Материал: konspekt_vpe

7

виникнення електростатичної емісії при менших значеннях напруженості зовнішнього поля, ніж це необхідно для металів.

Електростатична емісія лежить в основі роботи багатьох вакуумних і іонних приладів. З розвитком мікрата нанотехнологій, які дозволяють виготовляти автоелектронні емітери з малим радіусом кривизни, в деяких приладах вона успішно замінює термокатоди. Також необхідно враховувати вплив зовнішнього електричного поля

0

де – частка енергії електрона, пов'язана з компонентом його імпульсу, нормальним до поверхні емітера (енергетичний спектр); – напруженість електричного поля на поверхні; e – заряд електрона; D – прозорість енергетичного бар‘єру, який залежить від його висоти і форми.

Найбільш повно вивчена тунельна емісія металів у вакуум. У цьому випадку величина щільності струму польової емісії j визначається законом Фаулера - Нордхейма:

(величини j, і відповідно в A/см2, B/см і В).

Формула (1.6) отримана для випадку нульової температури T 0 К і що поза металом, під час відсутності поля, на електрони діють тільки сили дзеркального зображення. Форма потенційного бар'єра для цього випадку показана на мал.1.4,б. Прозорість бар'єра D може бути розрахована по методу Венцеля – Крамерса - Бриллюэна. Незважаючи на спрощення, теорія Фаулера-Нордхейма добре співпадає з експериментом.

На практиці вимірюють залежність струму I jS ( S — площа поверхні, що емітує) від U напруги

U ( - так званий польовий множник). Тунельна емісія металів характеризується високими граничними густинами струму до величин j ~ 1010 A/см2, що пояснюється теорією Фаулера - Нордхейма. Лише при

j ~ 106 109 A/см2 мають місце відхилення від формули (1.6), пов'язані із впливом об'ємного заряду або з особливостями форми потенційного бар'єра поблизу поверхні металу. Необмежене підвищення напруги приводить при j ~ 108 1010 A/см2 до електричного пробою вакуумного проміжку і руйнування емітера, якому передує

інтенсивна короткочасна вибухова емісія електронів.

Якщо на поверхні металу є адсорбовані органічні молекули (або їхні комплекси), то для електронів вони відіграють роль хвилеводів відповідних хвиль де Бройля. При цьому спостерігаються типові для хвилеводів розподілу електронної щільності по перетині хвилеводу. Енергетичні спектри електронів у цьому випадку відрізняються аномаліями.

Відбір струму при низьких температурах приводить до нагрівання емітера, тому що електрони, які емітують, забирають енергію в середньому меншу, ніж енергія Фермі, тоді як електрони, що входять у метал, мають саме цю енергію (ефект Ноттингема). Зі зростанням температури T , нагрівання змінюється охолодженням (інверсія ефекту Ноттингема) при досягнені температури, що відповідає симетричному (щодо енергії Фермі)

8

розподілу емітованих електронів по повних енергіях. При великих струмах, коли емітер розігрівається, інверсія ефекту Ноттингема частково перешкоджає лавинному саморозігріву і стабілізує струм тунельної емісії.

Автоелектронні емітери виготовляють у вигляді поверхонь із великою кривизною (вістря, леза, шорсткуваті краї фольги, напилені мікракатоди і т.п.). У випадку, наприклад, вістря з радіусом закруглення 0,1–1 мкм напруги

порядку 1–10 кВ звичайно буває досить для створення біля поверхні вістря поля ~ 107 B/см. Для відбору великих струмів та зменшення теплового навантаження на мікракатоди застосовуються багатовістрійні емітери.

1.2.4Вторинна електронна емісія

Вторинною електронною емісією називають емісію електронів з поверхні тіла при його бомбардуванні електронами або іонами. Вона була відкрита у 1902 р. німецькими фізиками Аустином і Г.Штарке. Тіло, що піддається бомбардуванню, називають вторинно-електронним емітером, або мішенню. Частина електронів, що падають на поверхню мішені (первинних електронів n1), випробовує пружне відбиття і рухається у зворотному напрямку; інша частина проникає в товщу тіла і розсіює там свою енергію при взаємодії із кристалічною решіткою і електронами мішені. У результаті цієї взаємодії первинний електрон може або повністю розсіяти свою енергію і залишитися в тілі, або, затративши частину енергії, змінити напрямок руху і знову вийти за межі твердого тіла. Останній випадок, відповідає непружньому відбиттю первинних електронів. Енергія, що розсіюється первинним електроном у тілі, може перейти в кінетичну енергію внутрішніх електронів, і вони можуть покинути межі мішені (безпосередньо вторинні електрони).

Таким чином, у результаті бомбардування мішені первинними електронами утвориться зустрічний потік вторинних електронів, що містить пружно відбиті електрони, електрони непружнього відбиття і вторинні електрони. Відносна кількість електронів цих трьох видів, а також загальне число вторинних електронів залежать від енергії первинних електронів, фізико-хімічних властивостей мішені, чистоти її поверхні, кута падіння первинних електронів та інших факторів.

У тонких плівках вторинна електронна емісія спостерігається не тільки з поверхні, що піддається бомбардуванню (емісія на відбиття, рис. 1.5 а), але і із протилежної поверхні (емісія на простріл, рис. 1.5 б).

