Razmotrimo fizička osnova emisijska elektronika, tj. pojava emisije (emisije) elektrona i iona koja se javlja na granici krutog tijela s vakuumom ili plinom kada je površina emitera izložena stalnom ili visokofrekventnom električnom polju, svjetlosnom zračenju, bombardiranju elektronima ili ionima, toplinskom zagrijavanju, mehanička obrada itd.
Spontana (spontana) emisija elektrona iz krutine spriječena je prisutnošću potencijalnog praga U 0 na granici, uzrokovanog silama interakcije između elektrona koji bježe iz tvari na udaljenostima koje premašuju atomske veličine i ostaju nekompenzirane pozitivan naboj iona rešetke (slika 1).
Najveća moguća kinetička energija elektrona vodljivosti u metalu pri temperaturi apsolutnoj nuli jednaka je E F (Fermijeva energija). Za izvlačenje jednog elektrona s E F razine izvan emitera potrebna je dodatna energija eφ=U 0 –E F jednaka radu izlaza elektrona iz danog metala.
Spontano, ili auto-elektroničke emisije, moguće je samo ako se potencijalni prag transformira u potencijalnu barijeru kroz koju elektroni mogu "procuriti" i "tunelirati" zbog čistog kvantnog mehaničkog učinka, sličnog tunelskom efektu tijekom spontane emisije alfa čestica iz radioaktivnih jezgri. Izraz "emisija elektrona u polju" znači da se oslobađanje elektrona izvan čvrstog tijela događa spontano, tj. nije povezan s utroškom dodatne energije. Elektroni koji su “iscurili” preko barijere dobivaju energiju iz električnog polja E samo u vakuumskom međuprostoru emiter–anoda.
Što je veća jakost vanjskog električnog polja E, to se potencijalna energija elektrona strmije mijenja s promjenom udaljenosti x od površine U(x)=–e E x u ovom polju, što je potencijalna barijera uža i, posljedično, veća je gustoća struje emisije polja j A, ovisno o kvantnomehaničkom koeficijentu prozirnosti barijere (vidi §3.7). Vanjsko električno polje ne samo da dovodi do transformacije potencijalnog praga u barijeru, već također smanjuje visinu barijere ( Schottky efekt), što također doprinosi povećanju struje emisije polja (vidi §9.7). Ovisnost j A ( E) je eksponencijalne prirode: j A ~exp[–S/ E], gdje je C konstanta određena radom izlaza elektrona koji napušta emiter.
Prema proračunima, za pojavu značajnih struja emisije polja potrebne su jakosti polja E~10 8 ¸10 9 V/m.
Električno polje na površini krutine može nastati ne samo zbog vanjske razlike potencijala koja ubrzava elektrone između katode i anode, već i zbog polja pozitivnih iona koji se nalaze na površini katode. Takav sloj iona može se pojaviti na katodi, na primjer, zbog isparavanja dijela tvari elektroemisione katode kada se ona zagrijava samom elektroemisionom strujom. Naknadna ionizacija isparenih atoma dovodi do stvaranja sloja guste neravnotežne plazme izboja plina na površini katode. Jako električno polje u području granice emiter-plazma lokalizirano je unutar takozvanog Debyeovog radijusa, koji ovisi o koncentraciji plazme. Pojava ovog polja uzrokuje dodatno povećanje emisije elektrona polja. Ovaj proces prijelaza s obične emisije polja na abnormalno visoke gustoće struje emisije je nagao, eksplozivan po prirodi i u pravilu završava vakuumskim probojem (lukom). Faza emisije elektrona polja iz metala ili poluvodiča u intervalu između kraja normalne emisije polja i početka vakuumskog luka naziva se eksplozivne emisije.
Kod poluvodiča električno polje može prodrijeti duboko u emiter. To uzrokuje, prvo, promjenu prirode vrpčne strukture u području blizu površine (savijanje vrpce) i, drugo, zagrijavanje elektronskog plina u vodljivom pojasu poluvodiča zbog činjenice da elektroni, uzimajući energiju iz polja na srednjem slobodnom putu, zatim doživljavaju kvazielastično raspršenje vibracijama atoma rešetke (fonona). Pri takvom raspršenju naglo se mijenja smjer količine gibanja elektrona (raspršenje je u pravilu sferno simetrične prirode), a energija elektrona se malo mijenja. Očito, u ovom slučaju prosječna energija elektrona će se povećati, tj. temperatura elektronskog plina će se "odvojiti" od temperature rešetke. Kao rezultat toga, može se promatrati emisija "vrućih" elektrona s hladne poluvodičke katode. Struja te emisije bit će to veća što je afinitet emitera prema elektronu χ manji, jer će samo oni elektroni čija je energija E x =p x 2 /2m e, pridružena komponenti impulsa normalnoj na površinu, biti veći. veći od χ, moći će pobjeći u vakuum.
