2 paskaita
Neigiamų jonų susidarymas
Nustatyta, kad halogenai jonizacijos metu gali pridėti elektronų, kad susidarytų neigiami jonai (halogenai: F, Cl, Br, J). F turi didžiausią elektronų afinitetą, kuris dažnai įvedamas į lanką druskų (CaF2) pavidalu, siekiant sumažinti suvirinimo metalo poringumą. F atomais pridėjus neigiamų jonų, lanko plazmoje sumažėja laisvųjų elektronų koncentracija, nors bendras įkrautų dalelių skaičius išlieka pastovus. Elektronai neša didžiąją dalį srovės. Neigiami F jonai yra sunkios, lėtai judančios dalelės, kurios daug blogiau perduoda srovę. Todėl į suvirinimo zoną patekus medžiagos, turinčios F, lanko degimo stabilumas smarkiai pablogėja, ypač suvirinant kintamąja srove. Todėl UONI 13/45 tipo elektrodai, kurių sudėtyje yra daug CaF2, naudojami esant nuolatinei srovei. Jei suvirinimas turi būti atliekamas naudojant kintamąją srovę, tada į tokių dangų sudėtį įvedamos jonizuojančios medžiagos arba naudojamas lanko stabilizavimas naudojant generatorius arba impulsų generatorius.
Elektronų emisija nuo katodo paviršiaus
Norint ištraukti elektroną iš katodo, reikia įveikti elektrono traukos jėgas teigiamais katodo krūviais. Norėdami tai padaryti, turite praleisti tam tikrą darbo kiekį, kuris vadinamas darbo funkcija. Darbo funkcijos reikšmė priklauso nuo katodo medžiagos ir jo paviršiaus būklės (oksido ir kitų plėvelių buvimo). Suvirinimo lanko procesui svarbiausia yra dviejų tipų elektronų emisija: terminė ir autoelektroninė.
Termioninė emisija atsiranda kaitinant katodo paviršių. Tokiu atveju atskiri elektronai gali gauti energijos, kurios pakaktų darbinei funkcijai atlikti ir palikti katodo paviršių. Nesant elektrinio lauko, virš katodo paviršiaus susidaro elektronų debesis, o tolesnis elektronų emisijos procesas sustoja.
Laikui bėgant atskiri elektronai iš erdvės krūvio grįžta į krūvio kūną ir yra įtraukiami į metalą. Elektronai vienu metu išspinduliuojami ir sutraukiami atgal į metalą. Ilgai kaitinant metalą pastovioje temperatūroje, susidaro pusiausvyros emisijos tankis (išspinduliuotų elektronų skaičius lygus ištrauktų elektronų skaičiui).
Elektronų srovės tankį galima apskaičiuoti pagal formulę:
j = AT 2 exp (-j/kt)
kur j yra darbo funkcija.
Kylant temperatūrai, didėja terminės emisijos srovės tankis. Esant suvirinimo lanko temperatūrai, nustatomas toks termioninės emisijos tankis, kurio pakanka stabiliam lanko išlydžiui palaikyti.
Lauko emisija. Siekiant palengvinti elektronų emisiją iš metalo, įkaitintas metalas – katodas dedamas į elektrinį kintamąjį lauką. Lauko poliai yra išdėstyti taip: ²-² ant metalo, ²+² ant priešingo elektrodo - anodo.
Elektrinis laukas visiškai arba iš dalies sunaikina erdvinį elektros krūvį. Tai palengvina elektronų emisiją iš katodo ir padidina pusiausvyros emisijos tankį, kuris apskaičiuojamas pagal tą pačią priklausomybę.
Termo- ir lauko emisijos srovės lygtis yra tokia:
Elektriniame lauke elektrono darbo funkcija sumažėja dydžiu
Δj = 0 3/2 E 1/2,
kur E yra lauko stiprumas.
Išmetimas, veikiamas elektrinio lauko, vadinamas autoelektroniniu. Suvirinimas pasižymi abiem emisijos rūšimis.
Darbo funkcijos sumažinimas nuo elektrodo paviršiaus gali būti vienas iš lankinio išlydžio stabilizavimo būdų.
Lentelė – darbo funkcija nuo katodo paviršiaus įvairios medžiagos
Esant oksido plėvelėms ant elektrodo paviršiaus, darbo funkcija žymiai sumažėja, ypač stipriai redukuoja j šarmų oksidų plėveles ir šarminių žemių metalai. Siekiant pagerinti lanko stabilumą suvirinimo metu W elektrodai, oksidai įvedami į elektrodų sudėtį La, tokie elektrodai vadinami lantanuotais. Anksčiau naudotuose elektroduose buvo 1,5-2,5 % torio dioksido. VT-15 ir VT-25 (1,5-2,5 % torio dioksidas). Lankas neklaidžioja per metalinį paviršių.
Užsienyje ir pas mus buvo bandoma padidinti stabilumą redukuojant j elektroną nuo sunaudojamo elektrodo paviršiaus. Tam buvo naudojamas aktyvuotas laidas; padengtas plonu druskos sluoksniu. Geriausią efektą suteikia cezio druskos (suteikia mažą jonizacijos potencialą). Tokiu atveju susmulkinami išlydyto metalo lašeliai.
Kaitinant atsirandanti elektronų emisija vadinama termone emisija (TE). TE reiškinys plačiai naudojamas vakuuminiuose ir dujomis užpildytuose įrenginiuose.
- Elektrostatinė arba autoelektroninė emisija
Elektrostatinė (lauko emisija) vadinama elektronų emisija dėl to, kad šalia kūno paviršiaus yra stiprus elektrinis laukas. Tokiu atveju kietojo kūno elektronams neperduodama papildomos energijos, o pasikeitus potencialo barjero formai, jie įgyja galimybę eiti į vakuumą.
Fotoelektroninė emisija (PE) arba išorinis fotoelektrinis efektas – elektronų emisija iš medžiagos, veikiant jos paviršiui patenkančios spinduliuotės. FE paaiškinama remiantis kietojo kūno kvantine teorija ir kieto kūno zonos teorija.
Elektronų emisija kietosios medžiagos paviršiumi, kai ją bombarduoja elektronai.
Metalo elektronų emisija, kai jis yra bombarduojamas jonais.
Elektronų emisija dėl lokalių sprogimų mikroskopinėse emiterio srityse.
Ultrašaltų paviršių, atšaldytų iki kriogeninės temperatūros, elektronų emisija. mažai tyrinėtas reiškinys.
taip pat žr
Parašykite apžvalgą apie straipsnį "Elektroninė emisija"
Ištrauka, apibūdinanti elektroninę emisiją
— Prašo pastiprinimo? Napoleonas kalbėjo piktu gestu. Adjutantas teigiamai nulenkė galvą ir pradėjo pranešti; bet imperatorius nusisuko nuo jo, žengė du žingsnius, sustojo, pasuko atgal ir paskambino Berthier. „Turime duoti atsargų“, – pasakė jis, šiek tiek išskėsdamas rankas. – Ką ten siųsti, ką tu manai? - jis kreipėsi į Berthier, į šį oison que j "ai fait aigle [vikšrą, iš kurio aš padariau erelį], kaip jis vėliau pavadino.- Valdovas, atsiųsk Klaparedo diviziją? - pasakė Berthier, kuris mintinai prisiminė visas divizijas, pulkus ir batalionus.
Napoleonas teigiamai linktelėjo galva.
Adjutantas šuoliavo į Claparede diviziją. Ir po kelių minučių jaunieji sargybiniai, stovėję už piliakalnio, pajudėjo iš savo vietos. Napoleonas tylėdamas pažvelgė ta kryptimi.
- Ne, - staiga atsigręžė į Bertjė, - negaliu išsiųsti Klaparedo. Atsiųsk Frianto diviziją, pasakė jis.
Nors vietoj Claparède išsiųsti Frianto diviziją nebuvo jokios naudos, o dabar sustabdyti Claparede ir išsiųsti Friantą buvo net akivaizdžių nepatogumų ir vėlavimo, įsakymas buvo įvykdytas tiksliai. Napoleonas nematė, kad savo kariuomenės atžvilgiu jis vaidino gydytojo, kuris trukdo vartoti jo vaistus, vaidmenį - vaidmenį, kurį jis taip teisingai suprato ir pasmerkė.
Frianto divizija, kaip ir kitos, dingo mūšio lauko dūmuose. Adjutantai toliau šokinėjo iš skirtingų krypčių ir visi lyg susitarę kalbėjo tą patį. Visi prašė pastiprinimo, visi sakė, kad rusai laikosi savo pozicijų ir gamina un feu d "enfer [pragaro ugnį], nuo kurios tirpo prancūzų kariuomenė.
26.07.14 11:28
Elektroninė emisija – tai elektrono nukrypimas nuo metalo (ar bet kurio kito kūno) ir jo perėjimas į kitą fazę (dujų ar vakuumo), veikiant papildomai elektronui iš išorės perduodamai energijai. Nors bet kurio kūno paviršinio sluoksnio atomuose elektronai yra skirtingų energijos lygių ir todėl turi skirtingą energiją, be energijos tiekimo iš išorės, gali praeiti tik labai maža jų dalis (tie elektronai, kurių energija yra padidinta). per potencialų barjerą ir pereiti į kitą fazę; likę elektronai visada lieka savo atomuose ir molekulėse.
Stebimi keli elektronų emisijos tipai (foto, šiluminė ir kt.), tarp jų ir autoelektroninė (šalta) emisija – elektronų išmetimas veikiant stipriam elektriniam laukui. Pastarajai emisijai reikalingas labai didelis lauko gradientas. N. A. Krotova, V. V. Karasevas, Yu.
Iškrovos potencialų, tarpų tarp plėvelės ir pagrindo bei paviršių elektrifikacijos tankio reikšmes autoriai gavo remdamiesi skaičiavimais, naudojant pagalbinį grafiką (Pašeno kreivę), ir sluoksnio energiją. elektrinis dvigubas sluoksnis buvo laikomas lygus maksimalus darbas atskyrimas.
