čak i na niskim temperaturama. Druga mogućnost za pojavu elektrona u vodljivom pojasu dielektrika je poljska emisija elektrona iz metala (II).
U vodljivom pojasu dielektrika slobodni nosioci, u prisustvu polja, dobijaju kinetičku energiju kada se kreću prema površini, elektronski gas se zagreva, a njihov broj lavinsko raste usled udarne ionizacije. Ne postoji potencijalna barijera na sučelju sa metalnom folijom. Ako je gornji sloj metala tanak, manji od srednjeg slobodnog puta elektrona, tada elektroni nemaju vremena da dođu u toplinsku ravnotežu s rešetkom. Značajan broj njih ima dovoljno energije da savlada barijeru na granici sa vakuumom.
Eksperimenti su pokazali da je proces nastanka emisione struje veoma komplikovan. Pri niskim temperaturama, vrijednosti prolazne i emisione struje određene su jakošću električnog polja u filmu, relativno slabo ovise o temperaturi. Njihove ovisnosti o naponu mogu se opisati Fowler-Nordheim jednadžbom za poljsku emisiju. Međutim, tačni proračuni su pokazali da su prosječne vrijednosti, gdje d- debljina dielektričnog sloja nije dovoljna za teorijsko objašnjenje veličine uočenih struja. Da bi teorija bila uspješna, potrebno je to F bio za red veličine veći. Ovo se može lako objasniti hrapavost podloge.
Izbočine i mikrotočke, čije se prisustvo ne može izbjeći, mogu značajno povećati lokalnu jačinu polja. Međutim, to nam ne dozvoljava da objasnimo uočene gustine emisione struje, koje dostižu nekoliko desetina A / cm 2.
Postoji još jedan razlog za povećanje F u poređenju sa njegovom prosječnom vrijednošću. Dielektrični filmovi su obično nesavršeni. Sadrže veliki broj defekata (praznina, kršenja stehiometrije, intersticijski atomi, nečistoće, itd.), koji mogu biti dobavljači elektrona zbog udarne ili tunelske ionizacije. U tom slučaju se formira pozitivan volumenski naboj. Koncentrisan je u većoj meri u blizini elektrode koja ubrizgava elektrone, budući da čestice sa umerenom brzinom imaju najveću verovatnoću jonizacije. Elektroni visoke energije imaju manji efektivni presjek. Sa povećanjem brzine elektrona, vrijeme interakcije s defektom se smanjuje, što smanjuje vjerovatnoću njegove ionizacije. Prostorni naboj povećava jačinu polja u blizini negativno nabijene elektrode (slika 3.5.3). Čini se da su svi problemi, barem u principu, riješeni. Ali pojavljuje se nova poteškoća. Vrijednost probojnog napona za dielektrike je obično reda 10 6 V/cm, tj. isto, što je neophodno da bi se objasnile eksperimentalno posmatrane struje. Međutim, poznata je eksperimentalna činjenica da se pri malim veličinama povećava specifična mehanička čvrstoća materijala. Na primjer, za lomljenje tankih žica potrebna je mnogo veća sila po jedinici površine nego za lomljenje šipke velikog promjera. Očigledno je to zbog odsustva u prvom slučaju velikih defekata, koji su karakteristični za masivne čvrste tvari. Isto se može primijeniti i na električnu snagu.
Dakle, može se pretpostaviti da je pri niskim temperaturama u MIM sistemima glavni razlog za pojavu elektrona u dielektričnom sloju emisija polja iz metalne podloge.
U području visokih temperatura, naprotiv, uočava se jaka temperaturna zavisnost, dok veličina polja ima mali uticaj. Ovo ukazuje na važnost termoionskog mehanizma, koji postaje rasprostranjen na povišenim temperaturama. Neko povećanje struje sa povećanjem F može se objasniti utjecajem Schottkyjevog efekta na visinu barijere na granici supstrat-dielektrični sloj. Prisustvo sila zrcalne slike dovodi do snižavanja barijere između baze i dielektričnog filma.
Kao što se i očekivalo, debljina gornje elektrode ima snažan uticaj na emisionu struju. Postoji snažna, eksponencijalna, zavisnost: 
, Gdje d je debljina filma, a je vrijednost koja ovisi o svojstvima metalnog filma.
Slika emisije elektrona iz MDM sistema je prilično jednostavna, što se ne može reći za praktičnu implementaciju, koja zahtijeva visoku kulturu filmske produkcije. Posebno je važan zahtjev homogenosti dielektričnih filmova. Moraju imati istu debljinu, prisustvo pora je potpuno isključeno.
Do danas je proučavan veliki broj različitih sistema. Nije primjenjivo na materijal osnovne elektrode posebne zahtjeve. Dovoljno je da površina ima dobro uređenu strukturu, a podloga visoku električnu provodljivost.
Dielektrični filmovi se često formiraju oksidacijom površinskog sloja osnovne elektrode. U tim slučajevima se koriste aluminijum, berilijum, tantal, niobijum. Najeksperimentalnije su proučavani sistemi u kojima su korišteni filmovi. Al 2 O 3 , SiO 2 , SiO, MgO, BeO, BN i drugi, koji imaju širok pojas i sposobni da izdrže visoka električna polja bez sloma. Filmovi su korišteni kao tanka vanjska elektroda. Au, Pt, Al, Be, Ag itd. Slika 3.5.4 prikazuje rezultate dobijene za sistem Al/Al 2 O 3 /Au. Već pri niskim naponima, reda veličine od nekoliko volti, moguće je dobiti struje dovoljne za praktična upotreba količine.
Važna veličina za MDM katode je efikasnost g0, koji se može definirati kao omjer emisione struje ( i em) na potrošenu struju koja teče kroz dielektrični sloj ( i d/e). g0 može uvelike varirati, od 10 -2 prije 10 -7 . To uvelike ovisi o kvaliteti filma, njegovoj debljini i radnoj funkciji gornjeg metalnog sloja. Posebno u slučaju sistema Be-BeO-Au dobijena vrednost g 0 = 10 -3 (j em = 0,2 A / cm 2 at j d / e \u003d 200 A / cm 2).
Konkretno, u slučaju sistema koji se sastoji od sloja silikona debljine 5 µm na aluminijumskoj podlozi, na kojoj se dobija tanak sloj ( 400 nm) obložen oksidom pt, dobijena vrednost g 0 = 0,28 (j em = 1,4 mA / cm 2 at j d / e \u003d 3,6 mA / cm 2). .
Efikasnost katoda karakteriše odnos gustine emisione struje j V mA na potrebnu snagu W V uto
Nedavno su se aktivno proučavali još jednostavniji sistemi, koji se sastoje od tankog dielektričnog sloja nanesenog na metalnu podlogu, koji se koristi kao vrh (slika 3.5.5), koji već nalaze praktičnu primenu. Eksterno električno polje prodire u dielektrični sloj, a elektroni koji tuneliraju iz metala kroz barijeru na sučelju su ubrzani ovim poljem. U slučaju male barijere na granici sa vakuumom, oni su u mogućnosti da napuste sistem. Sa odgovarajućim izborom dielektrika (nizak afinitet, lokacija Fermijevog nivoa blizu dna vodljivog pojasa, itd.), intenzivna emisija se može postići već pri relativno niskim naponima. Kao primjer, na slici 3.5.6 prikazane su strujno-naponske karakteristike dobijene za sistem dijamant/silicijum pri različitim debljinama dielektričnog sloja. Kada tanki slojevi značajna emisiona struja se odvija već pri naponima od nekoliko stotina volti.