Posebna klasa emiteri su poluvodičke katode, kod kojih se dno vodljivog pojasa u volumenu emitera nalazi iznad razine vakuuma. To su emiteri s negativnim afinitetom prema elektronima, dobiveni, na primjer, raspršivanjem na površinu poluvodiča p-tipa (sa savijanjem trake prema dolje) monomolekularnih slojeva atoma Cs ili molekula Cs 2 O. Iz takvih emitera moguće je emitirati ne samo “vrući” nego i termolizirani (“hladni”) elektroni.
Električno polje prodire u metale do dubine koja ne prelazi jedan ili dva atomska sloja (~10 -10 m). U normalnim uvjetima u metalima, zbog velike koncentracije elektrona, nemoguće je povećati temperaturu elektronskog plina pomoću energije električnog polja. Međutim, moguće je stvoriti poseban emiter pokrivanjem dielektrične podloge tankim metalnim filmom s "otočnom" strukturom. Dimenzije metalnih "otoka" ne bi trebale prelaziti ~10 nm, tj. mora biti manji od 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 primijenjenih na film.
U frekvencijskoj domeni elektromagnetsko polje, što odgovara rasponu svjetlosti (ν~10 15 –10 16 Hz), energija jednog kvanta hν može biti veća od rada izlaza elektrona iz metala eφ. Pojava emitiranja elektrona krutih tijela pod utjecajem energije svjetlosnih kvanta naziva se vanjski fotoelektrični efekt ili fotoelektronska emisija. U intrinzičnim poluvodičima i dielektricima emisija fotoelektrona opaža se samo ako je hν 0 ≥ΔE g +χ, gdje je ΔE g zabranjeni pojas. Osim izbacivanja elektrona iz valentnog pojasa, moguća je emisija fotoelektrona s donorskih razina, kao i iz površinskih stanja ispunjenih elektronima. Posebno je zanimljiva emisija fotoelektrona iz sustava s negativnim (ili blizu nule) afinitetom elektrona χ, kada termolizirani elektroni mogu pobjeći u vakuum.
Fenomen fotoelektronske emisije karakterizira prosječan broj emitiranih elektrona po jednom apsorbiranom fotonu. Ova količina se zove kvantni prinos fotoelektričnog efekta i označava se s Y. Za emitere s negativnim afinitetom elektrona, kvantni prinos doseže maksimum moguće vrijednosti. S povećanjem jakosti polja svjetlosnog vala (gustoća fotona koji padaju na emiter), vjerojatnost apsorpcije dva ili više fotona istovremeno od strane elektrona čvrstog tijela može biti vrlo zamjetna, što odgovara višefotonskom fotoelektričnom posljedica. Kad dosta niske frekvencije zbog niske energije jednog kvanta (na primjer, na mikrovalnim frekvencijama hν~10 ‑5 –10 ‑6 eV) interakcija elektromagnetski val s elektronima čvrstog tijela treba promatrati čisto klasično, t.j. kao kontinuirani proces ubrzavanja elektrona u polju mikrovalnog vala. Upravo je tako opisan proces emisije “vrućih” elektrona na mikrovalnim frekvencijama iz poluvodiča i “otočnih” filmova.
Bombardiranjem čvrstog tijela elektronima s energijom E P >eφ (kod metala) ili E p ≥ΔE g (kod dielektrika i poluvodiča) može se promatrati emisija sekundarnih elektrona, tj. izbijanje elektrona iz krutine prijenosom energije na njih od primarnih elektrona koji padaju na tvar.
Pojava emisije elektrona od strane krutih tijela kada su bombardirana snopom primarnih elektrona naziva se sekundarna elektronska emisija. Omjer broja sekundarnih elektrona koje emitira meta u određenom vremenskom intervalu i broja primarnih elektrona koji padaju na metu u istom intervalu naziva se sekundarni faktor emisije elektrona a označava se sa σ. Vrijednost σ bitno ovisi o energiji E P primarnih elektrona. Sekundarni elektroni mogu biti emitirani kako s prednje strane mete, bombardirane primarnim elektronskim snopom, tako i sa stražnje strane mete, ako je meta pogođena primarnim snopom elektrona. Očito, potonje je moguće samo za tanke filmove. U prvom slučaju govore o sekundarnoj emisiji elektrona uslijed refleksije, u drugom – o sekundarnoj emisiji elektrona zbog poprečnog presjeka. Koeficijent sekundarne emisije elektrona po hicu označen je sa Σ. Ovisnost Σ (E P) može se značajno razlikovati za isti emiter od ovisnosti 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 zanemariva).