Elektronų emisijos nustatymo eksperimentai atskiriant plėveles nuo substratų buvo atlikti naudojant vakuuminį adhezijos matuoklį, esant maždaug 10-5 mm Hg slėgiui. Art. Fluorescencinis ekranas buvo uždėtas ant stiklo plokštės prieš atskyrimo ribą 1 cm atstumu. Ekranas mirgėjo melsvai žalia šviesa, kai nuo stiklo pagrindo vakuume buvo pašalintos įvairios polimerinės plėvelės; tamsoje švytėjimas buvo aiškiai matomas net kelių metrų atstumu.
Pastebėta, kad plėvelės nuplėšimo vietose stiklo plokštė taip pat šviečia žalsva šviesa.
Fotografinės plokštelės juodinimas
Dėl to prie atskyrimo ribos atsiranda spinduliuotė, kuri sukelia ekrano ir stiklo fluorescenciją. Tolimesni eksperimentai parodė, kad ši spinduliuotė taip pat sukelia fotografijos plokštės juodėjimą, jei ji yra pritvirtinta vietoje fluorescencinio ekrano. Fotografinė plokštelė pajuodo atsiskyrus nuo pagrindo iš savo struktūros pačių įvairiausių aukštųjų polimerų: natūralių ir sintetinių kaučiukų, gutaperčos, poliizobutileno, įvairių celiuliozės eterių, vinilo polimerų ir kt.
Radiacija buvo pastebėta, kai šie polimerai buvo atskirti nuo stiklo ir metalo. Autoriai padarė išvadą, kad ši spinduliuotė negali būti nei rentgeno spinduliai, nei matoma šviesa: tai buvo elektronų srautas. Tuo juos įtikino ir patirtis tiriant magnetinio lauko įtaką spinduliuotei. Kaip žinoma, fotonai, t.y. matomi ir rentgeno spinduliai magnetiniame lauke nenukrypsta nuo savo tiesinio kelio: magnetinis laukas jų neveikia.
Teigiamai arba neigiamai įkrautos dalelės elgiasi skirtingai: pirmosios nukrypsta link neigiamo poliaus, antrosios – į teigiamą. Esant maždaug 25–30 magnetinio lauko stipriui, autoriams pavyko gauti gana aiškų nenukreipto ir nukreipto elektronų pluošto vaizdą.
IN Pastaruoju metu(1965-1966), knygos autorius kartu su Yu. M. Evdokimovu tyrinėjo nauju metodu elektriniai reiškiniai pagrindo ir klijų sąsajoje. Ištirtas kai kurių polimerų sukibimas su silikatiniu stiklu ir metalais (X markės ir 1Kh18N9T plienas). Pasirinkti polimerai buvo celiuliozės eteriai (acetobutiratas (ABC), acetopropionatas ir celiuliozės tripropionatas), chlorosulfopolietilenas ir lipnus pleistras.
Šių polimerų klijavimas prie pagrindo buvo paruoštas ant nuriebalintų pagrindų paviršių pilant 10% polimerų tirpalus atitinkamuose tirpikliuose (acetone, anglies tetrachloridas), išskyrus lipnų lopą, kuris buvo dubliuojamas su pagrindu valcuojant guminiu voleliu.
Elektroninė emisija
Pasirinktų sistemų elektriniai reiškiniai (substratas + plėvelė) buvo tiriami vakuuminiu sukibimo matuokliu ir pagal B. V. Deryagino ir N. A. Krotovos pasiūlytą metodą.
Po atjungimo visų sistemų atjungti paviršiai turėjo priešingo ženklo elektros krūvius, kurie buvo stebimi styginiu elektrometru (žr. jo aprašymą žemiau). Stiklas ir metalai visais atvejais buvo įkrauti teigiamai, o atskirti polimero paviršiai – neigiamai. Gautos elektronų emisijos, atsirandančios atskyrus polimerines plėveles nuo stiklo ir metalų, nuotraukos.
Elektroninė emisija buvo rasta visose tiriamose sistemose. Nuotraukose matyti netolygus plokštės pajuodavimas. Matyt, elektronų emisijos centrai atsiranda dėl atskirų polimero regionų atsiskyrimo nuo substrato. Aiškiai matyti, kad spinduliuotė sklinda lygiagrečiai plėvelės paviršiui: didžiausia spinduliuotė pastebima ties atskyrimo riba, o mažiausia – skleidžiančios polimerinės plėvelės.
Atskyrus chlorosulfopolietileną nuo stiklo, gaunami atskiri blyksniai, kurie, matyt, atsiranda, kai nuo stiklo atsiskiria atskiros polimero dalys; Pašalinus nuo plokštės atskyrimo ribą, fotografinės plokštės juodėjimo nepastebėta, greičiausiai dėl mažo spinduliavimo intensyvumo.
Elektronų emisiją taip pat patvirtina ekrano kopija, pagaminta iš popieriaus, kai fotoplokštę veikia spinduliuotė, stebima, kai polimerinė plėvelė atsiskiria nuo pagrindo. Nuotraukoje aiškiai matyti tamsi sritis – popierinio ekrano spindulių ekranavimo pasekmė, o šviesios – veiksmo elektronų plokštėje, kuri savo kelyje nesutiko nepermatomo ekrano, rezultatai. Šie vaizdai yra tiesioginis elektronų emisijos įrodymas, o tai rodo tam tikrą vaidmenį elektros jėgos, atliekantys kūnų sukibimą kontaktuojant.
Multerio efektas
Puslaidininkinių katodų lauko emisijos srovės elgesys srovės ir įtampos charakteristikų III skyriuje paaiškinamas stipriu potencialo kritimu paviršiniame sluoksnyje ir su tuo susijusiais efektais: elektronų dujų kaitinimu, smūgine jonizacija. , juostos tuneliavimas. Tokių reiškinių buvimas buvo aptiktas tiriant puslaidininkių ir dielektrikų elektrines savybes. Natūralu, kad kyla prielaida – ar įmanoma dirbtinai sukurti potencialo kritimą, dėl kurio taip padidėtų elektronų greitis, kuris leistų bent kai kuriems iš jų įveikti potencialo barjerą ir patekti į vakuumą net ir nesant stiprus elektrinis laukas šalia paviršiaus.
Reikalingo dydžio laukus galima sukurti esant stipriai nehomogeninėms savybėms pasižyminčioms sistemoms. Vienas iš jų yra sistema metalas-izoliatorius-metalas (MDM). Ant metalinio pagrindo uždedamas plonas, kiek įmanoma vienodesnis savybėmis ir storiu dielektrinis sluoksnis (3.5.1 pav.). Pastarojo paviršiuje susidaro labai plona (kelių dešimčių angstremų eilės) metalinė plėvelė, kurios pagrindinė paskirtis – atlikti kondensatoriaus pamušalo funkciją. Esant nedideliam dielektriko storiui, jau pakanka kelių voltų, kad būtų sukurtas lauko stiprumas eilės dielektrike. 10 5 ...10 6 V/cm.
Energijos schema tokiam atvejui yra tokia, kaip parodyta 3.5.2 pav. Iš to išplaukia, kad už pakankamą vertę F tampa įmanomas elektronų įpurškimas į dielektrinį sluoksnį. Visų pirma, tai gali atsitikti dėl elektronų (I) šiluminės emisijos iš metalinio pagrindo į dielektriką. Užtvaros aukštis ties sąsaja
metalo dielektrikas yra lygus energijos atstumui nuo dielektriko laidumo juostos apačios iki metalo Fermio lygio, kuris paprastai yra daug mažesnis už metalo darbinę funkciją. Be to, dielektrike esant elektriniam laukui, Šotkio efektas taip pat veikia barjerą. Visa tai gali užtikrinti pakankamą elektronų srautą net esant žemai temperatūrai. Kita elektronų atsiradimo dielektriko laidumo juostoje galimybė yra elektronų emisija iš metalo (II).
Dielektriko laidumo juostoje laisvieji nešikliai, esant laukui, judėdami link paviršiaus įgyja kinetinę energiją, elektronų dujos įkaista, o jų skaičius laviniškai didėja dėl smūginės jonizacijos. Sąsajoje su metaline plėvele nėra potencialaus barjero. Jei viršutinis metalo sluoksnis yra plonas, mažesnis už vidutinį laisvą elektronų kelią, elektronai neturi laiko pasiekti šiluminę pusiausvyrą su gardelėmis. Nemaža dalis jų turi energijos, kurios pakanka vakuumu įveikti barjerą ties riba.
Eksperimentai parodė, kad emisijos srovės atsiradimo procesas yra labai sudėtingas. Esant žemai temperatūrai, pratekėjimo ir emisijos srovių reikšmes lemia elektrinio lauko stiprumas plėvelėje, jos santykinai silpnai priklauso nuo temperatūros. Jų įtampos priklausomybę galima apibūdinti Fowlerio-Nordheimo lygtimi lauko emisijai. Tačiau teisingi skaičiavimai parodė, kad vidutinės vertės, kur d- dielektriko sluoksnio storis nėra pakankamas teoriniam stebimų srovių dydžio paaiškinimui. Kad teorija būtų sėkminga, būtina F buvo eilės tvarka didesnis. Tai būtų galima lengvai paaiškinti substrato šiurkštumas.
Iškyšos ir mikrotaškai, kurių negalima išvengti, gali žymiai padidinti vietinį lauko stiprumą. Tačiau tai neleidžia paaiškinti stebimų emisijos srovių tankių, kurie siekia kelias dešimtąsias A / cm2.