Drugi sistem koji koristi visoko električno polje za proizvodnju elektronske emisije je raspršeni film. Tanak metalni film se nanosi na dielektričnu podlogu. 
ostrvska struktura (slika 3.5.7). Kada se primeni razlika potencijala, zajedno sa strujom koja teče duž filma, dolazi i do emisije elektrona. Slika 3.5.8 prikazuje sliku dispergovanog zlatnog filma dobijenog u elektronski mikroskop, kao i zavisnosti struje koja teče duž filma I, i emisione struje I e od stresa duž filma. Prisustvo praznina između ostrva dovodi do neomskog karaktera provodljivosti filma. Mehanizam provođenja je složen, ali je očito da glavnu ulogu igraju emisioni procesi, uslijed kojih dolazi do prijelaza elektrona s jednog otoka na drugo. Glavne koje se razmatraju su termionska emisija, pojačana smanjenjem barijere zbog male praznine između ostrva, polje emisija i prelaz kroz podlogu. Visoka vrijednost napona nastaje zbog činjenice da je cijeli pad napona koncentrisan u prazninama između metalnih ostrva. Prilikom prolaska od ostrva do ostrva, elektroni dobijaju veliku kinetičku energiju, ali njihov zamah je usmeren duž filma. Ali, u budućnosti, pri kretanju duž ostrva dolazi do raspršivanja, usled čega, uz male promene u energiji elektrona, može doći do jake promene smera kretanja. Oni koji se kreću prema spoljnoj strani ostrva su u stanju da savladaju barijeru na granici pomoću vakuuma. Upotreba takvih emitera ograničena je nedostatkom tehnologije koja omogućava stvaranje filmskih sistema koji su ponovljivi u obliku, veličini i lokaciji.
Takođe se mogu stvoriti uslovi neophodni za zagrevanje elektronskog gasa pn- tranzicija. Slika 3.5.9 prikazuje energetsku šemu za ovaj slučaj. Ako se na spoj dovede napon u smjeru blokiranja, tada će energija dna vodljivog pojasa u R- područja mogu biti više energije nivo vakuuma (sl.3.5.9. b). Dakle, elektroni se kreću od str- Za n- tipa i ne gube velike porcije energije pri prolasku kroz gornji sloj, imaju sposobnost da idu u vakuum.
Izuzetno je važna debljina gornjeg sloja i širina površine pn- tranzicija. Trebalo bi da budu što tanje kako bi se osigurala dovoljna efikasnost.
Slika 3.5.10 prikazuje zavisnost emisione struje od napona preko rp-spoj formiran na bazi silicijuma. Već je nekoliko volti dovoljno da se dobiju struje reda desetina i stotina mikroampera. Koliko su važni procesi rasejanja u površinskom sloju može se suditi iz temperaturnih zavisnosti emisione struje prikazane na slici 3.5.11 za rp-
prelaz formiran u površinskom sloju SiC različitim metodama. Povećanje temperature dovodi do značajnog smanjenja emisione struje zbog povećanja rasejanja elektrona i fonona. Rasipanje elektrona akustičnim fononima dovodi do eksponencijalne temperaturne zavisnosti: 
(3.5.2)
gde je a koeficijent koji zavisi od svojstava poluprovodnika. Kako napon raste, struja kroz diodu raste. I, a emisiona struja se još više povećava I E. Kao što se vidi iz slike, petostruko povećanje I uzrokuje povećanje emisione struje za 2-3 reda veličine.
Emisija elektrona je moguća i kada rp- prelaz se nalazi okomito na površinu (Sl.3.5.12). Kao iu slučaju raspršenih filmova, barijeru na površini će prevladati oni visokoenergetski elektroni koji nakon raspršenja primaju impuls usmjeren duž normale na površinu.
prepreka širokoj praktična primjena rp-spojevi kao emiteri su strogi zahtjevi za održavanje svojstava na površini. Prisutnost površinskih stanja i 
adsorpcija čestica može se radikalno promijeniti elektronska struktura. To, zauzvrat, odmah utiče na efikasnost emitera. Osim toga, kvalitet je bitan rp- tranzicija. Trebao bi biti dovoljno oštar. U suprotnom, termolizacija elektrona će se dogoditi prije nego što steknu potrebnu kinetičku energiju.
Godine 1936 Malter otkrio fenomen tzv Multer efekat i koji mehanizam je blizak procesima o kojima smo gore govorili. On je istraživao sekundarnu elektronsku emisiju iz oksidiranog aluminija i otkrio jasno anomalno ponašanje emisione struje. Kasnije su slični rezultati dobijeni i za druge dielektrične slojeve, kao što su kvarc, liskun, B 2 O 3, KCl, MgO i dr. Dalja istraživanja su pokazala da za dobijanje emisije elektrona iz metal-dielektričnog sistema apsolutno nije potrebno zračenje primarnim elektronima. Uloga ovih elektrona je samo stvaranje i održavanje pozitivnog naboja na površini dielektričnog filma, koji nastaje kao rezultat ionizacije. To se može postići i na druge načine: na primjer, osvjetljavanjem površine ili zračenjem površine pozitivnim ionima, ili čak nanošenjem dielektričnog sloja na površinu. metalna mreža i dajući joj pozitivan potencijal.
Razlika između ove vrste emisije je, prije svega, u abnormalno velika
vrijednost sekundarne struje, koja u nekim slučajevima u 1000
puta veći od originala. Ovo je za redove veličine veće nego što se opaža u uobičajenom slučaju. Još jedna karakteristika je da se vrijednost emisije pokazala izuzetnom osetljiv na debljinu
oksidni sloj. Emisija elektrona dostiže svoju maksimalnu vrijednost na debljinama u intervalu 0,2...10 µm. Možda je najupečatljivija karakteristika inercija
. Struja elektrona raste s vremenom i tek nakon toga dostiže svoju stacionarnu vrijednost 0,1...150s(Sl.3.5.13) nakon početka bombardovanja primarnim česticama. Štaviše, veličina stacionarne struje je značajna zavisi od anodnog napona
. Nakon isključivanja primarnog snopa, emisija također ne nestaje odmah. Štaviše, vrijeme propadanja može doseći sate i dane. Slika 3.5.14 prikazuje promjenu struje nakon isključivanja primarnog elektronskog snopa. I nakon dva sata uočava se emisija elektrona, a trenutna vrijednost je nekoliko desetina uA.
Eksperimentalno je pokazano da su glavni procesi oni koji se odvijaju u dielektričnom filmu. Svojstva metala nisu bitna. Sve je to omogućilo da se dođe do zaključka da je glavna stvar prisutnost jakog električnog polja u filmu, dok način njegovog stvaranja ne igra ulogu.
