Hajde da razmotrimo fizičku osnovu emisiona elektronika, tj. fenomen emisije (emisije) elektrona i jona koji se javlja na granici čvrstog tijela s vakuumom ili plinom kada je površina emitera izložena konstantnom ili visokofrekventnom električnom polju, svjetlosnom zračenju, bombardiranju elektrona ili jona, termičkom zagrijavanju, mehanička obrada itd.
Spontana (spontana) emisija elektrona iz čvrste tvari spriječena je prisustvom potencijalnog praga U 0 na granici, uzrokovanog silama interakcije između elektrona koji izlaze iz tvari na udaljenosti većim od atomske veličine i ostaju nekompenzirane pozitivan naboj rešetkasti joni (slika 1).
Maksimalna moguća kinetička energija elektrona provodljivosti u metalu na temperaturi apsolutne nule jednaka 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 autoelektronske emisije, moguće je samo ako se potencijalni prag transformiše u potencijalnu barijeru kroz koju elektroni mogu da „cure“ i „tuneliraju“ zbog čisto kvantno mehaničkog efekta, sličnog tunelskom efektu prilikom spontane emisije alfa čestica iz radioaktivnih jezgara. Izraz “emisija elektrona u polju” znači da se oslobađanje elektrona izvan čvrstog tijela događa spontano, tj. nije povezan sa utroškom dodatne energije. Elektroni koji su "iscurili" izvan barijere dobijaju energiju iz električnog polja E samo u vakuumskom razmaku emiter–anoda.
Što je veća jačina vanjskog električnog polja E, što se potencijalna energija elektrona strmija mijenja s promjenom udaljenosti x od površine U(x)=–e E x u ovom polju, potencijalna barijera je uža i, posledično, veća je gustina struje emisije polja j A, u zavisnosti od kvantno-mehaničkog 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 povećanju struje emisije polja (videti §9.7). Zavisnost j A ( E) je eksponencijalne prirode: j A ~exp[–S/ E], gdje je C konstanta određena radnom funkcijom elektrona koji napušta emiter.
Prema proračunima, za pojavu značajnih emisionih struja polja potrebne su jačine polja E~10 8 ¸10 9 V/m.
Električno polje na površini čvrste tvari može se formirati ne samo zbog vanjske razlike potencijala koja ubrzava elektrone između katode i anode, već i zbog polja pozitivnih jona smještenih na površini 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 na površini katode. Jako električno polje u graničnom području emiter-plazma lokalizirano je unutar takozvanog Debyeovog radijusa, koji ovisi o koncentraciji u plazmi. Pojava ovog polja uzrokuje dodatno povećanje emisije elektrona polja. Ovaj proces prelaska sa obične poljske emisije na abnormalno visoke gustine emisione struje je nagao, eksplozivne prirode 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 eksplozivne emisije.
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 na srednjem slobodnom putu, tada doživljavaju kvazielastično rasejanje vibracijama atoma rešetke (fonona). S takvim rasipanjem, smjer impulsa elektrona se naglo mijenja (raspršenje je po pravilu sferno simetrično), a energija elektrona se malo mijenja. Očigledno, u ovom slučaju će se prosječna energija elektrona povećati, tj. temperatura elektronskog gasa će se „odvojiti“ 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 će samo oni elektroni čija energija E x =p x 2 /2m e, povezana sa komponentom impulsa normalnom na površinu, biti veća od χ, moći će pobjeći u vakuum.
Posebna klasa emiteri su poluvodičke katode, kod kojih se dno provodnog pojasa u zapremini emitera nalazi iznad nivoa vakuuma. To su emiteri sa negativnim afinitetom prema elektronima, dobijeni npr. raspršivanjem na površinu poluprovodnika p-tipa (sa savijanjem trake prema dolje) monomolekularnih slojeva atoma Cs ili molekula Cs 2 O. Iz takvih emitera moguće je emitovati ne samo "vruće" ali i termolizovane ("hladne") elektrone.
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 upotrebom energije električnog polja. Međutim, moguće je stvoriti poseban emiter prekrivanjem dielektrične podloge tankim metalnim filmom sa „ostrvnom“ strukturom. 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 domenu elektromagnetno polje, što odgovara rasponu svjetlosti (ν~10 15 –10 16 Hz), energija jednog kvanta hν može biti veća od radne funkcije elektrona iz metala eφ. Fenomen čvrstih tijela koje emituju elektrone 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 termolizovani elektroni mogu da pobegnu u vakuum.