Yra dar viena padidėjimo priežastis F palyginti su jo vidutine verte. Dielektrinės plėvelės dažniausiai būna netobulos. Juose yra daug defektų (laisvų darbo vietų, stechiometrijos pažeidimų, intersticinių atomų, priemaišų ir kt.), kurie gali būti elektronų tiekėjais dėl smūginės ar tunelinės jonizacijos. Tokiu atveju susidaro teigiamas tūrinis krūvis. Jis yra labiau koncentruotas šalia elektrodo, įpurškiančio elektronus, nes dalelės, kurių vidutinis greitis, turi didžiausią jonizacijos tikimybę. Didelės energijos elektronai turi mažesnį efektyvųjį skerspjūvį. Didėjant elektronų greičiui, sąveikos su defektu laikas mažėja, o tai sumažina jo jonizacijos tikimybę. Erdvinis krūvis padidina lauko stiprumą šalia neigiamai įkrauto elektrodo (3.5.3 pav.). Atrodytų, visos problemos, bent jau iš principo, buvo išspręstos. Tačiau atsiranda naujas sunkumas. Dielektrikų skilimo įtampos vertė paprastai yra tokio dydžio 10 6 V/cm, t.y. tas pats, kas būtina paaiškinti eksperimentiškai stebimas sroves. Tačiau yra žinomas eksperimentinis faktas, kad esant mažiems dydžiams, padidėja specifinis medžiagų mechaninis stiprumas. Pavyzdžiui, norint nutraukti plonus laidus, reikia daug didesnės jėgos ploto vienetui, nei sulaužyti didelio skersmens strypą. Matyt, taip yra dėl to, kad pirmuoju atveju nėra didelio masto defektų, būdingų masyvioms kietosioms medžiagoms. Tą patį galima pasakyti ir apie elektros stiprumą.
Taigi galima daryti prielaidą, kad esant žemai temperatūrai MIM sistemose pagrindinė elektronų atsiradimo dielektriniame sluoksnyje priežastis yra lauko emisija iš metalinio pagrindo.
Aukštos temperatūros regione, priešingai, pastebima stipri priklausomybė nuo temperatūros, o lauko dydis turi mažai įtakos. Tai rodo termioninio mechanizmo, kuris vyrauja esant aukštesnei temperatūrai, svarbą. Kai kurios didėja srovės stiprumas F galima paaiškinti Schottky efekto įtaka barjero aukščiui substrato ir dielektrinio sluoksnio sąsajoje. Veidrodinio vaizdo jėgų buvimas lemia, kad barjeras tarp pagrindo ir dielektrinės plėvelės sumažėja.
Kaip ir tikėtasi, viršutinio elektrodo storis turi didelę įtaką emisijos srovei. Yra stipri, eksponentinė priklausomybė: 
, Kur d yra plėvelės storis, a yra reikšmė, kuri priklauso nuo metalinės plėvelės savybių.
Aukščiau pateiktas MDM sistemos elektronų emisijos vaizdas yra gana paprastas, ko negalima pasakyti apie praktinį įgyvendinimą, kuriam reikalinga aukšta filmų gamybos kultūra. Dielektrinių plėvelių homogeniškumo reikalavimas yra ypač svarbus. Jie turi būti vienodo storio, porų buvimas visiškai neįtraukiamas.
Iki šiol buvo ištirta daugybė skirtingų sistemų. Netaikoma pagrindo elektrodo medžiagai Specialūs reikalavimai. Pakanka, kad paviršius būtų tvarkingos struktūros, o pagrindas – aukšto laidumo elektrai.
Dielektrinės plėvelės dažnai susidaro oksiduojant pagrindinio elektrodo paviršinį sluoksnį. Tokiais atvejais naudojamas aliuminis, berilis, tantalas, niobis. Sistemos, kuriose buvo naudojamos plėvelės, buvo tiriamos kuo eksperimentiškiausiai. Al 2 O 3, SiO 2, SiO, MgO, BeO, BN ir kiti, turintys platų pralaidumą ir galintys atlaikyti didelius elektrinius laukus be gedimų. Plėvelės buvo naudojamos kaip plonas išorinis elektrodas. Au, Pt, Al, Be, Ag tt 3.5.4 paveiksle parodyti Al/Al 2 O 3 /Au sistemos rezultatai. Jau esant žemai įtampai, kelių voltų eilės tvarka, galima gauti sroves, kurių pakanka praktinis naudojimas kiekiai.
Svarbus MDM katodų dydis yra efektyvumas g0, kuris gali būti apibrėžtas kaip emisijos srovės santykis ( aš em) į sunaudotą srovę, tekančią per dielektrinį sluoksnį ( aš d/e). g0 gali labai skirtis, nuo 10 -2 prieš 10 -7 . Tai labai priklauso nuo plėvelės kokybės, jos storio, viršutinio metalo sluoksnio darbinės funkcijos. Visų pirma sistemos atveju Be-BeO-Au buvo gauta vertė g 0 \u003d 10 -3 (j em \u003d 0,2 A / cm 2 adresu j d / e \u003d 200 A / cm 2).
Visų pirma, kai sistema susideda iš silicio sluoksnio, kurio storis 5 µm ant aliuminio pagrindo, ant kurio buvo gautas plonas sluoksnis ( 400 nm) padengtas oksidu pt, buvo gauta vertė g 0 \u003d 0,28 (j em \u003d 1,4 mA / cm 2 adresu j d / e \u003d 3,6 mA / cm 2). .
Katodų efektyvumą apibūdina emisijos srovės tankio santykis j V mA iki reikiamos galios W V antradienis
Pastaruoju metu aktyviai tiriamos ir jau randamos praktinio pritaikymo dar paprastesnės sistemos, susidedančios iš plono dielektrinio sluoksnio, nusodinto ant metalinio pagrindo, kuris naudojamas kaip antgalis (3.5.5 pav.). Išorinis elektrinis laukas prasiskverbia į dielektrinį sluoksnį, o elektronai, tuneliuojantys iš metalo per barjerą sąsajoje, yra pagreitinami. Jei prie ribos su vakuumu yra nedidelis barjeras, jie gali palikti sistemą. Tinkamai pasirinkus dielektriką (mažas afinitetas, Fermi lygio vieta netoli laidumo juostos apačios ir kt.), intensyvi emisija gali būti gaunama net esant santykinai žemai įtampai. Pavyzdžiui, 3.5.6 pav. parodytos srovės įtampos charakteristikos, gautos deimantų/silicio sistemai esant skirtingam dielektriko sluoksnio storiui. Kada ploni sluoksniai jau esant kelių šimtų voltų įtampai susidaro didelė emisijos srovė.
Kita sistema, kuri naudoja didelį elektrinį lauką elektronų emisijai gaminti, yra dispersinė plėvelė. Ant dielektrinio pagrindo nusodinama plona metalinė plėvelė. 
salos struktūra (3.5.7 pav.). Kai taikomas potencialų skirtumas, kartu su srove, tekančia išilgai plėvelės, taip pat atsiranda elektronų emisija. 3.5.8 paveiksle parodytas išsklaidytos aukso plėvelės vaizdas, gautas elektroninis mikroskopas, taip pat plėvele tekančios srovės priklausomybės aš, ir emisijos srovė T.y nuo streso filme. Tarpų tarp salų lemia neohminį plėvelės laidumą. Laidumo mechanizmas sudėtingas, tačiau akivaizdu, kad pagrindinį vaidmenį atlieka emisijos procesai, dėl kurių vyksta elektronų perėjimas iš vienos salos į kitą. Pagrindiniai laikomi terminai, kuriuos sustiprina barjero sumažėjimas dėl mažų tarpų tarp salų, lauko emisija ir perėjimas per substratą. Aukštos įtampos vertė atsiranda dėl to, kad visas įtampos kritimas yra sutelktas tarpuose tarp metalinių salelių. Eidami iš salos į salą elektronai įgauna didelę kinetinę energiją, tačiau jų impulsas nukreipiamas išilgai plėvelės. Bet ateityje judant palei salą atsiranda sklaida, dėl kurios, esant nedideliems elektronų energijos pokyčiams, gali įvykti stiprus judėjimo krypties pokytis.Jie juda į išorinę pusę. salos gali įveikti barjerą prie sienos su vakuumu. Tokių skleidėjų naudojimą riboja technologijų, leidžiančių sukurti plėvelių sistemas, kurios būtų atkuriamos pagal formą, dydį ir išdėstymą, trūkumas.
Taip pat gali būti sudarytos sąlygos, reikalingos elektronų dujoms šildyti pn- perėjimas. 3.5.9 paveiksle parodyta energijos schema šiuo atveju. Jei sandūroje blokavimo kryptimi taikoma įtampa, tada laidumo juostos apačios energija R- plotai gali būti daugiau energijos vakuumo lygis (3.5.9 pav. b). Todėl elektronai juda iš p- Į n- tipo ir neprarasdavo didelių energijos porcijų eidami per viršutinį sluoksnį, turi galimybę patekti į vakuumą.
Itin svarbus yra viršutinio sluoksnio storis ir ploto plotis pn- perėjimas. Jie turi būti kuo plonesni, kad būtų užtikrintas pakankamas efektyvumas.
3.5.10 paveiksle parodyta emisijos srovės priklausomybė nuo įtampos skersai rp-sandūra suformuota silicio pagrindu. Jau pakanka kelių voltų, kad gautų dešimčių ir šimtų mikroamperų sroves. Kiek svarbūs yra sklaidos procesai paviršiniame sluoksnyje, galima spręsti iš emisijos srovės temperatūros priklausomybių, parodytų 3.5.11 pav. rp-
įvairiais būdais susidaręs perėjimas SiC paviršiniame sluoksnyje. Temperatūros padidėjimas žymiai sumažina emisijos srovę, nes padidėja elektronų-fononų sklaida. Elektronų sklaida akustiniais fononais lemia eksponentinę temperatūros priklausomybę: 
(3.5.2)
kur a yra koeficientas, priklausantis nuo puslaidininkio savybių. Didėjant įtampai, didėja srovė per diodą. aš, o emisijos srovė dar labiau padidėja T.Y. Kaip matyti iš paveikslo, penkis kartus padidėjimas aš sukelia emisijos srovės padidėjimą 2-3 eilėmis.