Postoji nekoliko opcija za objašnjenje ovog fenomena, od kojih je najpoželjnija ona koja je predložena. Jacobson
. Iskoristio je činjenicu da je emisija elektrona oštro heterogena
duž površine. To nam je omogućilo da to pretpostavimo važnu ulogu igrati praznine i pore, koje se obično nalaze u dielektričnom filmu (slika 3.5.15 A). U neprekidnom dielektričnom filmu sa širokim pojasom, srednja slobodna putanja elektrona nije toliko velika da bi procesi pobuđivanja elektrona iz valentnog pojasa bili efikasni. Druga stvar je ako postoje praznine. Kada se kreću u njima, elektroni ne doživljavaju raspršivanje i mogu dobiti energiju, koja je dovoljna da formira čak i snop sekundarnih elektrona. Zauzvrat, ionizacija dovodi do pojave pozitivnih naboja, čija je neutralizacija brzim elektronima otežana. To dovodi do pojave jakog električnog polja, koje obezbjeđuje emisiju polja iz metalne podloge. Nakon završetka stimulativnog efekta, rekombinacija elektrona sa pozitivno nabijenim centrima se odvija sporo, što je povezano sa malom vjerovatnoćom ovog procesa pri velikoj brzini elektrona. Ovo osigurava značajne emisione struje za dugo vremena.
vrijeme nakon završetka stimulusa. Ali, možda je poželjnija opcija da pretpostavlja prisustvo kroz pore (slika 3.5.15.b), budući da je u ovom slučaju moguć prolaz elektrona zaobilazeći kretanje kroz dielektrične kristale.
Eksplozivna emisija
U statičkom načinu rada, iz vrha se mogu dobiti prilično velike struje. Kada se koriste katode od vatrostalnih metala, kao što su volfram, molibden, niobij, moguće je dobiti stacionarne struje do nekoliko desetina uA,što odgovara gustoći struje reda 10 4 A / cm 2 ( u nekim slučajevima, sa posebnim oblikom vrhova, do 10 7 A / cm 2).
U ovom slučaju, svojstva katode poljske emisije ostaju nepromijenjena. Međutim, ako prijeđemo preko neke vrijednosti jačine električnog polja karakteristične za dati materijal, počinju promjene, i to često nepovratne. Proučavanje ovakvih procesa je od velikog interesa i sa teorijske i sa praktične tačke gledišta. Potonje je povezano ne samo s korištenjem poljske katode u takvim ograničavajućim režimima za dobivanje snažnih impulsnih elektronskih snopova, već i u vezi s problemom proboja. Može se pretpostaviti da je poljska emisija iz mikroizbočina pokretački mehanizam za njen razvoj u makroskopskim sistemima.
Studije pri visokim gustinama ekstrahovane struje prikladno se izvode u impulsnom režimu: primenjuje se pravougaoni impuls napona i snima se odgovarajući oscilogram emisione struje. ja(t). Slika 3.6.1 prikazuje niz valnih oblika struje dobijenih kako napon raste. Emisije na početku i na kraju impulsa nastaju zbog prijelaza u mjernom krugu.
Pri niskim naponima, oblik ja(t) ponavlja ovisnost napona o vremenu ( A). Štaviše, trenutno vrijeme porasta je manje 10 -11 s i, očigledno, ograničen je samo tehničkim mogućnostima opreme koja se koristi. To znači da je proces poljske emisije praktično bez inercije. Sa povećanjem amplitude napona, počevši od određene vrijednosti, uočava se povećanje emisione struje polja, čiji stepen zavisi od amplitude V i trajanje pulsa (krive b-d). Povećanje struje u relativno malim granicama može se objasniti zagrijavanjem vrha zbog struje koja teče. Konačno, na vrlo visokim poljima, vrh eksplodira. Istovremeno, na trenutnom oscilogramu (slika 3.6.1, kriva d) može se razlikovati nekoliko karakterističnih područja, shematski prikazanih na slici 3.6.2. U fazi I dolazi do relativno spore promjene struje. To je, počevši od određenog trenutka - t nazad- zamjenjuje se naglim udarom struje (II). Na kraju impulsa, trenutna vrijednost je dva do tri reda veličine veća od trenutne vrijednosti u sekciji I. U sljedećoj fazi (III) ponovo se uočava spor rast ja, zamijenjen novim porastom struje (IV). Vrijeme prijelaza u drugu fazu povezano je sa gustinom struje koja teče. Eksperimentalno je pokazano da je sljedeća relacija tačna u širokom rasponu struja:
j 2 t magarca \u003d 4 × 10 9 A 2 × s / cm 4(3.6.1)
U drugoj fazi, vrh eksplodira, što dovodi do kvara i pojave lučnog pražnjenja. U isto vrijeme, svjetleća baklja se pojavljuje blizu vrha, katodni plamen (Sl.3.6.3), koja se potom pomiče na anodu.
Mehanizam pojave emisione struje i karakteristike njene promjene (prisustvo vremena kašnjenja, pojava svjetlosnog zračenja itd.) omogućavaju razlikovanje ove vrste emisije u posebnu, različitu od AEE - eksplozivna emisija elektrona .
Koji je mehanizam eksplozivne emisije? Može se misliti da se pri velikim gustoćama struje emisije polja pojedini dijelovi vrha zagrijavaju do te mjere da materijal katode isparava (slika 3.6.4). Kao rezultat 
formira se oblak pare čiji su atomi jonizovani 
zbog, prvo, jonizacije u jakom električnom polju, i, drugo, zbog raspršenja elektrona energetskog polja njima. Nastaje plazma koja se sastoji od elektrona i pozitivnih jona. I nije neutralno. Elektroni imaju mnogo veću brzinu od jona zbog svoje male mase. Oni su ispred jona. Osim toga, postoji jako vanjsko električno polje koje usisava elektrone iz plazme. Tako se u blizini površine stvara nekompenzirano pozitivno naelektrisanje, što zauzvrat pojačava polje emisije polja blizu površine katode u cijelom području gdje postoji gusta plazma i, posljedično, dodatno povećava emisionu struju. Budući da je površina koju zauzima ova plazma veća od veličine prvobitne površine, to dovodi do zagrijavanja susjednih područja, topljenja i stvaranja novih mikrotačaka na njima zbog ponderomotornih sila koje djeluju iz vanjskog polja i plazme, te njihove naknadne eksplozije ( Slika 3.6.5). Kao rezultat, plazma pokriva značajan dio površine. Nakon toga, plazma se širi preko cijelog razmaka između katode i anode.
Eksperimentalni rezultati pokazuju da se glavni dio elektrona uključenih u emisiju eksploziva emituje sa katode, a ne nastaje kao rezultat jonizacije isparenih čestica. To je pokazano mjerenjem materijala koji se prenosi sa katode na anodu. Procjene su pokazale da jedan preneseni atom računa 100 ili više elektrona. Mala količina prenesene mase omogućava da se tačke koriste više puta. U ovom slučaju moguće je dobiti kolosalne struje koje se ne mogu postići drugim metodama. U trajanju pulsa ~ 100 ns možete dobiti trenutnu narudžbu 100 kA.