Fenomen fotoelektronske emisije karakteriše prosečno broj emitovanih elektrona po apsorbovanom fotonu. Ova količina se zove kvantni prinos fotoelektričnog efekta i označeno sa Y. Za emitere sa negativnim afinitetom do elektrona, kvantni prinos dostiže maksimum moguće vrijednosti. Sa povećanjem jačine polja svjetlosnog vala (gustina fotona koji upadaju na emiter), vjerovatnoća apsorpcije dva ili više fotona istovremeno od strane elektrona čvrstog tijela može biti vrlo uočljiva, što odgovara višefotonskom fotoelektričnom efekat. Kad dosta niske frekvencije zbog niske energije jedne kvantne (na primjer, na mikrovalnim frekvencijama hν~10 ‑5 –10 ‑6 eV) interakcije elektromagnetni talas sa elektronima čvrstog tela treba posmatrati čisto klasično, tj. kao kontinuirani proces ubrzanja elektrona u polju mikrotalasnog talasa. Upravo tako je opisan proces emisije "vrućih" elektrona na mikrotalasnim frekvencijama iz poluprovodnika i "ostrvskih" filmova.
Bombardiranjem čvrstog tijela elektronima sa energijom E P >eφ (u metalima) ili E p ≥ΔE g (u dielektricima i poluprovodnicima), može se uočiti emisija sekundarnih elektrona, tj. izbacivanje elektrona iz čvrste supstance prenoseći im energiju 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 cilj u određenom vremenskom intervalu i broja primarnih elektrona koji padaju na metu u istom intervalu naziva se sekundarni faktor emisije elektrona i označeno sa σ. Vrijednost σ značajno 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 govori se o sekundarnoj emisiji elektrona zbog refleksije, u drugom – o sekundarnoj emisiji elektrona zbog poprečnog presjeka. Koeficijent sekundarne emisije elektrona po udarcu je označen sa Σ. Zavisnost Σ (E P) može se značajno razlikovati za isti emiter od zavisnosti σ (Ep). To je prije svega zbog činjenice da je do vrijednosti E P, počevši od kojih primarni elektroni pucaju kroz metu, vrijednost Σ nula (ili zanemarljiva).
Kada se čvrsto tijelo zagrije, amplitude atomskih vibracija se povećavaju kristalna rešetka(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 elektroni dobijaju energiju dovoljnu da savladaju radnu funkciju na granici čvrstog i vakuuma. Fenomen emitovanja elektrona u vakuum od zagrijanog tijela naziva se termoionsku emisiju. U poluvodičima na temperaturama blizu apsolutne nule nema elektrona u pojasu provodljivosti. Zagrijavanje tijela uzrokuje bacanje elektrona u provodni pojas sa nivoa donora i iz valentnog pojasa. U interakciji sa fononima, elektroni se termoliziraju, a 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 prolaze kroz potencijalnu barijeru sa određenom vjerovatnoćom zbog efekta tuneliranja. Potencijalni korak na sučelju metal-vakum pretvara se u potencijalnu barijeru zbog primjene visokog napona između katode i anode, čija veličina određuje visinu i širinu barijere. 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 uzela u obzir smanjenje visine potencijalne barijere za iznos Δ(eφ), argument funkcije θ(ξ) je bezdimenzionalna veličina koja predstavlja 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. Približan izraz funkcije 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 elektronskim voltima i jačinu električnog polja u V/cm, dobijamo gustinu struje emisije polja u A/cm 2:
Za praktične proračune, 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 prikazuje u obliku 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 E također ovisi o Nordheim funkciji, koja uvelike varira s promjenama E. Međutim, prisustvo funkcije θ(ξ) u eksponencijalu ne utiče značajno na tok razmatrane zavisnosti, jer se ova funkcija slabo menja u granicama 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 elektrona polja (slika 10.4). Gusti negativni prostorni naboj smanjuje jačinu polja na površini 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.