де j2 — струм, утворений вторинними електронами, j1 — струм первинних електронів.

Кількісно вторинна електронна емісія крім коефіцієнта вторинної емісії характеризується коефіцієнтами пружного r jr j1 і непружнього j j1 відбиття електронів, а також коефіцієнтом емісії безпосередньо

9

вторинних електронів j j1 ( jr , j , j — струми, що відповідають пружно відбитим, непружньо відбитим і істинно вторинним електронам, j2 jr j j ).

У металах щільність електронів провідності велика тому вторинні електрони мають малу імовірність вийти назовні. У діелектриках, де концентрація електронів провідності мала, імовірність виходу вторинних електронів більше. Разом з тим імовірність виходу електронів залежить від висоти потенційного бар'єра на поверхні. У результаті в ряду неметалічних речовин (окисли лужноноземельних металів, лужногалоїдні сполуки) 1

(рис.1.6).

Рисунок 1.6 — Залежність коефіцієнта вторинної електронної емісії від енергії первинних електронів

En .

Рисунок 1.7 Залежність коефіцієнта вторинної емісії від енергії первинних електронів: а - для металів; б - для напівпровідників і діелектриків.

У спеціально виготовлених ефективних емітерах (інтерметалеві сполуки типу сурьмянолужних металів, активовані сплави CuAlMg, AgAlMg, AgAlMgZn і ін.) ~ 1. У металів і власних напівпровідниках значення порівняно невелике (рис.1.7). У вуглецю (сажі) і окислів перехідних металів 1, і вони можуть застосовуватися як анти емісійні покриття.

На рис.1.8 показані крива розподілу загальної кількості вторинних електронів по енергіях у відсотках до енергії первинного електрона. Перший максимум кривої відповідає безпосередньо вторинним електронам. Полога частина кривої між першим і другим максимумами визначається в основному електронами, що утворилися в результаті непружнього відбиття. І, нарешті, другий максимум створюється за рахунок пружно відбитих електронів, енергії яких близькі до енергій первинних електронів.

10

Рисунок 1.8 - Крива розподілу вторинних електронів по енергіях.

Зі збільшенням енергії E1 первинних електронів спочатку зростає (рис. 1.6–1.7). Це відбувається доти, поки збудження електронів тіла відбувається поблизу поверхні на відстані меншому, ніж їх довжина пробігу. При подальшому рості E1 загальна кількість збуджених електронів продовжує рости, але основна частина їх народжується на значній глибині і кількість електронів, що виходять назовні, зменшується. Аналогічно пояснюється ріст зі збільшенням кута падіння пучка первинних електронів.

Монокристали анізотропні відносно руху електронів. При русі електронів уздовж каналів, утворених щільно впакованими ланцюжками атомів, імовірність розсіювання електронів і іонізації атомів підвищується (каналювання). Спостерігається також дифракція електронів у кристалічній решітці, що використовується для дослідження властивостей матеріалів засобами електронної мікроскопії.

Вторинна електронна емісія реалізується за час, менший, ніж 10 12 сек, тобто є практично без інерційним процесом.

Самостійне значення одержало дослідження і застосування вторинної електронної емісії в сильних електростатичних полях і електричних полях надвисоких частот. Створення в діелектрику сильного електричного

поля (105 106 В/см) приводить до збільшення до 50–100 (вторинна електронна емісія, посилена полем). Крім того, у цьому випадку величина істотно залежить від пористості діелектричного шару. Наявність пор збільшує ефективну поверхню емітера а поле сприяє ―витягуванню‖ повільних вторинних електронів, які вдаряючись об стінки пор, можуть викликати вторинну електронну емісію з 1 і виникнення електронних лавин. Розвиток лавин за певних умов приводить до холодної емісії, що може самопідтримуватися на протязі багатьох годин після припинення бомбардування електронами.

Вторинна електронна емісія застосовується в багатьох електровакуумних приладах для посилення електронних потоків (фотоелектронні помножувачі та підсилювачі зображень і т.д.) і для запису інформації у вигляді потенційного рельєфу на поверхні діелектрика (електронно-променеві прилади). У ряді приладів вторинна електронна емісія є ―шкідливим‖ ефектом (динатронний ефект в електронних лампах, поява електричного заряду на поверхні скла і діелектриків в електровакуумних приладах).

У високочастотному електричному полі E E0 cos t , внаслідок вторинної електронної емісії, на

поверхнях електродів спостерігається явище лавиноподібного розмноження електронів (вторинно-електронний резонанс). Це явище відкрите Х.Э. Фарнсуортом в 1934 р. Для виникнення резонансу необхідно, щоб час між двома послідовними зіткненнями електронів з поверхнями електродів (рис.1.9а) дорівнював непарному числу напівперіодів високочастотного поля E (умови синхронізму). Розмноження електронів відбувається на поверхнях двох електродів, між якими прикладене високочастотне електричне поле, або на одній поверхні, поміщеної в схрещені електричне і магнітного поля (рис.1.9б).

Рисунок 1.9 — Розмноження електронів у високочастотному електричному полі (а) і в схрещених

електричному E і магнітному H полях (б). Поле H перпендикулярно площини креслення; стрілками показані траєкторії електронів.