Электростатическая (автоэлектронная) эмиссия

Опыт показывает, что и при сколь угодно низкой температуре, но в сильных электрических полях, порядка 10⁸¸10⁹ В/м, наблюдается автоэлектронная эмиссия, быстро возрастающая с увеличением напряженности поля.

Автоэлектронной эмиссией называют эмиссию электронов, обусловленную наличием у поверхности катода сильного ускоряющего электрического поля.

Внешнее ускоряющее электрическое поле, снижая потенциальный барьер на величину

,

увеличивает эмиссионный ток. При очень высокой напряженности электрического поля у поверхности катода потенциальный барьер может снизиться настолько, что его вершина окажется на одной высоте с уровнем Ферми. При этом должна наблюдаться электронная эмиссия из холодного металла. Заменив в уравнении Dj на j_эфф, можно рассчитать критическую напряженность электрического поля:

 

Например, для эВ получаем В/м, а в действительности на практике В/м. Не учитывается просачивание электронов сквозь барьер. Не учитывается сужение барьера под действием внешнего электрического поля.

Дело в том, что при автоэлектронной эмиссии формируется узкий потенциальный порог, сквозь который электроны могут туннелировать за счет чисто квантовомеханического эффекта. Такие переходы сквозь барьер совершаются без затраты электронами работы. Возможность туннельных переходов объясняется волновыми свойствами электронов.

Упрощенная формула для предельной плотности тока j_Аm автоэлектронной эмиссии из металла:

 

Так как j_эфф порядка нескольких электрон-вольт, то предельная плотность тока автоэлектронной эмиссии может быть более 10¹⁰ А/см².

Достоинства автокатодов: 1) отсутствие накала, следовательно, безынерционность; 2) очень высокие плотности тока; 3) малые размеры катода; 4) малый разброс эмиттированных электронов по энергиям; 5) высокая крутизна вольт-амперной характеристики. Основные недостатки: 1) высокие напряжения, 2) нестабильность тока.

 

Взрывная эмиссия

 

Специфическим видом туннелирования электронов из кристаллов в вакуум является взрывная эмиссия. Было обнаружено, что в определенный момент t_з (рис. 2.14) происходит разрушение автоэлектронного эмиттера собственным автоэмиссионным током, сопровождающееся резким (на 2–3 порядка) возрастанием тока через вакуумный промежуток.

Интервал времени t_з между подачей импульса напряжения (применялись импульсы с фронтом порядка 1 нс) и взрывом острия зависит от плотности тока автоэмиссии и напряженности поля.

Как видно из рис.2.14, временная зависимость изменения электронного тока при взрыве острия (катода) состоит из нескольких этапов: 1 – медленное возрастание тока; 2 – быстрое возрастание тока; 3 – квазистационарное состояние; 4 – переход к вакуумной дуге.

Механизм взрывной эмиссии состоит в следующем: взрыв острийного катода сопровождается возникновением у поверхности катода плотного плазменного сгустка, который вследствие быстрого разделения в нем зарядов создает у поверхности катода большой положительный объемный заряд, который является источником дополнительного, ускоряющего электроны, поля. Таким образом, возрастание тока на участке 2 (рис. 2.14) связано с автоэлектронной эмиссией в поле объемного положительного заряда. Предельная длительность импульса тока взрывной эмиссии определяется скоростью разлета плазмы u_пл и расстоянием d между катодом и анодом:

При u _пл» (2 ¸ 3) × 10⁴ м×с^–1 и d порядка десятых долей сантиметра соответствует десятым долям микросекунды.

Установлено, что момент t_з возрастания тока на участке 2 совпадает с появлением у поверхности катода светящихся сгустков (катодных факелов), расширяющихся со скоростью ~ 2×10⁴ м/c. Прежде чем катодный факел достигнет анода, ему навстречу начинает двигаться анодный факел, возникающий за счет бомбардировки анода мощным потоком быстрых электронов.

Взрыв острия связан с расходованием материала катода, т.е. с необратимым изменением его состояния. Несмотря на это, значение токов взрывной эмиссии достаточно хорошо повторяется от импульса к импульсу за счет того, что при каждом взрыве расходуется лишь очень небольшое количество материала, и в условиях наличия сильного поля у поверхности катода происходит самовоспроизведение эмиттирующих центров.

Такие центры представляют собой субмикроскопические острия, которые возникают на поверхности при конденсации материала после взрыва либо вытягиваются полем из жидкой фазы эмиттера, расплавленного собственным автоэмиссионным током.