Date formule Fowler-Nordheimove teorije odgovaraju slučaju T = 0 K. Sa povećanjem temperature, širi se spektar elektrona u metalu, što dovodi do temperaturne zavisnosti struje emisije polja zbog vjerovatnije prolazak kroz potencijalnu barijeru elektrona termički pobuđenih do nivoa koji leže iznad Fermijevog nivoa. E. Murphy i R. Goode dobili su sljedeći izraz za gustinu struje emisije polja uzimajući u obzir temperaturu emitera:
j A (T)=j A (0)πy/sinπy. (10.13)
Kod malog T, proširujući sinπy u niz, dobijamo
j A (T)≈j(0). (10.14)
Sa 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)T 2 (10.15)
Dakle, u prvoj aproksimaciji, promjena struje emisije polja s temperaturom slijedi kvadratni zakon. Formula (10.15) određuje j A (T) sa tačnošću ne lošijom od 10% do j A (T)/j A (0)=1,6 i 1% do A (T)/j A (0)= 1, 18. Izračun pomoću ove formule, na primjer, na temperaturi tečni azot(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 visokotemperaturnom području, sama emisiona struja polja, uzrokovana tunelskim mehanizmom, dopunjena je termoelektronskom emisionom strujom, uzrokovanom elektronima s energijom dovoljnom da prevlada potencijalnu barijeru, smanjenu zbog Schottkyjevog efekta. Radi jasnoće, na sl. 10.5, energetski spektar elektrona u metalu podeljen je na četiri regiona: 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 učestvuju u emisija polja pri T>0 K (mogu se nazvati termoautoelektronima). Otpuštanje elektrona grupe B u vakuum odgovara povećanju termoionske struje zbog Schottkyjevog efekta. Konačno, elektroni grupe G izlaze u vakuum zbog mehanizma termoionske emisije čak i pri E≈0.
Analiza energija elektrona koji napuštaju katodu polja može se izvesti pomoću energetskih analizatora sa usporavajućim poljem ili sa otklonom elektrona u električnom ili magnetskom polju (vidi Poglavlje 2). U ovom slučaju, elektroni polja se preliminarno ubrzavaju određenom razlikom potencijala u razmaku između emitera i obližnje elektrode (na primjer, rešetke), a zatim se šalju u sistem za analizu. Mjerenja pokazuju da kada niske temperature Distribucija energije elektrona polja 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 konceptima o mehanizmu poljske emisije elektrona 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 slobodnog elektrona za koji je Fermijeva površina u impulsnom prostoru sfera. Pravi emiteri imaju stepenastu strukturu sa visinom koraka od jedne ili više međuatomskih udaljenosti, a izoenergetske Fermijeve površine za većinu metala imaju složenu strukturu koja se značajno razlikuje od sfere. Osim toga, emiter sa adsorbiranim submonoslojnim filmom, čiji atomi teže da se sastavljaju u “otoke”, ima neuniformitet u radnoj funkciji eφ, što uzrokuje pojavu takozvanog spot polja na površini. Uzimanje u obzir prva dva faktora dovodi do određenih poboljšanja teorije polja 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 diskutovati.
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 vrha polumjera zakrivljenosti od reda 0,01-1 μm. U potonjem slučaju, jakost polja na površini katode vrlo malo 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, ali ako je površina metala prekrivena filmom od nemetalnog materijala, oblik površinske barijere može značajno promeniti. U potonjem slučaju, elektroni polja moraju tunelirati kroz adsorbirani atom, koji je potencijalna bušotina sa skupom vlastitih diskretnih nivoa. To bi trebalo dovesti do promjene energetskog spektra emisije polja, posebno do pojave rezonantnih vrhova u njemu, što odgovara povećanju vjerovatnoće oslobađanja onih elektrona metalne podloge čije se energije poklapaju s energijama slobodnog nivoa u atomskoj potencijalnoj bušotini. Na primjer, adsorpcijom Cs na W, dobijen je spektar elektrona polja poluširine od 0,05 eV.
Budući da se pravi emiteri vrhova razlikuju po obliku od navedenih idealiziranih modela, to neminovno 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 rezu monokristala.
Postavljanjem vrha emitera E i susjedne prstenaste anode A u središte staklenog cilindra B, na čiju unutrašnju provodnu površinu je nanesen sloj fosfora L, na luminiscentnom ekranu se mogu posmatrati obrasci raspodjele poljske emisije struja preko površine vrha, zbog razne poslove prinos monokristalnih površina eφ, kao i razlika u lokalnim jačinama električnog polja na površini različitih strana (slika 10.6). Uvećanje takvog elektronskog projektora, čija ideja pripada E. Mulleru, određeno je omjerom R/r, gdje je R udaljenost između emitera i ekrana, a r polumjer vrha. Na primjer, sa 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 tokom adsorpcije filmova na površini emitera. razne supstance. Rezolucija takvog uređaja, iako još uvijek nedovoljna za posmatranje pojedinačnih atoma, omogućava da se na ekranu vide atomski kompleksi udaljeni jedan od drugog sa poprečne dimenzije~100 nm, kao i mjerenje emisionih struja polja sa pojedinačnih strana vrha od monokristala. Osvetljenost ekrana u određenoj tački je veća za dati V, što je veća emisivnost elementarnog preseka vrha, koji se projektuje na datu lokaciju na ekranu.