Kada se čvrsto tijelo zagrijava, amplitude atomskih vibracija se povećavaju kristalna rešetka(u kvantnom jeziku to odgovara povećanju gustoće fonona). Prijenos energije s fonona na elektronski plin dovodi do širenja energetskog spektra elektrona. Kako temperatura raste, sve veći broj elektroni stječu energiju dovoljnu za prevladavanje rada rada na međupovršini čvrstog tijela i vakuuma. Pojava emisije elektrona u vakuum od strane zagrijanog tijela naziva se termionska emisija. U poluvodičima na temperaturama blizu apsolutne nule nema elektrona u vodljivom pojasu. Zagrijavanje tijela uzrokuje bacanje elektrona u vodljivi pojas s donorskih razina i iz valentnog pojasa. U interakciji s fononima, elektroni se termoliziraju, a njihov spektar dobiva Maxwellov karakter. Gustoća struje termoemisione emisije j T određena je Richardson–Dashmanovom formulom: j T =(1–
2.2. Emisija polja od metala.
Elektroni prolaze kroz potencijalnu barijeru s određenom vjerojatnošću zbog efekta tuneliranja. Potencijalni korak na granici metal-vakuum 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 gustoću struje emisije polja je:
, (10.10)
gdje je J(ξ)=θ(ξ)-(2ξ/3)(dθ(ξ)/dξ), θ(ξ) Nordheimova funkcija, koja je uvedena kako bi se uzelo u obzir smanjenje visine potencijalne barijere iznosom Δ(eφ), argument funkcije θ(ξ) je bezdimenzionalna veličina koja predstavlja omjer smanjenja izlaznog rada zbog Schottky efekta i izlaznog rada elektrona sa zadanom energijom Ε x.
Funkcija θ(ξ) je tabelarno prikazana i može se prikazati kao grafikon prikazan na Sl. 10.3. Približni izraz funkcije θ(ξ) blizak je 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) određena je iz ovog izraza s pogreškom manjom od 1%.
Izražavajući eφ u elektron voltima i jakost električnog polja u V/cm, dobivamo gustoću struje emisije polja u A/cm 2:
Za praktične izračune prikladno je koristiti sljedeću formulu za gustoću struje emisije polja:
. (10.12)
Pri E=6·10 7 V/cm i eφ=4,5 eV gustoća struje j A može doseći 10 7 A/cm 2 .
Za usporedbu s 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 ravna linija, unatoč činjenici da je u eksponentu E također ovisi o Nordheimovoj funkciji, koja uvelike varira s promjenama E. Međutim, prisutnost funkcije θ(ξ) u eksponencijalu ne utječe bitno na tijek razmatrane ovisnosti, jer se ova funkcija slabo mijenja u granicama eksperimentalno korištenih vrijednosti jakosti polja. Odstupanje ovisnosti ln(j A / E 2)=f(1/ E) od linearnog u području vrlo visokih jakosti električnog polja objašnjava se utjecajem prostornog naboja emitiranih elektrona polja (slika 10.4). Gusti negativni prostorni naboj smanjuje jakost polja na površini emitera i stoga uzrokuje slabiju ovisnost struje o primijenjenoj razlici potencijala V. Ovisnost struje emisije polja o radu rada eφ, koja slijedi iz Fowler- Nordheimova teorija također je u skladu s eksperimentalnim podacima. Ta je ovisnost određena uglavnom faktorom φ 3/2 u eksponentu.