Elektronų emisija galima ir tada, kai rp- perėjimas yra statmenai paviršiui (3.5.12 pav.). Kaip ir dispersinių plėvelių atveju, paviršiuje esantį barjerą įveiks tie didelės energijos elektronai, kurie išsisklaidę gauna impulsą, nukreiptą išilgai normalios į paviršių.
kliūtis plačiam praktinis pritaikymas rp- sandūros kaip skleidėjai yra griežti reikalavimai paviršiaus savybėms išlaikyti. Paviršiaus būsenų buvimas ir 
dalelių adsorbcija gali radikaliai pasikeisti elektroninė struktūra. Tai savo ruožtu iš karto paveikia emiterio efektyvumą. Be to, svarbu kokybė rp- perėjimas. Jis turėtų būti pakankamai aštrus. Priešingu atveju elektronų termolizacija įvyks prieš jiems įgyjant reikiamos kinetinės energijos.
1936 metais Malter atrado reiškinį, vadinamą Multerio efektas ir kuris mechanizmas yra artimas aukščiau aptartiems procesams. Jis ištyrė antrinę oksiduoto aliuminio elektronų emisiją ir nustatė aiškiai nenormalų emisijos srovės elgesį. Vėliau panašūs rezultatai gauti ir kitiems dielektriniams sluoksniams, tokiems kaip kvarcas, žėrutis, B 2 O 3, KCl, MgO ir kt.. Tolesni tyrimai parodė, kad norint gauti elektronų emisiją iš metalo-dielektriko sistemos, visiškai nebūtina švitinti pirminiais elektronais. Šių elektronų vaidmuo yra tik sukurti ir išlaikyti teigiamą krūvį dielektrinės plėvelės paviršiuje, kuris atsiranda dėl jonizacijos. Tai galima pasiekti kitais būdais: pavyzdžiui, apšviečiant paviršių arba apšvitinant paviršių teigiamais jonais, ar net padengiant paviršių dielektriniu sluoksniu. metalinis tinklelis ir suteikiant jam teigiamą potencialą.
Skirtumas tarp šio tipo emisijų visų pirma yra tame neįprastai didelis
antrinės srovės vertė, kuri kai kuriais atvejais yra 1000
kartų didesnis nei originalas. Tai yra eilėmis daugiau nei stebima įprastu atveju. Kitas bruožas yra tai, kad emisijos vertė pasirodė esanti itin didelė jautrus storiui
oksido sluoksnis. Elektronų emisija pasiekia didžiausią vertę esant intervalo storiams 0,2...10 µm. Bene ryškiausias bruožas yra inercija
. Elektronų srovė laikui bėgant didėja ir tik po to pasiekia stacionarią vertę 0,1...150 sek(3.5.13 pav.) pradėjus bombardavimą pirminėmis dalelėmis. Be to, stacionarios srovės dydis yra labai didelis priklauso nuo anodo įtampos
. Išjungus pirminį spindulį, emisija taip pat neišnyksta akimirksniu. Be to, skilimo laikas gali siekti valandas ir dienas. 3.5.14 paveiksle parodytas srovės pokytis išjungus pirminį elektronų pluoštą. Net po dviejų valandų stebima elektronų emisija, o srovės vertė yra kelios dešimtosios uA.
Eksperimentiškai buvo įrodyta, kad pagrindiniai procesai vyksta dielektrinėje plėvelėje. Metalo savybės neturi didelės reikšmės. Visa tai leido padaryti išvadą, kad pagrindinis dalykas yra stipraus elektrinio lauko buvimas filme, o jo sukūrimo metodas nevaidina jokio vaidmens.
Yra keletas šio reiškinio paaiškinimo variantų, iš kurių tinkamiausias yra pasiūlytas. Jacobsonas
. Jis smarkiai panaudojo tai, kad elektronų emisija nevienalytis
palei paviršių. Tai leido mums tai daryti svarbus vaidmuožaismingos tuštumos ir poros, kurios dažniausiai būna dielektrinėje plėvelėje (3.5.15 pav. A). Ištisinėje dielektrinėje plėvelėje su plačiu juostos tarpu vidutinis laisvasis elektronų kelias nėra toks didelis, kad elektronų sužadinimo iš valentinės juostos procesai būtų veiksmingi. Kitas dalykas, jei yra tuštumų. Juose judėdami elektronai nepatiria sklaidos ir gali įgyti energijos, kurios pakanka suformuoti net antrinių elektronų pluoštą. Savo ruožtu jonizacija sukelia teigiamų krūvių atsiradimą, kuriuos sunku neutralizuoti greitais elektronais. Dėl to atsiranda stiprus elektrinis laukas, kuris sukuria lauko spinduliavimą iš metalinio pagrindo. Pasibaigus stimuliuojančiam poveikiui, elektronų rekombinacija su teigiamai įkrautais centrais vyksta lėtai, o tai susiję su maža šio proceso tikimybe esant dideliam elektronų greičiui. Tai užtikrina reikšmingas emisijos sroves ilgą laiką.
laikas po stimulo pabaigos. Bet, ko gero, geresnis variantas yra tai, kad jis numato, kad yra kiauryminės poros (3.5.15.b pav.), nes tokiu atveju galimas elektronų, aplenkiančių judėjimą, perėjimas per dielektrinius kristalus.
Sprogstamoji emisija
Statiniu režimu iš antgalio galima gauti gana dideles sroves. Naudojant katodus, pagamintus iš ugniai atsparių metalų, tokių kaip volframas, molibdenas, niobis, galima gauti stacionarią srovę iki kelių dešimčių uA, kuris atitinka eilės srovės tankį 10 4 A / cm 2 ( kai kuriais atvejais su specialia antgalių forma, iki 10 7 A / cm2).
Šiuo atveju lauko emisijos katodo savybės išlieka nepakitusios. Tačiau, jei viršijame tam tikrą tam tikrai medžiagai būdingą elektrinio lauko stiprio vertę, prasideda pokyčiai ir dažnai negrįžtami. Tokių procesų tyrimas kelia didelį susidomėjimą tiek teoriniu, tiek praktiniu požiūriu. Pastarasis yra susijęs ne tik su lauko katodų naudojimu tokiais ribojančiais režimais, siekiant gauti galingus impulsinius elektronų pluoštus, bet ir su gedimo problema. Galima daryti prielaidą, kad lauko emisija iš mikroiškyšų yra paleidimo mechanizmas jo vystymuisi makroskopinėse sistemose.
Tyrimai esant dideliam ištraukiamos srovės tankiui patogiai atliekami impulsiniu režimu: taikomas stačiakampis įtampos impulsas ir užfiksuojama atitinkama emisijos srovės oscilograma. aš (t). 3.6.1 paveiksle parodyta srovės bangos formų seka, gaunama didėjant įtampai. Išmetimai impulso pradžioje ir pabaigoje atsiranda dėl pereinamųjų procesų matavimo grandinėje.
Esant žemai įtampai, forma aš (t) kartoja įtampos priklausomybę nuo laiko ( A). Be to, dabartinis kilimo laikas yra trumpesnis 10-11 s ir, matyt, riboja tik naudojamos įrangos techninės galimybės. Tai reiškia, kad lauko emisijos procesas yra praktiškai be inercijos. Didėjant įtampos amplitudei, pradedant nuo tam tikros vertės, stebimas lauko emisijos srovės padidėjimas, kurio laipsnis priklauso nuo amplitudės V ir pulso trukmę (kreivės b-d). Srovės padidėjimas santykinai mažose ribose gali būti paaiškintas antgalio įkaitimu dėl tekančios srovės. Galiausiai labai aukštuose laukuose antgalis sprogsta. Tuo pačiu metu srovės oscilogramoje (3.6.1 pav., kreivė d) galima išskirti keletą charakteringų sričių, kurios schematiškai pavaizduotos 3.6.2 pav. I etape vyksta santykinai lėtas srovės pokytis. Tai yra, pradedant nuo tam tikro momento - t atgal- pakeičiamas staigiu srovės padidėjimu (II). Pasibaigus impulsui, srovės vertė yra dviem ar trimis dydžiais didesnė už dabartinę vertę I skyriuje. Kitame etape (III) vėl stebimas lėtas augimas aš, pakeistas nauju srovės padidėjimu (IV). Perėjimo į antrąjį etapą laikas yra susijęs su tekančios srovės tankiu. Eksperimentiškai buvo įrodyta, kad šis ryšys yra teisingas įvairiuose srovių diapazonuose:
j 2 t asilas \u003d 4 × 10 9 A 2 × s / cm 4(3.6.1)
Antrame etape antgalis sprogsta, o tai sukelia gedimą ir atsiranda lanko iškrova. Tuo pačiu metu šalia antgalio pasirodo šviečiantis deglas, katodo liepsna (3.6.3 pav.), kuris vėliau pereina prie anodo.
Emisijos srovės atsiradimo mechanizmas ir jos kitimo ypatybės (delsimo laiko buvimas, šviesos spinduliuotės atsiradimas ir kt.) leidžia atskirti tokio tipo emisiją į specialų, skirtingą nuo AEE - sprogstamoji elektronų emisija .
Koks yra sprogmenų išmetimo mechanizmas? Galima manyti, kad esant dideliam lauko emisijos srovės tankiui, atskiros antgalio dalys įkaista tiek, kad katodo medžiaga išgaruoja (3.6.4 pav.). Kaip rezultatas 
susidaro garų debesis, kurio atomai jonizuojasi 
pirma, dėl jonizacijos stipriame elektriniame lauke, ir, antra, dėl jų sklaidos energetinio lauko elektronų. Susidaro plazma, susidedanti iš elektronų ir teigiamų jonų. Ir tai nėra neutrali. Dėl mažos masės elektronai turi daug didesnį greitį nei jonai. Jie lenkia jonus. Be to, yra stiprus išorinis elektrinis laukas, kuris išsiurbia elektronus iš plazmos. Taigi šalia paviršiaus susidaro nekompensuotas teigiamas krūvis, kuris savo ruožtu padidina lauko emisijos lauką šalia katodo paviršiaus visame regione, kuriame yra tanki plazma, ir todėl dar labiau padidina emisijos srovę. Kadangi šios plazmos užimamas plotas yra didesnis už pradinio ploto dydį, dėl to dėl išorinio lauko ir plazmos veikiančių ponderomotyvinių jėgų įkaista kaimyninės zonos, jose tirpsta ir susidaro nauji mikrotaškai, o vėliau jų sprogimas ( 3.6.5 pav.). Dėl to plazma dengia didelę paviršiaus dalį. Vėliau plazma sklinda per visą tarpą tarp katodo ir anodo.