E. Müller je 1951. godine 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 jonizacije 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.
Katode metalnog polja koriste se u brojnim električnim vakuumskim uređajima (katode u elektronskim topovima, “startne” katode u mikrotalasnim uređajima itd.).
Prednosti ovakvih katoda su: 1) nedostatak usijanja, a samim tim i bez inercije; 2) veoma velike gustine struje; 3) male dimenzije katode, koje omogućavaju stvaranje skoro tačkastih izvora elektrona; 4) mala rasprostranjenost energije; 5) veliki nagib strujno-naponske karakteristike.
Glavni nedostatak je nestabilnost emisione struje polja, uzrokovana adsorpcijom zaostalih plinova u nedovoljno dobrim vakuumskim uvjetima i katodnim raspršivanjem tvari emitera. Ovi faktori uzrokuju, s jedne strane, promjenu radne funkcije katode, as druge, promjenu njenog mikroreljefa. Osim toga, u jakim poljima i na temperaturi dovoljno visokoj za dati materijal katode, uočava se primjetna migracija atoma same tvari duž površine katode, što dovodi do restrukturiranja njene mikrogeometrije, što mijenja jačinu polja na emiteru. površine. Prijelaz na ultra-visoki vakuum, korištenje materijala otpornijih na ionsko bombardiranje, smanjenje protoka jona do katode pomoću posebnih elektronsko-optičkih uređaja - sve to omogućava postizanje prilično stabilnog rada katode poljske emisije.
Formula za maksimalnu gustinu struje j Am poljske emisije iz metala ima oblik
(10.16)
gdje je j Am maksimalna gustina struje emisije polja, A/cm 2 ;
E F =r F 2 /2m e – energija elektrona na Fermijevom nivou, eV.
Pošto je energija E F reda nekoliko elektron volti, maksimalna 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 vodljivom pojasu metala 10 22 –10 23 cm -3. Glavni razlog ograničavanja maksimalne gustine struje polja emisije je termičko uništavanje emitera sopstvenom strujom. Vrijednost j Am u praksi zavisi od trajanja impulsa anodnog napona i kreće se u rasponu od 10 7 –10 9 A/cm 2 .
2.3. Emisija polja iz poluprovodnika.
Za razliku od metala, poluvodič je katoda u polju sa značajno ograničenom koncentracijom elektrona u vodljivom pojasu. Ovo određuje karakteristike emisije polja iz poluprovodnika: 1) maksimalne gustine struje su znatno 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 emisije polja (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. U slučaju jakog polja, elektronski plin u vodljivom pojasu blizu površine poluvodiča može postati degeneriran ako, kao rezultat savijanja pojasa, dno vodljivog pojasa završi 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. To se događa u slučaju kada je brzina protoka elektrona iz volumena uzorka na površinu dovoljna samo da kompenzira elektrone emitirane iz 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". Takav dodatni izvor elektrona koji dolaze iz mase u područje blizu površine može biti udarna jonizacija elektrona valentnog pojasa i autojonizacija elektrona na donorskim nivoima. Ovi efekti visokog polja su odgovorni za zaplet brz rast emisiona struja polja koja prethodi termičkom razaranju katode.
Eksperimentalno dobijen V.A.C. za poluprovodnike 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 – presjek zasićenja; 3 – područje naglog povećanja struje povezanog s umnožavanjem elektrona u volumenu emitera.
Fowler-Nordheimova teorija emisije polja je u suštini "aproksimacija nulte struje". To znači da emisiona struja predstavlja samo mali dio ukupnog protoka elektrona koji upadaju na potencijalnu barijeru. Za metale ova aproksimacija vrijedi do područja vrlo jakih polja. U poluvodičima, razlika između strujanja elektrona prema površini i difuzijskog toka sa površine može biti uporediva sa protokom elektrona polja u vakuum.
Ograničena brzina protoka elektrona iz mase prema površini je glavni razlog za pojavu područja zasićenja na krivulji strujnog napona. emisiona struja polja iz poluprovodnika dva navedena 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) pad napona na zapreminskom otporu poluprovodnika raste; 4) geometrija i veličina jačine polja pri promeni površine emitera. Povećanje pada napona na uzorku dovodi, zauzvrat, do povećanja prosječne energije elektrona, tj. za zagrevanje elektronskog gasa. Ako je afinitet kristala prema elektronima 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 sa 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”, jer energija elektrona funkcija raspodjele tokom procesa udarne jonizacije 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 području „platoa“ na V.A.C. proporcionalno osvetljenju I 0 . Spektralna zavisnost emisione struje polja i A (υ) se praktično poklapa sa spektralnom zavisnošću fotoprovodljivosti. Emisija polja iz poluprovodnika ozračenog svjetlošću odgovara kombinovani tip emisije - emisija fotopolja.