Zadane formule Fowler-Nordheimove teorije odgovaraju slučaju T = 0 K. S porastom temperature širi se spektar elektrona u metalu, što dovodi do temperaturne ovisnosti struje emisije polja zbog vjerojatnije prolaz kroz potencijalnu barijeru elektrona termički pobuđenih do razina koje leže iznad Fermijeve razine. E. Murphy i R. Goode dobili su sljedeći izraz za gustoću struje emisije polja uzimajući u obzir temperaturu emitera:
j A (T)=j A (0)πy/sinπy. (10.13)
Pri malom T, šireći sinπy u niz, dobivamo
j A (T)≈j(0). (10.14)
S J(ξ)=J(0,5)=1,044 imamo , gdje je eφ izraženo u eV, E- u V/cm, a T - u K. Zamjenom vrijednosti u (10.14), dobivamo
j A (T)/j A (0)≈1+1,40 10 8 (eφ/ E 2)T 2 (10.15)
Prema tome, prema prvoj aproksimaciji, promjena struje emisije polja s temperaturom slijedi kvadratni zakon. Formula (10.15) određuje j A (T) s točnošću ne gorom 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, pri temperaturi tekući dušik(77 K) pokazuje da omjer j A (77)/j A (0) ne prelazi 1,01. Na sobnoj temperaturi, dodatak na j A (0) ne prelazi 10% (za eφ≥3 eV i j A ≥10 3 A/cm 2).
U području visokih temperatura, sama struja emisije polja, uzrokovana mehanizmom tuneliranja, nadopunjuje se strujom termionske emisije, koju uzrokuju elektroni s energijom dovoljnom za prevladavanje potencijalne barijere, smanjene zbog Schottky efekta. Radi jasnoće, na Sl. 10.5, energetski spektar elektrona u metalu podijeljen je u četiri područja: A, B, C i D. Elektroni skupine A mogu se emitirati kao elektroni polja na bilo kojoj temperaturi, uključujući T=0 K. Elektroni skupine B sudjeluju u emisija polja pri T>0 K (mogu se nazvati termoautoelektronima). Oslobađanje elektrona skupine B u vakuum odgovara povećanju termionske struje zbog Schottky efekta. Konačno, elektroni skupine G bježe u vakuum zahvaljujući mehanizmu termoemisije čak i pri E≈0.
Analiza energija elektrona koji napuštaju katodu polja može se provesti pomoću energetskih analizatora sa usporavajućim poljem ili s otklonom elektrona u električnom ili magnetskom polju (vidi Poglavlje 2). U ovom slučaju, elektroni polja se prethodno ubrzavaju određenom razlikom potencijala u razmaku između emitera i obližnje elektrode (na primjer, rešetke), a zatim se šalju u sustav za analizu. Mjerenja pokazuju da kada niske temperature Distribucija energije polja elektrona ima oblik krivulje s maksimalnom poluširinom ΔE ½ od nekoliko desetina elektron volta (obično ΔE ½ ~0,15-0,20 eV), tj. Većina elektrona zapravo ulazi u vakuum s razina bliskih Fermijevoj razini. Ovi eksperimentalni podaci dobro se slažu s teorijskim konceptima o mehanizmu emisije polja s čistih metalnih površina.
Teorija emisije polja koja se ovdje razmatra temelji se na korištenju formula za prozirnost barijere dobivenih rješavanjem jednodimenzionalne Schrödingerove jednadžbe. Ova aproksimacija vrijedi ako: 1) je površina emitera idealna homogena ravnina; 2) primjenjiv je model slobodnih elektrona za koji je Fermijeva površina u prostoru količine gibanja kugla. Pravi emiteri imaju stepenastu strukturu s 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 s adsorbiranim podjednoslojnim filmom, čiji se atomi nastoje okupiti u "otoke", ima neuniformnost u radu rada eφ, što uzrokuje pojavu tzv. točkastog polja na površini. Uzimanje u obzir prva dva faktora dovodi do nekih poboljšanja teorije o emisiji polja iz metala. Konkretno, ta se poboljšanja tiču spektra elektrona polja i temperaturne ovisnosti struje emisije polja, ali nisu toliko značajna da bi zahtijevala raspravu.
Mjerenja emisije polja provode se ili u uređajima s cilindričnom simetrijom, 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. Pri izračunavanju vrijednosti E vrh se obično aproksimira kao paraboloid, hiperboloid, stožac sa sfernim krajem itd.
Kada se monoatomski sloj drugog metala taloži na površinu metalnog emitera, priroda potencijalne barijere se ne mijenja, ali ako je metalna površina prekrivena filmom nemetalnog materijala, oblik površinske barijere može značajno promijeniti. U potonjem slučaju, elektroni polja moraju tunelirati kroz adsorbirani atom, koji je potencijalna jama sa skupom vlastitih diskretnih razina. To bi trebalo dovesti do promjene energetskog spektra emisije polja, posebno do pojave rezonantnih vrhova u njemu, što odgovara povećanju vjerojatnosti otpuštanja onih elektrona metalne podloge čije se energije podudaraju s energijama slobodnih razine u atomskoj potencijalnoj jažici. Na primjer, pri adsorpciji Cs na W, dobiven je spektar elektrona polja s poluširinom od 0,05 eV.