U tom slučaju dolazi do nepovratnih promjena na površini katode. Kao primjer, slika 3.6.6 prikazuje elektronsko mikroskopske slike površine čelične tačke, dobijene prije i nakon naponskog impulsa amplitude 400 kV. Jasno se vidi da se na početno manje-više ravnoj površini pojavljuju velike izbočine i udubljenja. To ukazuje na topljenje površine i stvaranje izbočina pod djelovanjem ponderomotornih sila.
Razmotrimo fizičke osnove emisione elektronike, tj. fenomeni emisije (emisije) elektrona i jona koji se javljaju na granici čvrstog tijela sa vakuumom ili plinom kada su izloženi konstantnom ili visokofrekventnom električnom polju, svjetlosnom zračenju, bombardiranju elektrona ili jona, termičkom zagrijavanju, mehaničkoj obradi itd. .
Spontana (spontana) emisija elektrona iz čvrste tvari spriječena je prisustvom potencijalnog praga U0 na granici, što je posljedica sila interakcije između elektrona emitiranih iz tvari na udaljenosti većim od atomskih dimenzija i preostalog nekompenziranog pozitivnog naboja rešetkastih jona (slika 1).
Maksimalno moguće kinetička energija provodljivost elektrona u metalu na temperaturi apsolutne nule je E F (Fermijeva energija). Za izvlačenje jednog elektrona sa nivoa E F izvan emitera potrebna je dodatna energija eφ=U 0 –E F, jednaka radnoj funkciji elektrona iz datog metala.
Spontano, ili polje emisija, moguće je samo ako se potencijalni prag transformiše u potencijalnu barijeru kroz koju elektroni mogu „procuriti“, „tunelirati“ zbog čisto kvantno mehaničkog efekta, sličnog efektu tuneliranja prilikom spontane emisije alfa čestica iz radioaktivnih jezgara. Izraz "emisija polja" znači da do oslobađanja elektrona iz čvrstog tijela dolazi spontano, tj. nije povezana s dodatnom potrošnjom energije. Elektroni koji "iscure" izvan barijere dobijaju energiju iz električnog polja E samo u vakuumskom zazoru emiter-anoda.
Što je veća jačina vanjskog električnog polja E, što je strmija sa promjenom udaljenosti x od površine potencijalna energija elektrona U(x)=–e E x u ovom polju, potencijalna barijera je uža, a samim tim i veća gustina struje emisije polja j A , koja zavisi od kvantnomehaničkog koeficijenta transparentnosti barijere (videti §3.7). Eksterno električno polje ne samo da dovodi do transformacije potencijalnog praga u barijeru, već i smanjuje visinu barijere ( Schottky efekat), što takođe doprinosi rastu struje emisije polja (vidi §9.7). Zavisnost j A ( e) je eksponencijalna: j A ~exp[–S/ E], gdje je C konstanta određena radom rada elektrona iz emitera.
Prema proračunima, za pojavu značajnih emisionih struja polja potrebne su jačine polja E~10 8 ¸10 9 V/m.
Električno polje u blizini površine čvrste tvari može se formirati ne samo zbog vanjske potencijalne razlike koja ubrzava elektrone između katode i anode, već i zbog polja pozitivnih iona smještenih blizu površine katode. Takav sloj iona može se pojaviti na katodi, na primjer, zbog isparavanja dijela tvari katode poljske emisije kada se ona zagrije samom emisionom strujom polja. Naknadna jonizacija isparenih atoma dovodi do stvaranja sloja guste neravnotežne plazme u plinskom pražnjenju u blizini površine katode. Jako električno polje u graničnom području emiter–plazma je lokalizirano unutar takozvanog Debyeovog radijusa, koji ovisi o koncentraciji u plazmi. Pojava ovog polja uzrokuje dodatno povećanje emisije polja. Ovaj proces prelaska sa obične autoelektronske emisije na anomalno visoke gustine emisione struje ima oštar, eksplozivan karakter i po pravilu se završava vakuumskim slomom (lukom). Faza emisije elektrona polja iz metala ili poluprovodnika u intervalu između kraja emisije normalnog polja i početka vakuumskog luka naziva se eksplozivna emisija.
U slučaju poluprovodnika, električno polje može prodrijeti duboko u emiter. Ovo uzrokuje, prvo, promjenu prirode strukture pojasa u području blizu površine (savijanje trake) i, drugo, zagrijavanje elektronskog plina u vodljivoj zoni poluvodiča zbog činjenice da elektroni, uzimajući energiju iz polje duž srednjeg slobodnog puta, tada doživljavaju kvazielastično rasejanje na vibracijama atoma rešetke (fonona). Kod takvog raspršenja smjer impulsa elektrona naglo se mijenja (raspršenje je u pravilu sferno simetrično), a energija elektrona se malo mijenja. Očigledno, u ovom slučaju će se povećati prosječna energija elektrona, tj. temperatura elektronskog gasa će se "otrgnuti" od temperature rešetke. Kao rezultat, može se posmatrati emisija "vrućih" elektrona sa hladne poluvodičke katode. Struja ove emisije će biti veća, što je manji afinitet emitera za elektron χ, jer samo oni elektroni mogu ući u vakuum čija energija E x =p x 2 /2m e, povezana sa komponentom impulsa normalnom na površina će biti veća od χ.
Posebna klasa emitera su poluvodičke katode, kod kojih se dno vodljivog pojasa u zapremini emitera nalazi iznad nivoa vakuuma. To su emiteri sa negativnim afinitetom prema elektronima, dobijeni, na primjer, taloženjem monomolekularnih slojeva atoma Cs ili molekula Cs 2 O na površinu poluprovodnika p-tipa (sa vrpcama savijenim prema dolje). .
Električno polje prodire u metale do dubine koja ne prelazi jedan ili dva atomska sloja (~10 -10 m). U normalnim uslovima u metalima, zbog visoke koncentracije elektrona, nemoguće je povećati temperaturu elektronskog gasa usled energije električnog polja. Međutim, moguće je stvoriti poseban emiter pokrivanjem dielektrične podloge tankim metalnim filmom sa strukturom "otoka". Dimenzije metalnih "otočića" ne bi trebale prelaziti ~10 nm, tj. mora biti manji od srednjeg slobodnog puta elektrona u metalu. U takvim filmovima, koji se nazivaju dispergirani metalni filmovi, električno polje se stvara primjenom napona između čvrstih metalnih kontakata posebno nanesenih na film.