Eksperimentiniai rezultatai rodo, kad didžioji dalis elektronų, dalyvaujančių sprogioje emisijoje, yra išspinduliuojami iš katodo, o ne dėl išgaravusių dalelių jonizacijos. Tai buvo parodyta išmatuojant iš katodo ant anodo perkeltą medžiagą. Apskaičiavimai parodė, kad vienas perkeltas atomas sudaro 100 ar daugiau elektronų. Mažas perkeliamos masės kiekis leidžia taškus naudoti pakartotinai. Tokiu atveju galima gauti kolosalias sroves, kurių negalima pasiekti kitais būdais. Pulso trukmė ~ 100 ns galite gauti užsakymo srovę 100 kA.
Tokiu atveju katodo paviršiuje atsiranda negrįžtamų pakitimų. Pavyzdžiui, 3.6.6 pav. pateikti elektroniniai mikroskopiniai plieno taško paviršiaus vaizdai, gauti prieš ir po įtampos impulso, kurio amplitudė 400 kV. Aiškiai matyti, kad iš pradžių daugmaž lygiame paviršiuje atsiranda didelių iškilimų ir įdubimų. Tai rodo paviršiaus tirpimą ir išsikišimų susidarymą veikiant ponderomotorinėms jėgoms.
Panagrinėkime fizikinius emisijos elektronikos pagrindus, t.y. elektronų ir jonų emisijos (emisijos) reiškiniai, atsirandantys ties kieto kūno riba su vakuumu arba dujomis, kai juos veikia nuolatinis arba aukšto dažnio elektrinis laukas, šviesos spinduliuotė, elektronų ar jonų bombardavimas, terminis kaitinimas, mechaninis apdorojimas ir kt. .
Spontaniškai (spontaniškai) elektronų emisijai iš kietosios medžiagos neleidžia ribinis potencialo slenkstis U0, atsirandantis dėl sąveikos jėgų tarp elektronų, išmestų iš medžiagos atstumais, viršijančiais atominius matmenis, ir likusio nekompensuoto teigiamo krūvio. gardelės jonus (1 pav.).
Maksimalus įmanomas kinetinė energija laidumo elektronų metale esant absoliučiai nulinei temperatūrai yra E F (Fermi energija). Norint ištraukti vieną elektroną iš lygio E F už emiterio ribų, reikia papildomos energijos eφ=U 0 –Е F, lygi elektrono darbo funkcijai iš duoto metalo.
Spontaniškas, arba lauko emisija, įmanoma tik tuo atveju, jei potencialo slenkstis paverčiamas potencialo barjeru, per kurį elektronai gali „nutekėti“, „tuneliuoti“ dėl grynai kvantinio mechaninio poveikio, panašaus į tuneliavimo efektą spontaniškai iš radioaktyvių branduolių išspinduliuojant alfa daleles. Terminas „lauko emisija“ reiškia, kad elektronų išsiskyrimas iš kietojo kūno vyksta savaime, t.y. nesusijęs su papildomomis energijos sąnaudomis. Už barjero „nutekėję“ elektronai energiją įgyja iš elektrinio lauko E tik vakuuminio tarpo emiteryje-anode.
Kuo didesnis išorinio elektrinio lauko stiprumas E, kuo statesnis, kintant atstumui x nuo paviršiaus, elektrono potencinė energija U(x)=–e E x šiame lauke, tuo siauresnis potencialo barjeras, taigi, tuo didesnis lauko emisijos srovės tankis j A , kuris priklauso nuo barjero kvantinio mechaninio skaidrumo koeficiento (žr. §3.7). Išorinis elektrinis laukas ne tik lemia potencialo slenksčio pavertimą barjeru, bet ir sumažina barjero aukštį ( Schottky efektas), kuris taip pat prisideda prie lauko emisijos srovės augimo (žr. §9.7). Priklausomybė j A ( e) yra eksponentinis: j A ~exp[–С/ E], kur C yra konstanta, kurią lemia elektrono iš emiterio darbo funkcija.
Remiantis skaičiavimais, norint atsirasti reikšmingoms lauko emisijos srovėms, reikalingi lauko stiprumai E~10 8 ¸10 9 V/m.
Elektrinis laukas šalia kietosios medžiagos paviršiaus gali susidaryti ne tik dėl išorinio potencialų skirtumo, kuris pagreitina elektronus tarp katodo ir anodo, bet ir dėl teigiamų jonų lauko, esančio šalia katodo paviršiaus. Toks jonų sluoksnis prie katodo gali atsirasti, pavyzdžiui, dėl lauko emisijos katodo medžiagos dalies išgaravimo, kai ji šildoma pačia lauko emisijos srove. Vėlesnė išgaruotų atomų jonizacija sukelia tankios nepusiausvyros dujų išlydžio plazmos sluoksnį šalia katodo paviršiaus. Stiprus elektrinis laukas emiterio ir plazmos ribose yra lokalizuotas vadinamajame Debye spindulyje, kuris priklauso nuo koncentracijos plazmoje. Šio lauko atsiradimas papildomai padidina lauko emisiją. Šis perėjimo nuo įprastos autoelektroninės emisijos prie neįprastai didelio emisijos srovės tankio procesas turi aštrų, sprogstamą pobūdį ir, kaip taisyklė, baigiasi vakuuminiu gedimu (lanku). Lauko elektronų emisijos iš metalo ar puslaidininkio stadija intervale tarp normalios lauko emisijos pabaigos ir vakuuminio lanko pradžios vadinama sprogstamoji emisija.
Puslaidininkių atveju elektrinis laukas gali prasiskverbti giliai į emiterį. Tai sukelia, pirma, juostos struktūros pobūdį paviršiniame regione (juostos lenkimą) ir, antra, elektronų dujų kaitinimą puslaidininkio laidumo juostoje dėl to, kad elektronai, paimdami energiją iš lauką palei vidutinį laisvą kelią, tada patiria kvazielastingą sklaidą dėl gardelės atomų (fononų) virpesių. Esant tokiai sklaidai, smarkiai kinta elektrono impulso kryptis (sklaida, kaip taisyklė, yra sferiškai simetriška), o elektronų energija kinta mažai. Akivaizdu, kad tokiu atveju padidės vidutinė elektronų energija, t.y. elektronų dujų temperatūra „atskils“ nuo gardelės temperatūros. Dėl to galima stebėti „karštų“ elektronų emisiją iš šalto puslaidininkinio katodo. Šios emisijos srovė bus tuo didesnė, tuo mažesnis emiterio afinitetas elektronui χ, nes į vakuumą gali patekti tik tie elektronai, kurių energija E x =p x 2 /2m e, susijusi su impulso komponentu, kuris yra normalus paviršius, bus didesnis nei χ.
Ypatinga emiterių klasė yra puslaidininkiniai katodai, kuriuose laidumo juostos apačia emiterio tūryje yra virš vakuumo lygio. Tai yra neigiamo elektronų giminingumo spinduliuotės, gaunamos, pavyzdžiui, nusodinant monomolekulinius Cs atomų arba Cs 2 O molekulių sluoksnius ant p tipo puslaidininkio paviršiaus (juostomis lenktomis žemyn). Termizuoti („šalti“) elektronai .
Elektrinis laukas prasiskverbia į metalus iki gylio, neviršijančio vieno ar dviejų atominių sluoksnių (~10 -10 m). Normaliomis sąlygomis metaluose dėl didelės elektronų koncentracijos elektronų dujų temperatūros padidinti dėl elektrinio lauko energijos neįmanoma. Tačiau galima sukurti specialų emiterį, padengus dielektrinį pagrindą plona metalo plėvele su „salos“ struktūra. Metalinių „salelių“ matmenys neturėtų viršyti ~10 nm, t.y. turi būti mažesnis už vidutinį laisvąjį elektronų kelią metale. Tokiose plėvelėse, vadinamose dispersinėmis metalo plėvelėmis, elektrinis laukas sukuriamas pritaikant įtampą tarp kietųjų metalinių kontaktų, specialiai nusodintų ant plėvelės.
Elektromagnetinio lauko dažnių diapazone, atitinkančiame šviesos diapazoną (ν~10 15 -10 16 Hz), vieno kvanto hν energija gali būti didesnė už elektrono iš metalo eφ darbo funkciją. Kietųjų kūnų elektronų emisijos reiškinys, veikiamas šviesos kvantų energijos, vadinamas išoriniu fotoelektriniu efektu arba fotoelektroninė emisija. Vidiniuose puslaidininkiuose ir dielektrikuose fotoelektronų emisija stebima tik tada, kai hν 0 ≥ΔE g +χ, kur ΔE g yra juostos tarpas. Be elektronų išmušimo iš valentinės juostos, fotoelektronų emisija galima iš donoro lygių, taip pat iš paviršiaus būsenų, užpildytų elektronais. Ypač domina fotoelektronų emisija iš sistemų, turinčių neigiamą (arba artimą nuliui) elektronų giminingumą χ, kai termiškai apdoroti elektronai gali išeiti į vakuumą.