Budući da se stvarni vršni emiteri razlikuju po obliku od navedenih idealiziranih modela, to neizbježno uzrokuje pogrešku u izračunatoj jakosti polja, koja može doseći 10-30%. Osim toga, treba uzeti u obzir da stvarna površina odašiljača može imati mikroizbočine s povećanom jakošću polja. Kada koristite monokristalne emitere, lokalne vrijednosti jakosti polja ovise o rezu monokristala.
Postavljanjem vršnog emitera E i susjedne prstenaste anode A u središte staklenog cilindra B, na čiju je unutarnju vodljivu površinu nanesen sloj fosfora L, na luminescentnom ekranu mogu se promatrati distribucijski uzorci emisije polja. struje preko površine vrha, zbog razne poslove prinos ploha monokristala eφ, kao i razlika u lokalnim jakostima električnog polja na površini različitih ploha (sl. 10.6). Povećanje takvog elektroničkog projektora, čija ideja pripada E. Mulleru, određeno je omjerom R/r, gdje je R udaljenost između emitera i zaslona, a r je polumjer vrha. Na primjer, s r=0,1 μm i R=10 cm, porast doseže 10 6 . U tom smislu, elektronički projektori se koriste za emitiranje fenomena koji se javljaju tijekom adsorpcije filmova na površini emitera razne tvari. Razlučivost takvog uređaja, iako još uvijek nedostatna za promatranje pojedinačnih atoma, omogućuje da se na ekranu vide atomski kompleksi međusobno udaljeni s poprečne dimenzije~100 nm, te također izmjerite struju emisije polja s pojedinačnih strana vrha monokristala. Svjetlina zaslona u određenoj točki veća je za dani V, što je veća emisivnost elementarnog dijela vrha, koji se projicira na određeno mjesto na ekranu.
Godine 1951. E. Müller je predložio ionski projektor koji ima razlučivost reda veličine nekoliko angstroma i stoga omogućuje promatranje pojedinačnih atoma i molekula na površini emitera. Rad ionskog projektora temelji se na fenomenu površinske ionizacije atoma, a njegova veća razlučivost u odnosu na elektronički projektor određena je činjenicom da je de Broglieva valna duljina za ione znatno kraća nego za elektrone koji se kreću istom brzinom.
Metalne poljske katode koriste se u nizu električnih vakuumskih uređaja (katode u elektronskim topovima, "startne" katode u mikrovalnim uređajima itd.).
Prednosti takvih katoda su: 1) nedostatak užarenosti, i stoga bez inercije; 2) vrlo velike gustoće struje; 3) male dimenzije katode, omogućujući stvaranje gotovo točkastih izvora elektrona; 4) malo širenje energije; 5) veliki nagib strujno-naponske karakteristike.
Glavni nedostatak je nestabilnost struje emisije polja, uzrokovana adsorpcijom zaostalih plinova u nedovoljno dobrim uvjetima vakuuma i katodnim raspršivanjem tvari emitera. Ovi čimbenici uzrokuju, s jedne strane, promjenu radne funkcije katode, as druge, promjenu njenog mikroreljefa. Osim toga, u jakim poljima i na temperaturi dovoljno visokoj za određeni materijal katode, uočava se zamjetna migracija atoma same tvari duž površine katode, što dovodi do restrukturiranja njezine mikrogeometrije, što mijenja jakost polja na emiteru. površinski. Prijelaz na ultra-visoki vakuum, korištenje materijala koji su otporniji na ionsko bombardiranje, smanjenje protoka iona na katodu pomoću posebnih elektronsko-optičkih uređaja - sve to omogućuje postizanje prilično stabilnog rada katode za emisiju polja.
Formula za maksimalnu gustoću struje j Am emisije polja iz metala ima oblik
(10.16)
gdje je j Am najveća gustoća struje emisije polja, A/cm 2 ;
E F =r F 2 /2m e – energija elektrona na Fermijevoj razini, eV.