U frekvencijskom opsegu elektromagnetnog polja koji odgovara opsegu svjetlosti (ν~10 15 -10 16 Hz), energija jednog kvanta hν može biti veća od rada rada elektrona iz metala eφ. Fenomen emisije elektrona čvrstih tijela pod utjecajem energije svjetlosnih kvanta naziva se vanjski fotoelektrični efekat ili fotoelektronska emisija. U intrinzičnim poluvodičima i dielektricima, fotoelektronska emisija se opaža samo ako je hν 0 ≥ΔE g +χ, gdje je ΔE g pojas. Osim izbacivanja elektrona iz valentnog pojasa, moguća je emisija fotoelektrona sa nivoa donora, kao i iz površinskih stanja ispunjenih elektronima. Od posebnog interesa je emisija fotoelektrona iz sistema sa negativnim (ili blizu nule) elektronskim afinitetom χ, kada termalizovani elektroni mogu da pobegnu u vakuum.
Fenomen fotoelektronske emisije karakteriše broj emitovanih elektrona po jednom apsorbovanom fotonu. Ova vrijednost se zove kvantni prinos fotoelektričnog efekta i označeno sa Y. Za emitere sa negativnim afinitetom prema elektronima, kvantni prinos dostiže maksimalne moguće vrijednosti. Sa povećanjem jačine polja svjetlosnog vala (gustina fotona koji upadaju na emiter), vjerovatnoća istovremene apsorpcije dva ili više fotona od strane elektrona čvrstog tijela može biti vrlo uočljiva, što odgovara višefotonskom fotoelektričnom efektu. . Na dovoljno niskim frekvencijama, zbog niske energije jednog kvanta (na primjer, na mikrovalnoj hν~10 -5 -10 -6 eV), interakciju elektromagnetnog vala sa elektronima čvrstog tijela treba posmatrati čisto klasično, tj. Kako kontinuirani proces ubrzanje elektrona u polju mikrotalasnog talasa. Ovako je opisan proces emisije "vrućih" elektrona na mikrovalnu iz poluvodiča i "otočnih" filmova.
Bombardiranjem čvrstog tijela elektronima sa energijom E P >eφ (u metalima) ili E r ≥ΔE g (u dielektricima i poluprovodnicima), može se uočiti emisija sekundarnih elektrona, tj. izbacivanje elektrona iz čvrstog tijela zbog prijenosa energije na njih od primarnih elektrona koji upadaju na supstancu.
Fenomen emisije elektrona od strane čvrstih tela kada ih bombarduje snop primarnih elektrona naziva se sekundarna elektronska emisija. Omjer broja sekundarnih elektrona koje emituje meta u određenom vremenskom intervalu i broja primarnih elektrona koji su pali na metu u istom intervalu naziva se koeficijent sekundarne emisije elektrona i označeno sa σ. Vrijednost σ u suštini ovisi o energiji E P primarnih elektrona. Sekundarni elektroni se mogu emitovati i sa prednje strane mete, bombardovane primarnim elektronskim snopom, i sa njene stražnje strane, ako je cilj probijen primarnim snopom. Očigledno, ovo drugo je moguće samo za tanke filmove. U prvom slučaju se govori o sekundarnoj emisiji elektrona za refleksiju, u drugom slučaju o sekundarnoj emisiji elektrona za probijanje. Koeficijent sekundarne emisije elektrona po udarcu je označen sa Σ. Zavisnost Σ (ER) može se značajno razlikovati za isti emiter od zavisnosti σ(Er). To je prije svega zbog činjenice da je do vrijednosti E R, počevši od kojih primarni elektroni pucaju kroz metu, vrijednost Σ jednaka nuli (ili zanemarljiva).
Kada se čvrsta materija zagreje, amplitude vibracija atoma kristalne rešetke se povećavaju (na kvantnom jeziku, to odgovara povećanju gustine fonona). Prijenos energije sa fonona na elektronski plin dovodi do proširenja energetskog spektra elektrona. Kako temperatura raste, sve veći broj elektrona dobija energiju dovoljnu da savlada radnu funkciju na granici čvrstog tijela s vakuumom. Fenomen emisije elektrona u vakuum od strane zagrijanog tijela naziva se termoionsku emisiju. U poluvodičima na temperaturi blizu apsolutne nule nema elektrona u pojasu provodljivosti. Zagrijavanje tijela u ovom slučaju uzrokuje bacanje elektrona u provodni pojas sa nivoa donora i iz valentnog pojasa. U interakciji sa fononima, elektroni se termoliziraju, njihov spektar poprima maksvelovski karakter. Gustina struje termionske emisije j T određuje se iz Richardson-Dashman formule: j T =(1–
2.2. Emisija polja iz metala.
Elektroni sa određenom vjerovatnoćom prolaze kroz potencijalnu barijeru zbog tunelskog efekta. Potencijalni korak na sučelju metal–vakum pretvara se u potencijalnu barijeru zbog primjene visokog napona između katode i anode, a visina i širina barijere zavise od vrijednosti ovog napona. Teoriju emisije polja prvi su razvili R. Fowler i L. Nordheim (1928–1929).
Prema ovoj teoriji, osnovna formula za gustinu struje emisije polja je:
, (10.10)
gdje je J(ξ)=θ(ξ)-(2ξ/3)(dθ(ξ)/dξ), θ(ξ) je Nordheimova funkcija, koja se uvodi kako bi se uzelo u obzir smanjenje visine potencijalne barijere prema Δ(eφ), argument funkcije θ(ξ) je bezdimenzionalna veličina , što je omjer smanjenja radne funkcije zbog Schottkyjevog efekta prema radnoj funkciji elektrona sa datom energijom Ε x .
Funkcija θ(ξ) je tabelarno prikazana i može se predstaviti kao graf prikazan na sl. 10.3. Približni izraz za funkciju θ(ξ) je blizak paraboli: θ(ξ)≈0,955–1,03ξ 2 . Vrijedi za one vrijednosti argumenta, gdje se ξ primjetno razlikuje i od nule i od jedinice. Dakle, u intervalu 0,35≤ξ≤0,69, funkcija θ(ξ) je određena iz ovog izraza sa greškom manjom od 1%.
Izražavajući eφ u elektron voltima, i jačinu električnog polja u V / cm, dobijamo gustinu struje emisije polja u A / cm 2:
U praktičnim proračunima zgodno je koristiti sljedeću formulu za gustinu struje emisije polja:
. (10.12)
Pri E=6·10 7 V/cm i eφ=4,5 eV gustina struje j A može dostići 10 7 A/cm 2 .
Za poređenje sa eksperimentalnim podacima, formula (10.11) se obično predstavlja kao ln(j A / E 2)=f(1/ E). U takvim koordinatama, ovisnost emisije polja o jakosti električnog polja je prava linija, uprkos činjenici da je u eksponentu od E također ovisi o Nordheim funkciji, koja se snažno mijenja s promjenom E. Međutim, prisustvo funkcije θ(ξ) u eksponentu ne utiče značajno na tok razmatrane zavisnosti, jer se ova funkcija neznatno menja u okviru eksperimentalno korišćenih vrednosti jačine polja. Odstupanje zavisnosti ln(j A / E 2)=f(1/ E) od linearnog u oblasti veoma velikih jačina električnog polja objašnjava se uticajem prostornog naboja emitovanih autoelektrona (slika 10.4). Gusti negativni prostorni naboj smanjuje jačinu polja u blizini površine emitera i stoga uzrokuje slabiju ovisnost struje o primijenjenoj potencijalnoj razlici V. Ovisnost emisione struje polja o radnoj funkciji eφ, koja slijedi iz Fowler-ove Nordhajmova teorija se takođe slaže sa eksperimentalnim podacima. Ova zavisnost je uglavnom određena faktorom φ 3/2 u eksponentu.