Fotoelektronų emisijos reiškinys apibūdinamas išspinduliuotų elektronų skaičiumi vienam absorbuotam fotonui. Ši vertė vadinama fotoelektrinio efekto kvantinė išeiga ir žymimas Y. Neigiamą elektronų giminingumą turinčių emiterių kvantinė išeiga pasiekia didžiausias galimas reikšmes. Padidėjus šviesos bangos lauko stiprumui (fotonų, patenkančių į emiterį, tankis), tikimybė, kad kieto kūno elektronas vienu metu sugers du ar daugiau fotonų, gali būti labai pastebima, o tai atitinka daugiafotonų fotoelektrinį efektą. . Esant pakankamai žemiems dažniams, dėl mažos vieno kvanto energijos (pavyzdžiui, mikrobangėje hν~10 -5 -10 -6 eV) elektromagnetinės bangos sąveiką su kieto kūno elektronais reikėtų vertinti grynai klasikiniu, t.y. Kaip nuolatinis procesas elektrono pagreitis mikrobangų bangos lauke. Taip aprašomas „karštų“ elektronų išskyrimas mikrobangų krosnelėje iš puslaidininkių ir „salų“ plėvelių.
Bombarduojant kietą kūną elektronais energija Е P >eφ (metaluose) arba Е р ≥ΔE g (dielektrikuose ir puslaidininkiuose), galima stebėti antrinių elektronų emisiją, t.y. elektronų išmušimas iš kieto kūno dėl energijos perdavimo jiems iš pirminių elektronų, patenkančių į medžiagą.
Kietųjų kūnų elektronų emisijos reiškinys, kai juos bombarduoja pirminių elektronų pluoštas, vadinamas antrinė elektronų emisija. Taikinio per tam tikrą laiko intervalą išspinduliuotų antrinių elektronų skaičiaus ir pirminių elektronų, nukritusių ant taikinio per tą patį intervalą, skaičiaus santykis vadinamas antrinės elektronų emisijos koeficientas ir žymimas σ. σ reikšmė iš esmės priklauso nuo pirminių elektronų energijos E P. Antriniai elektronai gali būti išspinduliuojami tiek iš priekinės taikinio pusės, kurią bombarduoja pirminis elektronų pluoštas, tiek iš užpakalinės pusės, jei taikinys yra peršautas pirminio pluošto. Akivaizdu, kad pastarasis galimas tik plonoms plėvelėms. Pirmuoju atveju kalbama apie antrinę elektronų emisiją atspindžiui, antruoju atveju apie antrinę elektronų emisiją pradūrimui. Antrinės elektronų emisijos vienam šūviui koeficientas žymimas Σ. Priklausomybė Σ (ЕР) tam pačiam skleidėjui gali labai skirtis nuo priklausomybės σ(Ер). Taip yra visų pirma dėl to, kad iki Е Р reikšmių, nuo kurių pirminiai elektronai šaudo pro taikinį, Σ reikšmė yra lygi nuliui (arba nereikšminga).
Kaitinant kietą medžiagą, didėja kristalinės gardelės atomų virpesių amplitudės (kvantine kalba tai atitinka fononų tankio padidėjimą). Energijos perdavimas iš fononų į elektronų dujas veda prie elektronų energijos spektro išplėtimo. Kylant temperatūrai, vis daugiau elektronų įgyja energijos, kurios pakanka, kad įveiktų darbo funkciją ties kietojo kūno riba vakuumu. Įkaitinto kūno elektronų emisijos į vakuumą reiškinys vadinamas terminė emisija. Puslaidininkiuose, kurių temperatūra yra artima absoliutaus nulio temperatūrai, laidumo juostoje nėra elektronų. Šiuo atveju kūno kaitinimas sukelia elektronų išmetimą į laidumo juostą iš donoro lygių ir iš valentinės juostos. Sąveikaujant su fononais elektronai termolizuojami, jų spektras įgauna Maksvelo charakterį. Termioninės emisijos srovės tankis j T nustatomas pagal Richardson-Dashman formulę: j T =(1-
2.2. Lauko emisija iš metalų.
Elektronai su tam tikra tikimybe pereina potencialo barjerą dėl tunelio efekto. Potencialus žingsnis metalo ir vakuumo sąsajoje virsta potencialo barjeru dėl aukštos įtampos tarp katodo ir anodo, barjero aukštis ir plotis priklauso nuo šios įtampos vertės. Lauko emisijos teoriją pirmieji sukūrė R. Fowleris ir L. Nordheimas (1928–1929).
Pagal šią teoriją pagrindinė lauko emisijos srovės tankio formulė yra:
, (10.10)
čia J(ξ)=θ(ξ)-(2ξ/3)(dθ(ξ)/dξ), θ(ξ) yra Nordheimo funkcija, kuri įvedama siekiant atsižvelgti į potencialo barjero aukščio sumažėjimą pagal Δ(eφ), funkcijos θ(ξ) argumentas yra bematis dydis , kuris yra darbo funkcijos sumažėjimo dėl Šotkio efekto ir elektrono, kurio energija yra Ε x , darbo funkcijos santykis.
Funkcija θ(ξ) yra lentelėse ir gali būti pavaizduota kaip grafikas, parodytas fig. 10.3. Apytikslė funkcijos θ(ξ) išraiška artima parabolei: θ(ξ)≈0,955–1,03ξ 2 . Tai galioja toms argumento reikšmėms, kur ξ pastebimai skiriasi ir nuo nulio, ir nuo vienybės. Taigi intervale 0,35≤ξ≤0,69 funkcija θ(ξ) nustatoma iš šios išraiškos su mažesne nei 1% paklaida.
Išreikšdami eφ elektronų voltais, o elektrinio lauko stiprumą V / cm, gauname lauko emisijos srovės tankį A / cm 2:
Praktiniuose skaičiavimuose patogu naudoti šią lauko emisijos srovės tankio formulę:
. (10.12)
Esant E=6·10 7 V/cm ir eφ=4,5 eV srovės tankiui j A gali siekti 10 7 A/cm 2 .
Palyginimui su eksperimentiniais duomenimis, formulė (10.11) paprastai vaizduojama kaip ln(j A / E 2)=f(1/ E). Tokiose koordinatėse lauko emisijos priklausomybė nuo elektrinio lauko stiprumo yra tiesi, nepaisant to, kad eksponente E taip pat priklauso nuo Nordheimo funkcijos, kuri stipriai keičiasi keičiantis E. Tačiau funkcijos θ(ξ) buvimas eksponente reikšmingos įtakos nagrinėjamos priklausomybės eigai neturi, nes ši funkcija šiek tiek pasikeičia eksperimentiškai naudotomis lauko stiprumo vertėmis. Priklausomybės nuokrypis ln(j A / E 2)=f(1/ E) iš tiesinio labai didelio elektrinio lauko stiprio srityje paaiškinama skleidžiamų autoelektronų erdvinio krūvio įtaka (10.4 pav.). Tankus neigiamas erdvės krūvis sumažina lauko stiprumą šalia emiterio paviršiaus ir todėl sukelia silpnesnę srovės priklausomybę nuo taikomo potencialo skirtumo V. Lauko emisijos srovės priklausomybė nuo darbo funkcijos eφ, kuri išplaukia iš Fowler- Nordheimo teorija taip pat sutampa su eksperimentiniais duomenimis. Šią priklausomybę daugiausia lemia rodiklis φ 3/2.
Aukščiau pateiktos Fowler-Nordheim teorijos formulės atitinka atvejį T = 0 K. Kylant temperatūrai, plečiasi metalo elektronų spektras, o tai lemia lauko emisijos srovės priklausomybę nuo temperatūros dėl didesnės elektronų tikimybės. termiškai sužadinamas iki lygių, viršijančių Fermio lygį, einantį per potencialų barjerą. E. Murphy ir R. Good gavo tokią lauko emisijos srovės tankio išraišką, atsižvelgdami į emiterio temperatūrą:
j A (T)=j A (0)πy/sinπy. (10.13)
Mažam T, išplečiant sinπy į eilę, gauname
jA(T)≈j(0). (10.14)
Jei J(ξ)=J(0.5)=1.044 turime , kur eφ išreiškiamas eV, E- V / cm, o T - K. Pakeitę reikšmę (10,14), gauname
j A (T)/j A (0)≈1+1,40 10 8 (eφ/ E 2) T2 (10.15)
Taigi, pirmuoju aproksimavimu, lauko emisijos srovės pokytis su temperatūra atitinka kvadratinį dėsnį. Formulė (10.15) nustato j A (T) mažiausiai 10 % tikslumu iki j A (T)/j A (0) = 1,6 ir 1 % iki A (T)/j A (0) = 1 , 18. Skaičiuojant pagal šią formulę, pavyzdžiui, esant skysto azoto temperatūrai (77 K), matyti, kad santykis j A (77)/j A (0) neviršija 1,01. Kambario temperatūroje j A (0) priedas neviršija 10 % (esant eφ≥3 eV ir j A ≥10 3 A/cm 2).
Teritorijoje aukšta temperatūra Prie tikrosios lauko emisijos srovės, atsirandančios dėl tuneliavimo mechanizmo, pridedama terminė emisijos srovė dėl elektronų, kurių energijos pakanka įveikti potencialo barjerą, sumažintą dėl Šotkio efekto. Siekiant aiškumo, pav. 10.5 metalo elektronų energijos spektras yra padalintas į keturias sritis: A, B, C ir D. A grupės elektronai gali būti išspinduliuojami kaip lauko elektronai esant bet kokiai temperatūrai, įskaitant T \u003d 0 K. B grupės elektronai dalyvauja lauko emisijoje esant T> 0 K (jie gali būti vadinami termoautoelektronais). B grupės elektronų išsiskyrimas į vakuumą atitinka termojoninės srovės padidėjimą dėl Šotkio efekto. Galiausiai, G grupės elektronai patenka į vakuumą dėl terminio emisijos mechanizmo net esant E≈0.