Povećanje temperature katode obično dovodi do povećanja emisije zbog povećanja koncentracije elektrona u vodljivom pojasu. Samo za uzorke niske otpornosti (na primjer, silicijum n-tipa), kada postoji jaka degeneracija elektronskog plina, temperaturna zavisnost Emisiona struja polja je ili potpuno odsutna ili je uzrokovana promjenom efektivne radne funkcije poluvodiča. U takvim slučajevima, osvjetljenje uzoraka ne mijenja ni veličinu emisione struje polja ni karakter naponsko-naponskih karakteristika. 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 masi i na površini; ε r je relativna dielektrična konstanta poluvodiča.
Ova formula uključuje masu slobodnog elektrona m e , iako je kod rigoroznijeg pristupa potrebno uzeti u obzir složenu strukturu traka i operisati efektivnom masom. Međutim, korekcije zbog ove nesigurnosti su obično male.
Studija distribucije energije elektrona polja koje emituju poluvodiči pokazuje da izvor emisije elektrona polja može biti ne samo provodni pojas, već i valentni pojas. Ako su uslovi emisije iz oba pojasa približno isti, tada bi se spektar elektrona polja trebao sastojati od dva pika, među kojima je udaljenost jednaka pojasu ΔE g. U eksperimentima za silicijum n-tipa, „dvogrbi“ spektri su zaista dobijeni 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 povećanjem anodnog napona. Kada se elektroni emituju iz provodnog pojasa, spektar se širi sa povećanjem jačine polja E povezana sa emisijom "vrućih" elektrona. Poluširina spektra se također povećava s povećanjem temperature, budući da povećanje temperature dovodi do veće vjerovatnoće da elektroni zauzmu energetska stanja koja se nalaze iznad dna vodljivog pojasa (bez degeneracije) ili iznad Fermijevog nivoa (prisustvo degeneracije) . Proširenje energetskih spektra elektrona polja uočava se samo uz odstupanje strujno-naponskih karakteristika. od linearnog hoda, 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 na krivulji struja-napon na slici 10.8), povezano sa udarnom jonizacijom.
Sam proces tuneliranja elektrona je praktično bez inercije, ali uspostavljanje ravnoteže difuzije-drifta tokom protoka emisione struje polja u poluprovodniku karakteriše konačno vreme relaksacije. Zbog toga u katodama poluvodičkog polja postoje prolazni procesi kada se anodni napon pulsira u područjima 2 i 3 strujno-naponskih karakteristika, 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 pražnjenja centara za hvatanje elektrona u površinskom prostornom naboju, kao i površinskim stanjima. Postepeno iscrpljivanje ovih centara uzrokuje smanjenje struje, a u trenutku kada se polje uključi, oslobađanje elektrona iz centara povećava struju emisije polja. Rezidualni efekti pri isključivanju i ponovnom uključivanju polja ili osvjetljavanju emitera povezani su s inercijom preuređivanja područja prostornog naboja zbog činjenice da je potrebno konačno vrijeme da se popune zamke elektrona. Trenutno vrijeme relaksacije ovisi o koncentraciji zamki u uzorku, njegovoj temperaturi i naponu na emiteru. Za Ge i Si uzorke visoke otpornosti, ovisno o koncentraciji zamki, vrijeme relaksacije se kreće od τ≤10‑5 s do τ≈10‑3 s.
Praktični značaj poluprovodničke poljske emisione katode je da je u režimu „iscrpljenosti“ elektrona (područje 2 na krivulji strujnog napona) moguće dobiti stacionarnu emisiju polja pod ne baš dobrim vakuumskim uslovima (p ~ 10 -4 Pa) u dugim vremenskim intervalima ( do stotine sati). Na primjer, za silicijum n-tipa dobijena je gustina struje stacionarnog polja do 10 4 A/cm 2 .