Budući da je energija E F reda veličine nekoliko elektron volti, maksimalna gustoća struje emisije polja može biti veća od 10 10 A/cm 2 . Tako visoka gustoća struje je u načelu moguća zbog činjenice da je koncentracija elektrona u vodljivom pojasu metala 10 22 –10 23 cm -3. Glavni razlog koji ograničava maksimalnu gustoću struje emisije polja je toplinsko uništenje emitera vlastitom strujom. Vrijednost j Am u praksi ovisi o trajanju impulsa anodnog napona i kreće se u rasponu od 10 7 –10 9 A/cm 2 .
2.3. Emisija polja iz poluvodiča.
Za razliku od metala, poluvodič je katoda polje-polje sa značajno ograničenom koncentracijom elektrona u vodljivom pojasu. To određuje značajke emisije polja iz poluvodiča: 1) maksimalne gustoće struje znatno su niže nego u metalima; 2) nelinearne strujno-naponske karakteristike lgi A =f(1/V); 3) širi spektar emitiranih elektrona u odnosu na metale; 4) ovisnost oblika strujnog impulsa o amplitudi i trajanju anodnog naponskog impulsa tijekom impulsne pobude emisije polja (efekti relaksacije); 5) toplinska i fotoosjetljivost struje emisije polja.
Vanjsko električno polje prodire u poluvodič do udaljenosti određene Debyeovim polumjerom zaklona, čiji izraz ima oblik r D = (ε r ε 0 kT/2e 2 n) ½ gdje je n koncentracija elektrona, i dovodi do pojasa savijanje. Unutar tog radijusa, zbog savijanja pojasa, koncentracija elektrona u vodljivom pojasu i na donorskim razinama raste. To pak uzrokuje pojavu pripovršinskog 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 Fermijeve razine (Sl. 10.7) .
Proces tuneliranja elektrona iz sloja prostornog naboja kroz potencijalnu barijeru u vakuum ne razlikuje se od procesa emisije polja iz metala. Međutim, za razliku od metala, u emisiji mogu sudjelovati i elektroni iz valentnog pojasa. Druga razlika je mogućnost "zasićenja" struje emisije s povećanjem napona. To se događa u slučaju kada je brzina protoka elektrona iz volumena uzorka na površinu dovoljna samo za kompenzaciju elektrona emitiranih iz površinskog sloja prostornog naboja u vakuum.
U tom će se slučaju na strujno-naponskoj karakteristici pojaviti "plato" (sl. 10.8), tj. daljnje povećanje anodnog napona neće uzrokovati povećanje struje emisije polja sve dok se novi izvor elektrona ne "uključi". Takav dodatni izvor elektrona koji dolaze iz mase u područje blizu površine može biti udarna ionizacija elektrona valentnog pojasa i autoionizacija elektrona na donorskim razinama. Ovi efekti visokog polja odgovorni su za radnju brz rast struja emisije polja koja prethodi toplinskom razaranju katode.
Eksperimentalno dobiveni V.A.C. za poluvodiče p-tipa i uzorke n-tipa visokog otpora doista su nelinearni. Imaju tri karakteristična presjeka u koordinatama lgi A =f(l/V): 1 – linearni, dobro opisan Fowler–Nordheimovom formulom; 2 – presjek zasićenja; 3 – područje naglog povećanja struje povezano s umnažanjem elektrona u volumenu emitera.
Fowler-Nordheimova teorija emisije polja je u biti "aproksimacija nulte struje". To znači da emisijska struja predstavlja samo mali dio ukupnog protoka elektrona koji upadnu na potencijalnu barijeru. Za metale ova aproksimacija vrijedi do područja vrlo jakih polja. U poluvodičima, razlika između driftnog toka elektrona prema površini i difuzijskog toka s površine može se usporediti s protokom polja elektrona u vakuum.
Ograničena brzina protoka elektrona od mase prema površini glavni je razlog za pojavu područja zasićenja na krivulji struja-napon. struja emisije polja iz poluvodiča dva navedena tipa. U tom se slučaju istodobno promatra nekoliko međusobno povezanih procesa: 1) smanjuje se koncentracija elektrona u pripovršinskom sloju; 2) vanjsko polje prodire dublje u emiter; 3) povećava se pad napona na volumnom otporu poluvodiča; 4) mijenja se geometrija i veličina jakosti polja na površini emitera. Povećanje pada napona na uzorku dovodi, pak, do povećanja prosječne energije elektrona, tj. za zagrijavanje elektronskog plina. Ako je elektronski afinitet kristala nizak (χ≤0,5 eV), tada s pojavom "vrućih" elektrona, prozirnost potencijalne barijere može doseći granična vrijednost a struja emisije polja neće rasti sve dok ne počne proces intenzivnog umnažanja elektrona uslijed udarne ionizacije. Za uzorke s visokim afinitetom za elektrone (χ≥3 – 4 eV) i malim zabranjenim pojasom (ΔE g ≤1 eV), zagrijavanje elektronskog plina unutarnjim poljem ne može dovesti do primjetne emisije "iznad barijere", budući da energija elektrona funkcija raspodjele tijekom procesa udarne ionizacije "vrućim" elektronima valentnog pojasa, nije razmazana u energetskom području E>ΔE g.