При взрывной эмиссии напряженность поля у катода составляет не менее 5×10⁹ В/м. Плотность тока взрывной эмиссии на два порядка выше автоэлектронной

Итак, взрывная эмиссия – это импульсное испускание автоэлектронов сквозь обволакивающее катод облако плазмы, для создания которой необходимы взрывы микроострий собственным автоэмиссионным током.

 

Фотоэлектронная эмиссия

 

Фотоэлектронной эмиссией, или внешним фотоэффектом, называют эмиссию электронов из кристалла под действием падающего на его поверхность светового потока (квантов).

 

Основные законы фотоэмиссии:

1. Отношение числа эмиттированных электронов N_e к числу приходящих на катод фотонов N_ф (U=N_e/N_ф) –величина, которая зависит от рода материала и от частоты падающего на фотокатод света. Это отношение называют квантовым выходом фотокатода. Представим число приходящих на фотокатод фотонов как отношение светового потока к энергии фотона:

.

Тогда спектральная чувствительность фотокатода будет:

Видно, что спектральная чувствительность фотокатода, как и квантовый выход U, является величиной, зависящей от рода кристалла (материала фотокатода) и частоты (энергии квантов) падающего на фотокатод света.

2. Проникая в металл фотокатода, каждый фотон взаимодействует только с одним свободным электроном, отдавая ему полностью свою энергию. Энергия фотона суммируется с энергией электрона , которую он имел до встречи с фотоном. Если при этом электрон движется в сторону поверхности металла и компонента его скорости в этом направлении достаточна для преодоления потенциального барьера на границе, то электрон может покинуть металл. Вероятность этого зависит от величины энергии фотона и от того, какой из валентных электронов (быстрый или медленный) приобретает эту энергию. При своем движении в металле электрон может потерять часть энергии при рассеянии на дефектах кристаллической решетки и на примесных атомах.

Уравнение баланса энергии эмиттированного электрона

где – кинетическая энергия электрона после выхода из кристалла.

Если считать, что электрон после получения энергии фотона при движении к поверхности не потерял ее (), а первоначально он имел энергию, равную уровню Ферми, то можно записать:

Это максимальная энергия, которую может иметь электрон за пределами кристалла. Она определяется энергией кванта света ().

3. При уменьшении частоты световых колебаний (энергии кванта) должна уменьшаться максимальная кинетическая энергия вылетающих электронов. При некоторой пороговой частоте n₀ она станет равной нулю.

Физический смысл этого соотношения состоит в том, что энергии фотона едва достаточно для освобождения из кристалла электронов уровня Ферми. Электроны более низших электрических уровней вообще не могут покинуть кристалл, получив энергию hn₀. При частоте ниже n₀ даже электроны уровня Ферми не могут покинуть кристалл, т.е. фототок отсутствует.

Зависимость квантового выхода электронов от частоты света называется спектральной характеристикой фотокатода. При некоторой частоте на характеристике наблюдается максимум. Спектральная характеристика определяется материалом фотокатода (смотри справочник).

Энергия электронов после выхода из кристалла зависит от их энергии до поглощения кванта и от потерь энергии на пути к поверхности кристалла.

Наиболее вероятная энергия электронов, соответствующая максимуму кривой, составляет 0,4¸0,5 от их максимальной энергии (рис. 2.15). При увеличении частоты света возрастает максимальная энергия электронов. Увеличивается и наиболее вероятная энергия электронов, т.е. кривая распределения растягивается в сторону больших энергий. Обратите внимание: электроны покидают фотокатод с энергиями в десятые доли электрон-вольта, и чтобы они работали в приборе, их надо ускорять.

4. Квантовый выход чистых металлов даже в максимуме спектральной характеристики не превышает 10^–3 эл./квант.

Поиски материалов, обладающих более хорошими фотоэмиссионными свойствами, привели к появлению обширной группы полупроводниковых катодов. У полупроводников имеется несколько групп электронов, существенно различающихся энергетическими состояниями. Например, примесный полупроводник донорного типа. Наиболее многочисленной является группа валентных электронов. Она определяет собственный фотоэффект полупроводников. Второй группой являются электроны донорной примеси. Третьей группой являются свободные электроны зоны проводимости.

