Электронная проводимость при электрическом пробое твёрдого диэлектрика.

Выше мы постарались показать, каким образом достаточно сильные градиенты индуцированных зарядов в поверхностных слоях диэлектрика, находящегося во «внешнем поле», приводят к разрывам химических связей и, соответственно, к появлению долгоживущих ненасыщенных валентностей, т.е. свободных валентных связок «протон-электрон». Они-то и открывают дорогу сквозь диэлектрик посторонним свободным электронам.

В самом деле, такой электрон, вошедший в диэлектрик со стороны катода, недолго останется свободным: он притянется к ближайшей свободной валентной связке «протон-электрон», у которой электрон находится в тепловом небытии, а протон находится в тепловом бытии [9], и будет велика вероятность того, что этот электрон включится в состав этой валентной связки – с освобождением электрона, бывшего в её составе прежде. Освобождённый электрон сможет немного продвинуться к аноду и, в свою очередь, включиться в состав следующего атома со свободной валентной связкой «протон-электрон», тоже освободив электрон, бывший в её составе прежде – и так далее. Продвижение «лишних» электронов к аноду будет результатом «ротации кадров» между свободными и связанными электронами – аналогично тому, как это происходит, на наш взгляд, в металлах [6] и в графите [13] – таким образом и будет формироваться канал проводимости.

Уместен вопрос – если сильные градиенты индуцированных зарядов, из-за которых рвутся химические связи в диэлектрике, локализованы лишь в тонких поверхностных слоях, то каким образом развивается электрический пробой в центральном слое диэлектрика? Мы полагаем, что игольчатая оконечность растущего канала проводимости, будучи источником «сильно неоднородного поля», обладает собственной способностью разрывать химические связи. Т.е., градиенты индуцированных зарядов в поверхностных слоях диэлектрика служат лишь затравкой процесса цепного разрыва химических связей. Здесь мы усматриваем ещё одно преимущество нашей модели по сравнению с моделью «ударной ионизации» - которая допускает, что первичный электрон, который порождает лавинный пробой, «может находиться, вообще говоря, в любом месте диэлектрика» [1]. Но никто никогда не наблюдал, при электрическом пробое твердого диэлектрика, такого канала пробоя, который начинался бы где-то из середины толщины образца и заканчивался на поверхности – канал электрического пробоя твёрдого диэлектрика всегда начинается на поверхности. Это естественно следует из нашей модели: максимальные градиенты индуцированных зарядов локализованы именно на поверхностях диэлектрика (см. Рис.1), поэтому химические связи именно на поверхностях рвутся в первую очередь – оттуда и начинается рост каналов электронной проводимости [2].

По логике вышеизложенного, электрический пробой твёрдого диэлектрика всегда сопровождается разрушением его химической структуры, поэтому типичными атрибутами этого пробоя являются механические разрушения и химические превращения в створе канала проводимости.

 

Небольшое обсуждение.

Вышеизложенное не претендует на строгую и полную теорию электрического пробоя твёрдых диэлектриков. Выражение (6) для пробивной напряжённости можно рассматривать как отправной пункт для теории – тем более что это выражение не вполне подходит для случая аморфных диэлектриков, у которых понятие «атомных слоёв» весьма расплывчато. Впрочем, едва ли можно сомневаться в том, что в аморфном диэлектрике ослабление «внешнего поля» тоже происходит благодаря индуцированию электрических зарядов в поверхностных слоях образца – и что механизм разрыва химических связей, открывающий дорогу электрическому пробою, в общих чертах совпадает с вышеописанным.

Добавим, что электрическое упрочнение сверхтонких диэлектрических образцов обусловлено, по логике нашей модели, уменьшением градиентов индуцированных зарядов – ввиду недостаточности толщины образца для индуцирования «полновесных» градиентов. Напрашивается вывод: мультислойный образец, в котором сверхтонкие слои диэлектрика чередуются со сверхтонкими слоями металла, должен иметь сверхвысокую электрическую прочность по постоянному напряжению. При толщинах слоёв диэлектрика и металла, скажем, в 50 атомных слоёв, мультислойный образец с полной толщиной в 100 микрон выдержал бы, возможно, такое же электрическое напряжение, как и однородный диэлектрик толщиной в несколько сантиметров. Современные технологии вакуумного напыления вполне позволяют изготавливать такие мультислойные образцы.

 

 

Ссылки.

 

1. С.И.Сканави. Физика диэлектриков (область сильных полей). «Гос. изд-во физико-математической литературы», М., 1958.

2. Г.А.Воробьёв и др. Физика диэлектриков (область сильных полей). «Изд-во ТПУ», Томск, 2003. Доступна на http://www.enin.tpu.ru/lib/EICT_FDup.pdf

3. Р.Кристи, А.Питти. Строение вещества: введение в современную физику. «Наука», М., 1969.

4. С.Г.Калашников. Электричество. «Наука», М., 1977.

5. А.Р.Хиппель. Диэлектрики и волны. «Изд-во иностранной литературы», М., 1960.

6. А.А.Гришаев. Металлы: нестационарные химические связи и два механизма переноса электричества.

7. А.А.Гришаев. Феномен сфер непроницаемости в атомах.

8. А.А.Гришаев. Зарядовые разбалансы в «нейтральных атомах».

9. А.А.Гришаев. Зарядовые разбалансы – отличительный признак валентных электронов.

10. А.А.Гришаев. Книга «Этот «цифровой» физический мир».

11. А.А.Гришаев. Новый взгляд на химическую связь и на парадоксы молекулярных спектров.

12. Л.Полинг. Общая химия. «Мир», М., 1974.

13. А.А.Гришаев. Электродинамические силы, задающие расстояния между атомными слоями в графите.