Da bi elektron savladao sile koje ga privlače na ionsku rešetku metala, tj. da bi prošao kroz potencijalnu barijeru u površinskom sloju i napustio metal, potrebno je potrošiti nešto energije. Maksimalna kinetička energija koju elektron može imati unutar metala nije dovoljna za to. Stoga, da bi se prevladala potencijalna barijera, potrebno je primijeniti vanjske sile na elektron ili nekako
dati mu dodatnu energiju. Rad koji se mora obaviti da bi se elektron oslobodio iz metala naziva se radna funkcija i jedna je od važnih karakteristika metala; povezan je s električnim poljem u površinskom sloju metala:
pri čemu se integracija (duž bilo koje putanje) mora izvršiti od neke tačke unutar metala do tačaka koje se nalaze dovoljno udaljene od njegove površine. Za čistu površinu od volframa ovaj rad je jednak 4,5 eV. Za ostale (čiste) metale se kreće od 1,8-5,3 eV. Ako površinski sloj metala sadrži bilo kakve nečistoće, tada se radna funkcija smanjuje; na primjer, premazivanje površine volframa tankim slojem cezijuma smanjuje radnu funkciju na 1,36 eV.
U ravnotežnom stanju metala, određeni broj elektrona učestvuje u poremećaju termičko kretanje, svaka sekunda prelazi površinu metala, ali se onda pod uticajem navedenih sila ponovo uvlači u metal. Ovi elektroni formiraju takozvani elektronski oblak blizu površine metala, čija debljina i gustina (broj elektrona po jedinici zapremine) raste sa porastom temperature.
Emisija (“isparavanje”) elektrona sa površine metala može se dobiti na sljedeće načine:
1) zagrijati metal na vrlo visoku razinu visoke temperature i time povećavaju broj elektrona koji stiču velike brzine tokom termičkog kretanja. Takvi elektroni, koji posjeduju visoku kinetičku energiju, mogu savladati sile koje sprječavaju njihovo oslobađanje iz metala (termionska emisija);
2) koristiti jako električno polje, koje bi "pokupilo" elektrone sa površine metala. Ova emisija elektrona naziva se hladna ili emisija polja; može biti uzrokovan i na niskim temperaturama;
3) zračiti metalnu površinu svetlošću, ultraljubičastim, rendgenskim i drugim zracima čiju energiju apsorbuju elektroni. Elektroni emitovani iz metala troše dio rezultirajuće energije u radnu funkciju, a ostatak pohranjuju kao kinetičku energiju. Ova metoda emitovanja elektrona naziva se fotoelektrični efekat (fotoelektronska emisija);
4) bombardovati metalnu površinu elektronima, jonima ili drugim česticama. Ako se ovo bombardovanje vrši elektronima, onda je emisija posledica činjenice da je broj emitovanih elektrona veći od broja elektrona koji bombarduju (za čiste površine - za 1,2 - 1,8 puta, a za površine koje sadrže nečistoće i prekrivene su tanak sloj oksida - na desetine puta); Ova metoda izbacivanja naziva se sekundarna emisija elektrona.
Emisija elektrona koja je rezultat zagrijavanja naziva se termoionska emisija (TE). Fenomen TE se široko koristi u uređajima punjenim vakuumom i gasom.
- Elektrostatička ili Field emisija
Elektrostatička (poljska emisija) je emisija elektrona uzrokovana prisustvom jakog električnog polja na površini tijela. Dodatna energija za elektrone solidan nije prijavljeno, ali zbog promjene oblika potencijalne barijere stiču sposobnost odlaska u vakuum.
Fotoelektronska emisija (PE) ili eksterni fotoelektrični efekat je emisija elektrona iz supstance pod uticajem radijacije koja pada na njenu površinu. FE se objašnjava na osnovu kvantne teorije čvrstih tijela i pojasne teorije čvrstih tijela.
Emisija elektrona sa površine čvrstog tijela kada je bombardirano elektronima.
Emisija elektrona metala kada je bombardovan jonima.
Emisija elektrona kao rezultat lokalnih eksplozija mikroskopskih područja emitera.
Emisija elektrona sa ultrahladnih površina ohlađenih na kriogene temperature. Malo proučavan fenomen.
vidi takođe
Napišite recenziju o članku "Elektronski problem"
Izvod koji karakteriše elektronsku emisiju
- Tražite pojačanje? – reče Napoleon ljutitim pokretom. Ađutant je potvrdno pognuo glavu i počeo da izveštava; ali car se okrenuo od njega, napravio dva koraka, stao, vratio se i pozvao Bertijea. "Moramo dati rezerve", rekao je, lagano raširivši ruke. – Šta mislite, koga tamo treba poslati? - okrenuo se Berthieru, ovom oison que j"ai fait aigle [gusku od kojeg sam napravio orla], kako ga je kasnije nazvao.„Gospodine, da pošaljem Klaparedovu diviziju?“ - rekao je Berthier, koji je zapamtio sve divizije, pukove i bataljone.
Napoleon je potvrdno klimnuo glavom.