Iš lauko katodo išėjusių elektronų energijos analizę galima atlikti naudojant energijos analizatorius su vėluojančiu lauku arba su elektronų nukreipimu elektriniame ar magnetiniame lauke (žr. 2 sk.). Tokiu atveju autoelektronai preliminariai pagreitinami tam tikru potencialų skirtumu tarp emiterio ir šalia esančio elektrodo (pavyzdžiui, tinklelio), o tada jie siunčiami į analizės sistemą. Matavimai rodo, kad esant žemai temperatūrai, autoelektronų energijos pasiskirstymas yra kreivės formos, kurios didžiausias pusės pločio ΔE ½ yra kelios dešimtosios elektronų volto (dažniausiai ΔE ½ ~ 0,15–0,20 eV), t.y. dauguma elektronų iš tikrųjų tuneliuoja į vakuumą iš lygių, artimų Fermio lygiui. Šie eksperimentiniai duomenys gerai sutampa su teorinėmis idėjomis apie lauko emisijos iš švarių metalinių paviršių mechanizmą.
Čia nagrinėjama lauko emisijos teorija remiasi barjero skaidrumo formulių, gautų sprendžiant vienmatę Šriodingerio lygtį, naudojimu. Ši aproksimacija galioja, jei: 1) emiterio paviršius yra ideali vienalytė plokštuma; 2) taikytinas laisvųjų elektronų modelis, kuriam Fermio paviršius impulsų erdvėje yra rutulys. Tikrieji emiteriai turi laiptuotą struktūrą, o žingsnių aukštis yra vienas ar keli tarpatominiai atstumai, o izoenergetinis Fermi paviršius daugeliui metalų turi sudėtinga struktūra, kuris iš esmės skiriasi nuo sferos. Be to, emiteris su adsorbuota submonosluoksnio plėvele, kurios atomai linkę kauptis į „salas“, turi nevienodą darbo funkciją eφ, dėl kurios šalia paviršiaus atsiranda vadinamasis taškinis laukas. Atsižvelgus į pirmuosius du veiksnius, galima patobulinti metalų autoelektroninės emisijos teoriją. Visų pirma, šie patobulinimai yra susiję su lauko elektronų spektru ir lauko emisijos srovės priklausomybe nuo temperatūros, tačiau jie nėra tokie reikšmingi, kad juos reikėtų aptarti.
Lauko emisijos matavimai atliekami cilindrinės simetrijos įtaisuose, kuriuose emiteris yra labai plona metalinė viela, o anodas yra jį supantis cilindras, arba įrenginiuose, kuriuose emiteris yra taško, kurio kreivio spindulys yra taško formos. eilės 0,01-1 µm. Pastaruoju atveju lauko stiprumas katodo paviršiuje labai silpnai priklauso nuo anodo geometrijos. Skaičiuojant vertę E antgalis paprastai prilyginamas paraboloidas, hiperboloidas, kūgis su sferiniu galu ir kt.
Kai ant metalo emiterio paviršiaus nusodinamas monoatominis kito metalo sluoksnis, potencialo barjero pobūdis nepasikeičia, tačiau jei metalo paviršius padengtas nemetalinės medžiagos plėvele, tada paviršiaus forma. barjeras gali labai pasikeisti. Pastaruoju atveju autoelektronai turi pereiti per adsorbuotą atomą, kuris yra potencialo šulinys su vidinių diskrečių lygių rinkiniu. Tai turėtų lemti lauko emisijos energijos spektro pasikeitimą, visų pirma, kad jame atsirastų rezonanso smailės, kurios padidintų tų metalinio pagrindo elektronų, kurių energija sutampa su išmetimo energija, išsiskyrimo tikimybę. laisvi lygiai atominio potencialo šulinyje. Pavyzdžiui, adsorbuojant Cs ant W, buvo gautas autoelektronų spektras, kurio pusės plotis yra 0, 05 eV.
Kadangi tikrieji antgalio emiteriai savo forma skiriasi nuo aukščiau pateiktų idealizuotų modelių, tai neišvengiamai sukelia apskaičiuoto lauko stiprumo paklaidą, kuri gali siekti 10–30%. Be to, reikia atsižvelgti į tai, kad tikrasis emiterio paviršius gali turėti mikroiškyšų su padidintu lauko stiprumu. Naudojant vieno kristalo spinduliuotę, vietinės lauko stiprumo vertės priklauso nuo vieno kristalo briaunų.
Antgalio emiterį E ir greta jo esantį žiedinį anodą A įdėjus į stiklinio indo B, ant kurio vidinio laidaus paviršiaus nusėda fosforo L sluoksnis, centre, liuminescenciniame ekrane galima stebėti lauko emisijos srovės modelius. pasiskirstymas antgalio paviršiuje, dėl įvairių darbų monokristalo eφ paviršių išėjimą, taip pat vietinio elektrinio lauko stiprių skirtumą šalia skirtingų paviršių paviršiaus (10.6 pav.). Tokio elektroninio projektoriaus, kurio idėja priklauso E. Mülleriui, padidinimą lemia santykis R/r, kur R – atstumas tarp emiterio ir ekrano, o r – galiuko spindulys. Pavyzdžiui, esant r=0,1 μm ir R=10 cm, padidėjimas siekia 10 6 . Šiuo atžvilgiu elektroniniai projektoriai naudojami reiškiniams, kurie atsiranda adsorbuojant įvairių medžiagų plėveles ant emiterio paviršiaus, išspinduliuoti. Tokio prietaiso skiriamoji geba, vis dar nepakankama atskiriems atomams stebėti, leidžia ekrane matyti atominius kompleksus, kurių skersiniai matmenys ~100 nm, taip pat matuoti lauko emisijos sroves iš atskirų vieno kristalo paviršių. patarimas. Ekrano švytėjimo ryškumas tam tikrame taške yra didesnis tam tikram V, tuo didesnis elementarios galiuko dalies spinduliavimas, kuris projektuojamas į tam tikrą ekrano vietą.
1951 m. E. Mülleris pasiūlė jonų projektorių, kurio skiriamoji geba yra kelių angstremų eilės tvarka ir todėl leidžia stebėti atskirus atomus ir molekules emiterio paviršiuje. Jonų projektoriaus veikimas pagrįstas atomų paviršiaus jonizacijos reiškiniu, o didesnę jo skiriamąją gebą, lyginant su elektroniniu projektoriumi, lemia tai, kad de Broglie bangos ilgis jonams yra daug trumpesnis nei elektronų, judančių tokiu pat greičiu.
Metaliniai autokatodai naudojami daugelyje elektrovakuuminių įrenginių (katodai elektronų patrankose, „paleidimo“ katodai mikrobangų prietaisuose ir kt.).
Tokių katodų privalumai yra šie: 1) šildymo nebuvimas, taigi ir inercija; 2) labai didelis srovės tankis; 3) mažas katodo dydis, leidžiantis sukurti praktiškai taškinius elektronų šaltinius; 4) mažas energijos sklaida; 5) didelis srovės įtampos charakteristikos statumas.
Pagrindinis trūkumas yra lauko emisijos srovės nestabilumas dėl liekamųjų dujų adsorbcijos nepakankamai geromis vakuumo sąlygomis ir spinduliuojančios medžiagos katodinio purškimo. Šie veiksniai, viena vertus, sukelia katodo darbinės funkcijos pasikeitimą, kita vertus, jo mikroreljefo pasikeitimą. Be to, stipriuose laukuose ir esant pakankamai aukštai tam tikros katodo medžiagos temperatūrai, pastebima pačios medžiagos atomų migracija per katodo paviršių, dėl kurios keičiasi jo mikrogeometrija, o tai keičia lauko stiprumą šalia emiterio. paviršius. Perėjimas prie itin aukšto vakuumo, medžiagų, atsparesnių jonų bombardavimui, naudojimas, jonų srauto į katodą sumažinimas naudojant specialius elektroninius-optinius prietaisus – visa tai leidžia pasiekti gana stabilų lauko emisijos katodo veikimą.
Metalo lauko emisijos ribinio srovės tankio j Am formulė turi tokią formą
(10.16)
čia j Am yra ribinis lauko emisijos srovės tankis, A/cm 2 ;
E F \u003d р F 2 /2m e yra elektronų energija Fermio lygyje, eV.
Kadangi energija E F yra kelių elektronų voltų eilės, ribinis lauko emisijos srovės tankis gali būti didesnis nei 10 10 A/cm 2 . Toks didelis srovės tankis iš esmės įmanomas dėl to, kad elektronų koncentracija metalo laidumo juostoje yra 10 22 –10 23 cm -3. Pagrindinė priežastis, ribojanti lauko emisijos srovės tankį, yra emiterio terminis sunaikinimas savo srove. j Am reikšmė praktiškai priklauso nuo anodo įtampos impulso trukmės ir yra 10 7 – 10 9 A/cm 2 ribose.
2.3. Lauko emisija iš puslaidininkių.
Skirtingai nuo metalo, puslaidininkis yra lauko katodas, kurio elektronų koncentracija laidumo juostoje yra iš esmės ribota. Tai lemia puslaidininkių autoelektroninės emisijos ypatybes: 1) ribiniai srovės tankiai yra daug mažesni nei metaluose; 2) nelinijinės srovės-įtampos charakteristikos lgi A =f(1/V); 3) platesnis skleidžiamų elektronų spektras, lyginant su metalais; 4) srovės impulso formos priklausomybė nuo anodo įtampos impulso amplitudės ir trukmės impulsinio autoelektroninės emisijos sužadinimo metu (atsipalaidavimo efektai); 5) lauko emisijos srovės šiluminis ir fotojautrumas.
Išorinis elektrinis laukas prasiskverbia į puslaidininkį atstumu, kurį nustato Debye ekrano spindulys, kurio išraiška yra r D =(ε r ε 0 kT/2e 2 n) ½ kur n yra elektronų koncentracija, ir veda į juostą. lenkimas. Šiame spindulyje dėl juostos lenkimo elektronų koncentracija laidumo juostoje ir donoro lygiuose didėja. Tai savo ruožtu sukelia paviršinio neigiamo erdvės krūvio sluoksnio atsiradimą. Elektronų dujos laidumo juostoje prie puslaidininkio paviršiaus esant stipriam laukui gali išsigimti, jei dėl juostos lenkimo laidumo juostos dugnas yra žemiau Fermio lygio (10.7 pav.).