Povećanje koncentracije elektrona u volumenu visokootpornog poluvodiča, na primjer, zbog njegovog ozračivanja svjetlom, uzrokuje povećanje struje emisije polja. U ovom slučaju, dodatak struji u području "platoa" na V.A.C. proporcionalna osvijetljenosti I 0 . Spektralna ovisnost struje emisije polja i A (υ) praktički se podudara sa spektralnom ovisnošću fotovodljivosti. Emisija polja iz poluvodiča ozračenog svjetlom odgovara kombinirani tip emisije – emisija fotopolja.
Povećanje temperature katode obično dovodi do povećanja emisije zbog povećanja koncentracije elektrona u vodljivom pojasu. Samo za uzorke niskog otpora (na primjer, silicij n-tipa), kada postoji jaka degeneracija plina elektrona, temperaturna ovisnost Struja emisije polja je ili potpuno odsutna ili je uzrokovana promjenom efektivnog radnog rada poluvodiča. U takvim slučajevima osvjetljavanje uzoraka ne mijenja niti veličinu struje emisije polja niti karakter naponsko-naponskih karakteristika. Degeneracija se događa kada Fermijeva razina padne unutar vodljivog pojasa. Energetski jaz Δ S (slika 10.7) između dna vodljivog pojasa i Fermijeve razine karakterizira stupanj degeneracije elektronskog plina u pripovršinskom sloju poluvodičkog emitera.
U nedostatku degeneracije (slučaj slabog prodora polja), izraz za gustoću struje emisije polja iz poluvodiča 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 vrpci i raditi s efektivnom masom. Međutim, korekcije zbog ove nesigurnosti obično su male.
Proučavanje raspodjele energije elektrona polja koje emitiraju poluvodiči pokazuje da izvor emisije elektrona polja može biti ne samo vodljivi pojas, već i valentni pojas. Ako su uvjeti emisije iz oba pojasa približno isti, tada bi se spektar elektrona polja trebao sastojati od dva vrha, udaljenost između kojih je jednaka razmaku pojasa ΔE g. U eksperimentima za silicij n-tipa doista su dobiveni "dvogrbi" spektri s razmakom između maksimuma ΔE g = 1,1 eV (slika 10.10).
U slučaju silicija p-tipa, kada emisija polja dolazi samo iz valentnog pojasa, krivulja raspodjele energije elektrona polja ima samo jedan maksimum, čija se širina, kako slijedi iz teorije, povećava s povećanjem anodnog napona. Kada se elektroni emitiraju iz vodljivog pojasa, spektar se širi s povećanjem jakosti polja E povezana s emisijom "vrućih" elektrona. Poluširina spektra također raste s porastom temperature, budući da porast temperature dovodi do veće vjerojatnosti da će elektroni zauzeti energetska stanja koja leže iznad dna vodljivog pojasa (nema degeneracije) ili iznad Fermijeve razine (prisutnost degeneracije) . Proširenje energetskog 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 zabranjeni pojas, uočava se naglo povećanje struje emisije polja (područje 3 na krivulji struja-napon na sl. 10.8), povezano s udarnom ionizacijom.
Sam proces tuneliranja elektrona je praktički bez inercije, ali uspostavljanje ravnoteže difuzije i drifta tijekom protoka struje emisije polja u poluvodiču karakterizira konačno vrijeme relaksacije. Stoga u katodama poluvodičkog polja postoje prijelazni procesi kada anodni napon pulsira u područjima 2 i 3 strujno-naponske karakteristike, sl. 10.8. U području 1, struja emisije polja ne ovisi o vremenu. U području 2 struja opada, a u području 3 tijekom impulsa raste pri konstantnom anodnom naponu. Ovakvo ponašanje struje emisije polja objašnjava se procesima punjenja i pražnjenja centara za hvatanje elektrona u površinskom prostornom naboju, kao i površinskim stanjima. Postupno pražnjenje ovih centara uzrokuje smanjenje struje, au trenutku uključivanja polja oslobađanje elektrona iz centara povećava struju emisije polja. Zaostali učinci prilikom isključivanja i ponovnog uključivanja polja ili osvjetljavanja emitera povezani su s inercijom preuređivanja područja prostornog naboja zbog činjenice da je potrebno konačno vrijeme za ispunjavanje zamki elektrona. Trenutno vrijeme relaksacije ovisi o koncentraciji zamki u uzorku, njegovoj temperaturi i naponu na emiteru. Za uzorke Ge i Si visokog otpora, ovisno o koncentraciji zamke, vrijeme relaksacije kreće se od τ≤10‑5 s do τ≈10‑3 s.