Gore navedene formule Fowler-Nordheimove teorije odgovaraju slučaju T = 0 K. Kako temperatura raste, širi se spektar elektrona u metalu, što dovodi do temperaturne ovisnosti struje emisije polja zbog veće vjerovatnoće pojave elektrona. termički pobuđen do nivoa iznad Fermijevog nivoa koji prolazi kroz potencijalnu barijeru. E. Murphy i R. Good dobili su sljedeći izraz za gustinu struje emisije polja, uzimajući u obzir temperaturu emitera:
j A (T)=j A (0)πy/sinπy. (10.13)
Za mali T, proširujući sinπy u niz, dobijamo
jA(T)≈j(0). (10.14)
Za J(ξ)=J(0.5)=1.044 imamo , gdje je eφ izražen u eV, E- u V / cm, i T - u K. Zamjenom vrijednosti u (10.14), dobijamo
j A (T)/j A (0)≈1+1,40 10 8 (eφ/ E 2)T2 (10.15)
Dakle, u prvoj aproksimaciji, promjena struje emisije polja s temperaturom slijedi kvadratni zakon. Formula (10.15) određuje j A (T) sa tačnošću od najmanje 10% do j A (T)/j A (0)=1,6 i 1% do A (T)/j A (0)=1 , 18. Proračun prema ovoj formuli, na primjer, pri temperaturi tečnog azota (77 K) pokazuje da odnos j A (77)/j A (0) ne prelazi 1,01. Na sobnoj temperaturi, dodatak j A (0) ne prelazi 10% (za eφ≥3 eV i j A ≥10 3 A/cm 2).
U području visoke temperature Stvarnoj emisionoj struji polja zbog tunelskog mehanizma dodaje se termoelektronska emisiona struja zbog elektrona sa energijom dovoljnom da savlada potencijalnu barijeru smanjenu zbog Schottky efekta. Radi jasnoće, na sl. 10.5 energetski spektar elektrona u metalu podijeljen je u četiri regije: A, B, C i D. Elektroni grupe A mogu se emitovati kao elektroni polja na bilo kojoj temperaturi, uključujući T = 0 K. Elektroni grupe B sudjeluju u emisiji polja pri T> 0 K (mogu se nazvati termoautoelektronima). Oslobađanje elektrona grupe B u vakuum odgovara povećanju termoionske struje zbog Schottky efekta. Konačno, elektroni G grupe izlaze u vakuum zbog mehanizma termoionske emisije čak i pri E≈0.
Analiza energija elektrona koji su napustili katodu polja može se provesti korištenjem energetskih analizatora s poljem odlaganja ili s otklonom elektrona u električnom ili magnetskom polju (vidi Poglavlje 2). U ovom slučaju, autoelektroni se preliminarno ubrzavaju određenom razlikom potencijala u razmaku između emitera i obližnje elektrode (na primjer, mreže), a zatim se šalju u sistem za analizu. Mjerenja pokazuju da pri niskim temperaturama raspodjela energije autoelektrona ima oblik krive sa maksimalnom poluširinom ΔE ½ od nekoliko desetina elektron volta (obično ΔE ½ ~ 0,15–0,20 eV), tj. većina elektrona zapravo tunelira u vakuum sa nivoa blizu Fermijevog nivoa. Ovi eksperimentalni podaci su u dobroj saglasnosti sa teorijskim idejama o mehanizmu poljske emisije sa čistih metalnih površina.
Teorija emisije polja koja se ovdje razmatra zasniva se na korištenju formula za transparentnost barijere dobivene rješavanjem jednodimenzionalne Schrödingerove jednačine. Ova aproksimacija vrijedi ako: 1) površina emitera je idealna homogena ravan; 2) primjenjiv je model slobodnih elektrona za koji je Fermijeva površina u impulsnom prostoru sfera. Pravi emiteri imaju stepenastu strukturu sa visinama koraka od jedne ili više međuatomskih udaljenosti, a izoenergetske Fermijeve površine za većinu metala imaju složena struktura, što se bitno razlikuje od sfere. Osim toga, emiter s adsorbiranim submonoslojnim filmom, čiji atomi imaju tendenciju da se akumuliraju u "otoke", ima neujednačenu radnu funkciju eφ, što uzrokuje pojavu takozvanog spot polja blizu površine. Uzimanje u obzir prva dva faktora dovodi do nekih poboljšanja teorije autoelektronske emisije iz metala. Posebno se ova preciziranja tiču spektra elektrona polja i temperaturne zavisnosti struje emisije polja, ali nisu toliko značajna da o njima treba raspravljati.
Mjerenja emisije polja vrše se ili u uređajima cilindrične simetrije, gdje je emiter vrlo tanka metalna žica, a anoda je cilindar koji ga okružuje, ili u uređajima gdje emiter ima oblik tačke sa polumjerom zakrivljenosti reda od 0,01-1 µm. U potonjem slučaju, jakost polja na površini katode vrlo slabo ovisi o geometriji anode. Prilikom izračunavanja vrijednosti E vrh se obično aproksimira kao paraboloid, hiperboloid, konus sa sfernim krajem, itd.
Kada se jednoatomni sloj drugog metala nanese na površinu metalnog emitera, priroda potencijalne barijere se ne mijenja, međutim, ako je površina metala prekrivena filmom od nemetalnog materijala, tada se oblik površine barijera se može značajno promijeniti. U potonjem slučaju, autoelektroni moraju tunelirati kroz adsorbirani atom, koji je potencijalna bušotina sa skupom intrinzičnih diskretnih nivoa. To bi trebalo dovesti do promjene energetskog spektra emisije polja, posebno do pojave rezonantnih pikova u njemu, što odgovara povećanju vjerovatnoće oslobađanja onih elektrona metalne podloge čije se energije poklapaju sa energijama slobodnih nivoa u atomskoj potencijalnoj bušotini. Na primjer, tokom adsorpcije Cs na W, dobijen je autoelektronski spektar poluširine od 0,05 eV.
Budući da se pravi emiteri vrhova razlikuju po obliku od gore navedenih idealiziranih modela, to neizbježno uzrokuje grešku u izračunatoj jačini polja, koja može doseći 10-30%. Osim toga, treba uzeti u obzir da stvarna površina emitera može imati mikroizbočine sa povećanom jačinom polja. Kada se koriste monokristalni emiteri, lokalne vrijednosti jačine polja ovise o fasetiranju monokristala.