Elektronų tuneliu iš kosminio krūvio sluoksnio per potencialų barjerą į vakuumą procesas nesiskiria nuo metalų lauko emisijos proceso. Tačiau, skirtingai nei metalai, elektronai iš valentinės juostos taip pat gali dalyvauti emisijoje. Kitas skirtumas yra galimybė „prisotinti“ emisijos srovę didėjant įtampai. Tai atsitinka, kai elektronų, patenkančių iš didžiosios dalies mėginio į paviršių, greitis yra pakankamas tik tam, kad kompensuotų elektronus, išspinduliuojamus iš arti paviršiaus esančio erdvės krūvio sluoksnio į vakuumą.
Tokiu atveju ant srovės-įtampos charakteristikos atsiras „plato“ (10.8 pav.), t.y. tolesnis anodo įtampos padidėjimas nesukels lauko emisijos srovės padidėjimo, kol nebus „įjungtas“ naujas elektronų šaltinis. Taigi papildomas šaltinis elektronai, patekę iš didžiosios dalies į paviršinį regioną, gali tapti smūgine elektronų jonizacija valentinėje juostoje ir elektronų autojonizacija donorų lygiuose. Šie stiprūs lauko efektai yra atsakingi už spartų lauko emisijos srovės augimą prieš terminį katodo sunaikinimą.
Eksperimentiniu būdu gautas V.A.H. p tipo puslaidininkiams ir didelės varžos n tipo pavyzdžiai iš tiesų yra netiesiniai. Jie turi tris charakteringas atkarpas koordinates lgi A =f(l/V): 1 - linijinis, gerai apibūdintas Fowler-Nordheimo formule; 2 - prisotinimo sritis; 3 - staigaus srovės padidėjimo sritis, susijusi su elektronų dauginimu emiterio tūryje.
Fowlerio – Nordheimo lauko emisijos teorija iš esmės yra „nulinės srovės apytikslis nustatymas“. Tai reiškia, kad emisijos srovė yra tik nedidelė viso elektronų srauto, patenkančio ant potencialo barjero, dalis. Metalams ši aproksimacija galioja iki labai stiprių laukų srities. Puslaidininkiuose skirtumas tarp dreifo elektronų srauto į paviršių ir difuzijos srauto nuo paviršiaus gali būti panašus į autoelektronų srautą į vakuumą.
Ribotas elektronų srauto greitis iš masės į paviršių yra pagrindinė soties srities atsiradimo I.A.C priežastis. lauko emisijos srovė iš šių dviejų tipų puslaidininkių. Šiuo atveju vienu metu stebimi keli tarpusavyje susiję procesai: 1) elektronų koncentracija paviršiniame sluoksnyje mažėja; 2) išorinis laukas giliau prasiskverbia į emiterį; 3) didėja puslaidininkio tūrinės varžos įtampos kritimas; 4) kinta lauko stiprumo geometrija ir dydis šalia emiterio paviršiaus. Įtampos kritimo padidėjimas mėginyje savo ruožtu lemia vidutinės elektronų energijos padidėjimą, t.y. į elektronų dujų kaitinimą. Jei kristalo elektroninis afinitetas yra mažas (χ≤0,5 eV), tada, atsiradus „karštiems“ elektronams, potencialo barjero skaidrumas gali pasiekti ribinė vertė o lauko emisijos srovė nepadidės tol, kol dėl smūginės jonizacijos neprasidės intensyvaus elektronų dauginimosi procesas. Mėginiams, turintiems didelį elektronų afinitetą (χ≥3–4 eV) ir mažą juostos tarpą (ΔE g ≤1 eV), elektronų dujų kaitinimas vidiniame lauke negali sukelti pastebimos „virš barjero“ emisijos, kadangi elektronų energijos pasiskirstymo funkcija kinta dėl smūginės jonizacijos proceso valentinės juostos "karštais" elektronais energijos srityje E>ΔE g neištepa.
Elektronų koncentracijos padidėjimas didelės varžos puslaidininkio tūryje, pavyzdžiui, dėl jo apšvitinimo šviesa, padidina lauko emisijos srovę. Šiuo atveju srovės papildymas „plato“ regione V.A.Kh. proporcingas apšvietimui I 0 . Lauko emisijos srovės i A (υ) spektrinė priklausomybė praktiškai sutampa su fotolaidumo spektrine priklausomybe. Šviesa apšvitinto puslaidininkio lauko emisija atitinka kombinuotą emisijos tipą - fotoautoelektroninė emisija.
Katodo temperatūros padidėjimas dažniausiai sukelia emisijos padidėjimą dėl elektronų koncentracijos padidėjimo laidumo juostoje. Tik mažos varžos mėginiams (pavyzdžiui, silicio n tipo), kai yra stiprus elektronų dujų išsigimimas, lauko emisijos srovės priklausomybės nuo temperatūros arba visiškai nėra, arba ją sukelia pokytis. efektyvus darbas išvestis iš puslaidininkio. Tokiais atvejais mėginių apšvietimas nekeičia nei lauko emisijos srovės dydžio, nei CAC pobūdžio. Degeneracija atsiranda, kai Fermi lygis patenka į laidumo juostą. Energijos tarpas Δ S, (10.7 pav.) tarp laidumo juostos apačios ir Fermio lygio apibūdina puslaidininkinio emiterio artimojo paviršiaus sluoksnio elektronų dujų išsigimimo laipsnį.
Nesant išsigimimo (silpno lauko prasiskverbimo atveju), puslaidininkio spinduliuotės lauko srovės tankio išraiška turi tokią formą
čia n ∞ yra elektronų koncentracija tūryje; Δ cs – energijos tarpas tarp laidumo juostos apačios padėties tūryje ir paviršiuje; ε r – santykinis puslaidininkio laidumas.
Ši formulė apima laisvojo elektrono masę m e , nors taikant griežtesnį metodą, būtina atsižvelgti į sudėtingą juostų struktūrą ir veikti su efektyvia mase. Tačiau su šiuo netikslumu susiję pataisymai dažniausiai būna nedideli.
Puslaidininkių skleidžiamų lauko elektronų energijos pasiskirstymo tyrimas rodo, kad lauko emisijos šaltinis gali būti ne tik laidumo, bet ir valentinės juostos. Jei emisijos iš abiejų juostų sąlygos yra maždaug vienodos, tai autoelektronų spektrą turėtų sudaryti dvi smailės, kurių atstumas lygus juostos tarpui ΔE g . Eksperimentuose su n tipo siliciu iš tiesų buvo gauti „dviejų kauburių“ spektrai, kurių atstumas tarp maksimumų ΔE g = 1,1 eV (10.10 pav.).
P tipo silicio atveju, kai lauko emisija ateina tik iš valentinės juostos, lauko elektronų energijos pasiskirstymo kreivė turi tik vieną maksimumą, kurio plotis, kaip matyti iš teorijos, didėja didėjant anodo įtampai. . Kai elektronai išspinduliuojami iš laidumo juostos, spektras plečiasi didėjant lauko stiprumui E susijęs su „karštų“ elektronų emisija. Spektro pusės plotis taip pat didėja didėjant temperatūrai, nes didėjant temperatūrai, didėja tikimybė, kad energijos būsenų populiacija yra virš laidumo juostos apačios (nėra degeneracijos) arba virš Fermio lygio (yra degeneracija) elektronais. Autoelektronų energijos spektrų platėjimas pastebimas tik tada, kai V.A.C. nuo tiesinio kurso, ir yra aiškus ryšys tarp spektro pusės pločio padidėjimo ir įtampos kritimo padidėjimo emiteryje. Kai spektro plotis ΔΕ viršija juostos tarpą, pastebimas staigus lauko emisijos srovės padidėjimas (3 sritis CVC 10.8 pav.), susijusi su smūgine jonizacija.
Pats elektronų tuneliavimo procesas yra praktiškai be inercijos, tačiau difuzijos-dreifinės pusiausvyros su lauko emisijos srovės srautu puslaidininkyje nustatymas pasižymi baigtiniu atsipalaidavimo laiku. Todėl puslaidininkių lauko katoduose vyksta pereinamieji procesai, kai anodo įtampa impulsuojama VAC 2 ir 3 srityse, pav. 10.8. 1 srityje lauko emisijos srovė nepriklauso nuo laiko. 2 srityje srovė mažėja, o 3 srityje impulso metu ji didėja esant pastoviai anodo įtampai. Toks lauko emisijos srovės elgesys paaiškinamas elektronų gaudymo centrų užpildymo ir išeikvojimo procesais artimojo paviršiaus erdvės krūvyje, taip pat paviršiaus būsenomis. Laipsniškas šių centrų išeikvojimas sukelia srovės kritimą, o lauko įjungimo momentu elektronų išsiskyrimas iš centrų padidina lauko emisijos srovę. Liekamieji efektai, kai laukas išjungiamas ir vėl įjungiamas arba spinduolis apšviečiamas, yra susiję su erdvės krūvio srities persitvarkymo inercija dėl to, kad elektronų spąstams užpildyti reikia riboto laiko. Dabartinis atsipalaidavimo laikas priklauso nuo gaudyklių koncentracijos mėginyje, jo temperatūros ir emiterio įtampos. Didelio atsparumo Ge ir Si mėginiams, priklausomai nuo gaudyklių koncentracijos, atsipalaidavimo laikas svyruoja nuo τ≤10 -5 s iki τ≈10 -3 s.
Praktinė vertė puslaidininkių lauko katodai slypi tame, kad elektroniniame „išeikvojimo“ režime (C.A.C. 2 sritis) galima gauti stacionarią lauko emisiją ne itin geromis vakuumo sąlygomis (p ~ 10 -4 Pa) dideliais laiko intervalais (aukštyn iki šimtų valandų). Pavyzdžiui, n tipo siliciui buvo gautas stacionaraus lauko emisijos srovės tankis iki 10 4 A/cm 2.