Квантовый выход полупроводников, имеющих малую эффективную работу у выхода, оказывается большим. Фотоэмиттеры такого типа называются эффективными. Эффективные полупроводники имеют кубическую структуру кристаллической решетки, характерную для дырочной электропроводности, и обладают хорошей электропроводностью, необходимой для пополнения электронов из внешней цепи.

Этим условиям удовлетворяют примесные полупроводники.

 

Вторичная эмиссия

Выбивание электронов из кристалла при бомбардировке его пучком первичных электронов называют вторичной эмиссией. Первичный электрон движется в кристалле и отдает свою энергию по пути многим электронам в кристалле. Причем основную долю энергии первичный электрон отдает в конце пути. Энергетический спектр вторичных электронов сложен. Чисто вторичные электроны имеют энергию порядка 50 эВ, есть доля отраженных первичных электронов, имеющих энергию первичных электронов.

Число вторичных электронов () пропорционально для данного кристалла числу первичных электронов (). Можно записать:

 

; ,

 

где s – коэффициент вторичной эмиссии.

s показывает, сколько вторичных электронов приходится на один первичный электрон.

Коэффициент вторичной эмиссии зависит от энергии первичных электронов (рис. 2.16).

s       ~500 эВ Е, эВ   Рис. 2.16 – Зависимость s от энергии первичных электронов

Для вторичной электронной эмиссии важны два элементарных процесса: 1) движение первичных электронов в материале эмиттера, сопровождающееся передачей энергии вторичным электронам; 2) движение вторичных электронов, сопровождающееся потерей энергии при столкновении с другими электронами. Эти факторы и объясняют зависимость коэффициента вторичной эмиссии от энергии первичных электронов. С одной стороны, в результате увеличения энергии первичных электронов в эмиттере растет число вторичных электронов, создаваемых каждым первичным электроном. В этом случае растет коэффициент вторичной эмиссии.

С другой стороны, проникающий в эмиттер первичный электрон на первых этапах своего пути обладает большой скоростью и редко передает энергию электронам эмиттера. По мере торможения первичного электрона в эмиттере основную часть своей энергии он отдает электронам эмиттера в конце пути. Чем больше энергия первичных электронов, тем глубже они проникают в эмиттер. Выход вторичных электронов затрудняется, т.к. возрастают их энергетические потери в пути из эмиттера. Это ведет к уменьшению коэффициента вторичной эмиссии.

Распределение вторичных электронов по энергиям представлено на рис. 2.17.

 

Широкий пик, максимум которого приходится на энергию порядка 20 эВ, соответствует истинно вторичным электронам. Этот пик не зависит от энергии первичных электронов. Узкий пик, соответствующий энергии первичных электронов (~ 200 эВ), показывает упруго отраженные от эмиттера первичные электроны. При изменении энергии первичных электронов узкий пик соответственно перемещается.

Особенностью вторичной эмиссии является то, что коэффициент вторичной эмиссии не зависит от эффективной работы выхода эмиттера. Это связано с тем, что за счет большой энергии первичных электронов энергия вторичных электронов значительно больше эффективной работы выхода любого материала.

Зависимость коэффициента s от энергии первичных электронов у диэлектриков и полупроводников качественно такая же, как и у металлов. Однако s у диэлектриков и полупроводников значительно выше. При этом из-за плохой проводимости диэлектрика или полупроводника на поверхности кристалла под действием первичных электронов формируется заряд, который существенно изменяет процессы взаимодействия первичных электронов с кристаллом.

Допустим, что материал кристалла – диэлектрик, при этом s < 1.

В этом случае на поверхность кристалла электронов приходит больше, чем уходит за счет вторичных. Избыточные заряды не могут уйти в объем диэлектрика и в цепь, поверхность кристалла заряжается отрицательно. На поверхности кристалла формируется тормозящее поле. Это ведет к уменьшению s. Происходит дальнейшее накопление отрицательного заряда на поверхности кристалла и т.д.

Это будет продолжаться до тех пор, пока потенциал поверхности не достигнет потенциала катода и не прекратятся и первичный и вторичный токи.

Допустим теперь, что s > 1, т.е. с поверхности диэлектрика уходит электронов больше, чем приходит, и поверхность заряжается положительно. Возникает ускоряющее поле, энергия первичных электронов увеличивается. Накопление заряда на поверхности будет происходить до тех пор, пока s = 1. Это означает, что при s = 1 наступает установившийся режим.

У полупроводниковых кристаллов эффект зарядки поверхности выражен слабее из-за значительной проводимости.