Postavljanjem vrha emitera E i prstenaste anode A pored njega u središte staklene posude B, na čiju unutrašnju provodnu površinu je taložen sloj fosfora L, na luminiscentnom ekranu se mogu posmatrati obrasci emisione struje polja. raspodjela po površini vrha, zbog razne poslove izlaz lica monokristala eφ, kao i razlika u lokalnim jačinama električnog polja u blizini površine različitih strana (slika 10.6). Uvećanje takvog elektronskog projektora, čija ideja pripada E. Mülleru, određeno je omjerom R/r, gdje je R udaljenost između emitera i ekrana, a r polumjer vrha. Na primjer, pri r=0,1 μm i R=10 cm povećanje dostiže 10 6 . S tim u vezi, elektronski projektori se koriste za emitovanje pojava koje se javljaju prilikom adsorpcije filmova različitih supstanci na površini emitera. Rezolucija takvog uređaja, koja je još uvijek nedovoljna za posmatranje pojedinačnih atoma, omogućava da se na ekranu vide atomski kompleksi poprečnih dimenzija ~100 nm, kao i mjerenje struja emisije polja sa pojedinačnih strana monokristala. tip. Jačina sjaja ekrana u određenoj tački je veća za dati V, što je veća emisivnost elementarnog preseka vrha, koji se projektuje na dato mesto na ekranu.
Godine 1951. E. Müller je predložio ionski projektor koji ima rezoluciju reda nekoliko angstroma i stoga omogućava promatranje pojedinačnih atoma i molekula na površini emitera. Rad ionskog projektora zasniva se na fenomenu površinske ionizacije atoma, a njegova veća rezolucija u odnosu na elektronski projektor određena je činjenicom da je de Broglieova talasna dužina za jone mnogo kraća nego za elektrone koji se kreću istom brzinom.
Metalne autokatode se koriste u brojnim elektrovakuumskim uređajima (katode u elektronskim topovima, "startne" katode u mikrotalasnim uređajima itd.).
Prednosti ovakvih katoda su: 1) odsustvo zagrevanja, a time i inercije; 2) veoma velike gustine struje; 3) mala veličina katode, što omogućava stvaranje praktično tačkastih izvora elektrona; 4) mala rasprostranjenost energije; 5) velika strmina strujno-naponske karakteristike.
Glavni nedostatak je nestabilnost emisione struje polja zbog adsorpcije zaostalih gasova u nedovoljno dobrim vakuumskim uslovima i katodnog raspršivanja materije emitera. Ovi faktori uzrokuju, s jedne strane, promjenu radne funkcije katode, as druge strane promjenu njenog mikroreljefa. Osim toga, u jakim poljima i na temperaturi dovoljno visokoj za dati materijal katode, uočava se primjetna migracija atoma same tvari preko površine katode, što dovodi do preuređivanja njene mikrogeometrije, što mijenja jačinu polja u blizini emitera. površine. Prijelaz na ultravisoki vakuum, korištenje materijala koji su otporniji na ionsko bombardiranje, smanjenje ionskog fluksa do katode pomoću posebnih elektronsko-optičkih uređaja - sve to omogućava postizanje prilično stabilnog rada katode poljske emisije.
Formula za graničnu gustinu struje j Am poljske emisije iz metala ima oblik
(10.16)
gdje je j Am granična gustina struje emisije polja, A/cm 2 ;
E F \u003d r F 2 /2m e je energija elektrona na Fermijevom nivou, eV.
Pošto je energija E F reda veličine nekoliko elektron volti, granična gustina struje emisije polja može biti veća od 10 10 A/cm 2 . Ovako velika gustina struje je u principu moguća zbog činjenice da je koncentracija elektrona u vodljivoj zoni metala 10 22 –10 23 cm -3. Glavni razlog ograničavanja gustine struje emisije polja je termičko uništavanje emitera sopstvenom strujom. Vrijednost j Am u praksi zavisi od trajanja impulsa anodnog napona i leži u granicama 10 7 –10 9 A/cm 2 .
2.3. Emisija polja iz poluprovodnika.
Za razliku od metala, poluvodič je poljska katoda sa značajno ograničenom koncentracijom elektrona u vodljivom pojasu. Ovo određuje karakteristike autoelektronske emisije iz poluprovodnika: 1) granične gustine struje su mnogo niže nego u metalima; 2) nelinearne strujno-naponske karakteristike lgi A =f(1/V); 3) širi spektar emitovanih elektrona u odnosu na metale; 4) zavisnost oblika strujnog impulsa od amplitude i trajanja impulsa anodnog napona pri impulsnoj pobudi autoelektronske emisije (efekti relaksacije); 5) termička i fotoosjetljivost struje polja.
Eksterno električno polje prodire u poluvodič do udaljenosti određene Debyeovim radijusom ekraniranja, izraz za koji ima oblik r D =(ε r ε 0 kT/2e 2 n) ½ gdje je n koncentracija elektrona i dovodi do pojasa savijanje. Unutar ovog radijusa, zbog savijanja pojasa, koncentracija elektrona u provodnom pojasu i na donorskim nivoima raste. To, zauzvrat, uzrokuje pojavu blizu površinskog sloja negativnog prostornog naboja. Elektronski gas u vodljivom pojasu blizu površine poluprovodnika u slučaju jakog polja može postati degenerisan ako je, kao rezultat savijanja pojasa, dno vodljivog pojasa ispod Fermijevog nivoa (slika 10.7).
Proces tuneliranja elektrona iz sloja prostornog naboja kroz potencijalnu barijeru u vakuum se ne razlikuje od procesa poljske emisije iz metala. Međutim, za razliku od metala, elektroni iz valentnog pojasa također mogu sudjelovati u emisiji. Druga razlika je mogućnost "zasićenja" emisione struje sa povećanjem napona. Ovo se događa kada je brzina elektrona koji dolaze iz mase uzorka na površinu dovoljna samo da kompenzira elektrone emitirane iz blizu površinskog sloja prostornog naboja u vakuum.
U tom slučaju će se na strujno-naponskoj karakteristici pojaviti “plato” (slika 10.8), tj. dalje povećanje anodnog napona neće uzrokovati povećanje struje emisije polja sve dok se novi izvor elektrona ne "upali". Dakle dodatni izvor elektrona koji dolaze iz mase u područje blizu površine, može postati udarna jonizacija elektrona u valentnom pojasu i autojonizacija elektrona na donorskim nivoima. Ovi snažni efekti polja odgovorni su za područje brzog rasta struje emisije polja koje prethodi termičkom razaranju katode.
Eksperimentalno dobijeni V.A.H. za poluvodiče p-tipa i uzorci n-tipa visoke otpornosti su zaista nelinearni. Imaju tri karakteristična preseka u koordinatama lgi A =f(l/V): 1 - linearna, dobro opisana Fowler–Nordheim formulom; 2 - područje zasićenja; 3 - područje naglog povećanja struje povezanog s množenjem elektrona u volumenu emitera.
Fowler-Nordheim teorija emisije polja je u suštini "aproksimacija nulte struje". To znači da je emisiona struja samo mali dio ukupnog elektronskog fluksa koji upada na potencijalnu barijeru. Za metale ova aproksimacija vrijedi do područja vrlo jakih polja. U poluvodičima, razlika između toka elektrona drifta prema površini i difuzijskog fluksa sa površine može biti uporediva sa fluksom autoelektrona u vakuum.