Ađutant je galopirao prema Klaparedovoj diviziji. I nekoliko minuta kasnije mladi stražar, koji je stajao iza humke, pomaknuo se sa svog mjesta. Napoleon je ćutke gledao u ovom pravcu.
"Ne", odjednom se okrenuo Berthieru, "ne mogu poslati Claparèdea." Pošaljite Friantovu diviziju”, rekao je.
Iako nije bilo prednosti slanja Friantove divizije umjesto Claparèdea, a čak je bilo i očigledne neugodnosti i kašnjenja da se sada zaustavi Claparède i pošalje Friant, naredba je izvršena precizno. Napoleon nije vidio da u odnosu na svoje trupe igra 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. WITH različite strane Ađutanti su i dalje jurili, a svi su, kao po dogovoru, govorili isto. Svi su tražili pojačanje, svi su govorili da se Rusi drže i proizvode un feu d'enfer [paklenu vatru] od koje se topila francuska vojska.
Elektroni provodnika se slobodno kreću unutar njegovih granica, a kada se apsorbuje dovoljno energije, mogu izaći van, savladavajući zid potencijalnog bunara na površini tijela (slika 10.6). Ova pojava se zove elektronska emisija (u jednom atomu, slična pojava se naziva jonizacija).
At T = 0 energija potrebna za emisiju određena je razlikom između nivoa W= 0 i Fermi nivo E R(Sl. 10.6) i naziva se radna funkcija. Izvor energije mogu biti fotoni (vidi paragraf 9.3), koji izazivaju fotoemisiju (fotoelektrični efekat).
Rice. 10.6
Termionska emisija je uzrokovana zagrijavanjem metala. Kada je funkcija distribucije elektrona izobličena (vidi sliku 10.5, b) Sav "rep" može ići dalje od reza potencijalnog bunara, tj. neki elektroni imaju dovoljno energije da pobjegnu iz metala. Ovo se obično koristi za dovod elektrona u vakuum.
Najjednostavniji uređaj koji koristi termičku emisiju je električna vakuum dioda (slika 10.7, A). Njegova katoda K se zagrijava od EMF izvora ? I i emituje elektrone, koji stvaraju strujni jod djelovanjem električnog polja između anode i katode. Vakum dioda se od fotodiode razlikuje uglavnom po izvoru energije koji uzrokuje emisiju elektrona, pa su njihove strujno-naponske karakteristike slične. Što je napon veći Ua između anode i katode, dakle većina elektrone iz njihovog oblaka na katodi izvlači električno polje u jedinici vremena. Dakle, sa povećanjem napona Ua struja I raste. Pri nekim naponima, nula već vuče Sve elektroni koji napuštaju katodu i dalje povećanje napona ne dovode do povećanja struje - dolazi do zasićenja.
Rice. 10.7
PITANJE. Zašto je struja zasićenja na T, više nego sa G (slika 10.7, b)? ODGOVOR. At T 2 > D, više elektrona napušta katodu u jedinici vremena.
Kada je polaritet primijenjenog napona obrnut ("minus" je spojen na anodu, a "plus" spojen na katodu), elektroni se ne ubrzavaju, već usporavaju, pa je vakuum dioda sposobna da propušta struju samo u jednom pravcu, tj. on ima jednosmjerna provodljivost. Ovo omogućava da se koristi za strujno ispravljanje(Sl. 10.7, V): Za vrijeme djelovanja pozitivnog polutalasa napona, dioda propušta struju, ali za vrijeme negativnog poluvala ne.
Godine 1907., Amerikanac Lee de Forest je diodi dodao treću mrežnu elektrodu, koja je omogućila pojačavanje električnih signala. Takva trioda je zatim dopunjena drugim elektrodama, što je omogućilo stvaranje razne vrste pojačala, generatori I pretvarači. To je dovelo do brzog razvoja elektrotehnike, radiotehnike i elektronike. Tada su palicu preuzeli poluvodički uređaji, koji su zamijenili vakuumske cijevi, ali u CRT-ovima, rendgenskim cijevima, elektronskim mikroskopima i nekim vakuumskim cijevima, toplotna emisija je i dalje relevantna.
Drugi izvor elektronske emisije može biti bombardovanje površine materijala raznim česticama. Sekundarna elektron-elektronska emisija nastaje kao rezultat udara vanjskih elektrona, koji dio svoje energije prenose na elektrone supstance. Takva emisija se koristi, na primjer, u fotomultiplikatorskoj cijevi (PMT) (slika 10.8, A). Njegova fotokatoda 1 emituje elektrone kada je izložen svetlosti. Ubrzavaju se u smjeru elektrode (dinode) 2, iz kojih izbijaju sekundarne elektrone, oni se ubrzavaju prema dinodi 3 itd. Kao rezultat toga, primarna fotostruja se umnožava do te mjere da je PMT u stanju da detektuje čak i pojedinačne fotone.