Ograničena brzina protoka elektrona iz mase prema površini glavni je razlog za pojavu područja zasićenja u I.A.C. emisiona struja polja iz poluprovodnika ova dva tipa. U ovom slučaju se istovremeno uočava nekoliko međusobno povezanih procesa: 1) koncentracija elektrona u prizemnom sloju opada; 2) spoljašnje polje prodire dublje u emiter; 3) raste pad napona na zapreminskom otporu poluprovodnika; 4) promjena geometrije i veličine jačine polja u blizini površine emitera. Povećanje pada napona na uzorku dovodi, zauzvrat, do povećanja prosječne energije elektrona, tj. do zagrevanja elektronskog gasa. Ako je elektronski afinitet kristala nizak (χ≤0,5 eV), tada sa pojavom "vrućih" elektrona prozirnost potencijalne barijere može dostići granična vrijednost a struja emisije polja neće se povećati sve dok ne počne proces intenzivnog umnožavanja elektrona zbog udarne jonizacije. Za uzorke s visokim afinitetom prema elektronima (χ≥3 - 4 eV) i malim pojasom (ΔE g ≤1 eV), zagrijavanje elektronskog plina unutrašnjim poljem ne može dovesti do primjetne emisije "iznad barijere", budući da se funkcija raspodjele energije elektrona mijenja zbog procesa udarne ionizacije od strane "vrućih" elektrona valentnog pojasa nije razmazana u energetskom području E>ΔE g .
Povećanje koncentracije elektrona u volumenu poluvodiča visoke otpornosti, na primjer, zbog njegovog zračenja svjetlošću, uzrokuje povećanje struje emisije polja. U ovom slučaju, dodatak struji u regiji "visoravni" na V.A.Kh. proporcionalno osvetljenju I 0 . Spektralna zavisnost emisione struje polja i A (υ) se praktično poklapa sa spektralnom zavisnošću fotoprovodljivosti. Emisija polja iz poluprovodnika ozračenog svetlošću odgovara kombinovanom tipu emisije - fotoautoelektronska emisija.
Povećanje temperature katode obično dovodi do povećanja emisije zbog povećanja koncentracije elektrona u vodljivom pojasu. Samo za uzorke niske otpornosti (na primjer, silicijum za n-tip), kada postoji jaka degeneracija elektronskog plina, temperaturna ovisnost struje emisije polja je ili potpuno odsutna ili je uzrokovana promjenom efikasan rad izlaz iz poluprovodnika. U takvim slučajevima, osvjetljenje uzoraka ne mijenja ni veličinu emisione struje polja ni karakter CAC-a. Do degeneracije dolazi kada Fermi nivo padne unutar provodnog pojasa. Energetski jaz Δ S, (slika 10.7) između dna provodljivog pojasa i Fermijevog nivoa karakteriše stepen degeneracije elektronskog gasa u blizu površinskog sloja poluprovodničkog emitera.
U odsustvu degeneracije (slučaj slabog prodora polja), izraz za gustinu struje emisije polja iz poluprovodnika ima oblik
gdje je n ∞ koncentracija elektrona u volumenu; Δ cs je energetski jaz između položaja dna vodljivog pojasa u zapremini i na površini; ε r je relativna permitivnost poluprovodnika.
Ova formula uključuje masu slobodnog elektrona m e , iako je u rigoroznijem pristupu potrebno uzeti u obzir složenu strukturu traka i operisati efektivnom masom. Međutim, ispravke povezane s ovom nepreciznošću obično su male.
Proučavanje raspodjele energije elektrona polja koje emituju poluvodiči pokazuje da izvor emisije polja može biti ne samo provodni pojas, već i valentni pojas. Ako su uvjeti za emisiju iz oba pojasa približno isti, tada bi se autoelektronski spektar trebao sastojati od dva pika, među kojima je udaljenost jednaka pojasu ΔE g . U eksperimentima za silicijum n-tipa, zaista, dobijeni su spektri „dve grbe“ sa rastojanjem između maksimuma ΔE g = 1,1 eV (slika 10.10).
U slučaju p-tipa silicijuma, kada emisija polja dolazi samo iz valentnog pojasa, kriva raspodjele energije elektrona polja ima samo jedan maksimum, čija širina, kako slijedi iz teorije, raste s porastom anodnog napona. . Kada se elektroni emituju iz pojasa provodljivosti, širenje spektra sa povećanjem jačine polja E povezana sa emisijom "vrućih" elektrona. Poluširina spektra se također povećava s porastom temperature, budući da povećanje temperature dovodi do veće vjerovatnoće naseljenosti energetskih stanja koja leže iznad dna vodljivog pojasa (bez degeneracije) ili iznad Fermijevog nivoa (prisustvo degeneracija) elektronima. Širenje energetskog spektra autoelektrona se uočava samo kada V.A.C. od linearnog kursa, i postoji jasna veza između povećanja poluširine spektra i povećanja pada napona na emiteru. Kada širina spektra ΔΕ premaši širinu pojasa, primećuje se naglo povećanje struje emisije polja (područje 3 u CVC-u na slici 10.8), povezano sa udarnom jonizacijom.
Sam proces tuneliranja elektrona je praktički bez inercije, međutim, uspostavljanje ravnoteže difuzije-drifta sa protokom emisione struje polja u poluprovodniku karakterizira konačno vrijeme relaksacije. Stoga, u katodama poluvodičkog polja, postoje prolazni procesi kada se anodni napon pulsira u područjima 2 i 3 VAC, sl. 10.8. U području 1, struja emisije polja ne ovisi o vremenu. U području 2 struja opada, au području 3, tokom impulsa, raste pri konstantnom anodnom naponu. Ovakvo ponašanje emisione struje polja objašnjava se procesima punjenja i iscrpljivanja centara za hvatanje elektrona u prostornom naboju blizu površine, kao i površinskim stanjima. Postepeno iscrpljivanje ovih centara uzrokuje pad struje, a u trenutku kada se polje uključi, oslobađanje elektrona iz centara povećava struju emisije polja. Rezidualni efekti kada se polje isključi i zatim ponovo uključi ili emiter osvijetli povezani su s inercijom preuređivanja područja prostornog naboja zbog činjenice da je potrebno konačno vrijeme da se popune zamke elektrona. Vrijeme relaksacije struje ovisi o koncentraciji zamki u uzorku, njegovoj temperaturi i naponu emitera. Za uzorke Ge i Si visoke otpornosti, ovisno o koncentraciji zamki, vrijeme relaksacije se kreće od τ≤10 -5 s do τ≈10 -3 s.
Praktična vrijednost poluprovodničke poljske katode leži u činjenici da je u elektronskom režimu "iscrpljivanja" (regija 2 na C.A.C.) moguće dobiti stacionarnu emisiju polja pod ne baš dobrim vakuumskim uslovima (p ~ 10 -4 Pa) u velikim vremenskim intervalima (do na stotine sati). Na primjer, za silicijum n-tipa dobijena je gustina struje stacionarnog polja do 10 4 A/cm 2 .