Rice. 10.8
Isti princip primijenjen je u cijevi za pojačavanje slike nove generacije (vidi paragraf 9.3). Sadrži stotine hiljada fotomultiplikatora (prema broju piksela koji formiraju slike objekata), od kojih je svaki metalizirani mikrokanal širine ~ 10 μm. Elektroni se kreću duž ovog kanala na isti cik-cak način kao svjetlost u optičkom vlaknu i poput elektrona u fotomultiplikatoru, množeći se pri svakom sudaru sa zidovima kanala zbog sekundarne emisije. Pošto se putanja elektrona neznatno razlikuje od pravolinijske (samo unutar širine kanala), paket takvih kanala koji se nalazi između fotokatode i ekrana (slika 10.8, b), eliminiše potrebu za fokusiranjem fotoelektrona (uporedi sa slikom 9.4). Svaki kanal ne samo da umnožava elektrone, već ih i prenosi na potrebnu tačku, što osigurava jasnoću slike.
U sekundarnoj ionsko-elektronskoj emisiji, primarne čestice koje nose energiju su joni. IN uređaji za ispuštanje gasa obezbeđuju reprodukciju elektrona sa katode, koji se zatim umnožavaju jonizacijom molekula gasa (videti paragraf 5.9).
Postoji i vrlo egzotična vrsta emisije, čije se porijeklo objašnjava Heisenbergovim principom nesigurnosti. Ako metalna površina ima električno polje koje ubrzava elektrone, tada je ravna linija superponirana na potencijalni korak 1 eEx(2 na slici 10.6), a korak se pretvara u barijeru 3. Ako je ukupna energija elektrona W, one. do A W je manja od visine barijere, onda je, prema klasičnim konceptima, "uzmi", tj. ne može napolje. Međutim, prema kvantnim konceptima, elektron je također talas,što nije samo reflektovano iz optički gušće sredine, ali i prelomljena.Štaviše, prisustvo funkcije unutar barijere znači konačnu vjerovatnoću da se tamo nađe elektron. Sa „klasične“ tačke gledišta, to je nemoguće, jer pun energija elektrona W, a njegova komponenta je potencijal energija - jednaka u ovoj oblasti W+ AVK, tj. ispada da je dio veći od cjeline! U isto vrijeme, ima ih neizvjesnost AVK energija koja zavisi od vremena At ostanak elektrona unutar barijere: AWAt >h. Sa smanjenjem u: neizvjesnost A.W. može dostići traženu vrijednost, a rješavanje Schrödingerove jednadžbe daje konačne vrijednosti | r | 2 s vani barijera, tj. postoji mogućnost da će elektron pobjeći bez preskakanja barijere! Što je manji, to je veći AW p At.
Ovi zaključci su potvrđeni u praksi prisustvom efekta tunela, odnosno pod-barijere. Čak nalazi primenu tako što obezbeđuje emisiju elektrona iz metala u poljima jačine od ~10 6 -10 7 V/cm. Budući da se takva emisija događa bez zagrijavanja, ozračivanja ili bombardiranja česticama, naziva se emisija polja. Obično se javlja iz svih vrsta tačaka, izbočina itd., gdje se nulti intenzitet naglo povećava. To također može dovesti do električnog kvara vakuumske praznine.
Godine 1986 nobelova nagrada u fizici je zabilježen pronalazak uređaja za skeniranje zasnovanog na efektu tunela elektronski mikroskop. Njeni laureati su njemački fizičari E. Ruska i G. Binnig i švicarski fizičar G. Rohrer. U ovom uređaju, tanka igla skenira duž površine na maloj udaljenosti od nje. Tunelska struja koja nastaje nosi informacije o energetskim stanjima elektrona. Na ovaj način moguće je dobiti sliku površine sa atomskom preciznošću, što je posebno važno u mikroelektronici.
Tunelski efekat je odgovoran za rekombinaciju tokom ion-elektronske emisije (vidi gore), za elektrifikaciju trenjem, u kojoj elektroni iz atoma jednog materijala tuneliraju do atoma drugog. Takođe određuje dijeljenje elektrona tokom kovalentnih veza, što dovodi do cijepanja energetskih nivoa (vidi sliku 10.5, A).