Praktični značaj poluvodičke katode za emisiju polja je da je u modu "osiromašenja" elektrona (područje 2 na krivulji struja-napon) moguće dobiti stacionarnu emisiju polja pod ne baš dobrim uvjetima vakuuma (p ~ 10 -4 Pa) u dugim vremenskim intervalima ( do stotine sati). Na primjer, za silicij n-tipa, dobivena je stacionarna gustoća struje emisije polja do 10 4 A/cm 2 .
Da bi elektron svladao sile koje ga privlače na ionsku rešetku metala, tj. da bi prošao kroz potencijalnu barijeru u površinskom sloju i napustio metal, potrebno je utrošiti nešto energije. Za to nije dovoljna maksimalna kinetička energija koju elektron može imati unutar metala. Stoga, za prevladavanje potencijalne barijere, 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 rad rada i jedna je od važnih karakteristika metala; povezano je s električnim poljem u površinskom sloju metala:
gdje se integracija (duž bilo koje putanje) mora provesti od neke točke unutar metala do točaka koje se nalaze dovoljno daleko od njegove površine. Za čistu površinu volframa, ovaj rad je jednak 4,5 eV. Za ostale (čiste) metale kreće se od 1,8-5,3 eV. Ako površinski sloj metala sadrži bilo kakve nečistoće, rad se smanjuje; na primjer, premazivanje površine volframa tankim slojem cezija smanjuje izlazni rad na 1,36 eV.
U ravnotežnom stanju metala određeni broj elektrona sudjeluje u poremećaju toplinsko kretanje, svake sekunde izlaze izvan površine metala, ali se zatim, pod utjecajem gore navedenih sila, ponovno uvlače u metal. Ti elektroni tvore takozvani elektronski oblak u blizini površine metala, čija se debljina i gustoća (broj elektrona po jedinici volumena) povećava s porastom temperature.
Emisija ("isparavanje") elektrona s površine metala može se postići na sljedeće načine:
1) zagrijte metal na vrlo visoku razinu visoka temperatura a time i povećati broj elektrona koji tijekom toplinskog gibanja poprimaju velike brzine. Takvi elektroni, koji posjeduju visoku kinetičku energiju, mogu nadvladati sile koje sprječavaju njihovo oslobađanje iz metala (termionska emisija);
2) koristiti jako električno polje, koje bi "pokupilo" elektrone s površine metala. Ova emisija elektrona naziva se hladnom ili emisijom polja; može nastati i pri niskim temperaturama;
3) zračiti metalnu površinu svjetlom, ultraljubičastim, x-zrakama i drugim zrakama, čiju energiju apsorbiraju elektroni. Elektroni emitirani iz metala troše dio dobivene energije u rad, a ostatak pohranjuju kao kinetičku energiju. Ova metoda emitiranja elektrona naziva se fotoelektrični efekt (fotoelektronska emisija);
4) bombardirati metalnu površinu elektronima, ionima ili drugim česticama. Ako se ovo bombardiranje vrši elektronima, tada je emisija posljedica činjenice da je broj emitiranih elektrona veći od broja bombardirajućih elektrona (za čiste površine - za 1,2 - 1,8 puta, a za površine koje sadrže nečistoće i prekrivene su tanki sloj oksida - desetke puta); Ova metoda izbacivanja naziva se sekundarna emisija elektrona.
Emisija elektrona koja je posljedica zagrijavanja naziva se termoemisija (TE). Fenomen TE naširoko se koristi u vakuumskim i plinskim uređajima.
- Elektrostatička emisija ili emisija polja
Elektrostatika (emisija polja) je emisija elektrona uzrokovana prisutnošću jakog električnog polja na površini tijela. Dodatna energija za elektrone čvrsta ne javlja se, ali zbog promjene oblika potencijalne barijere stječu sposobnost odlaska u vakuum.
Fotoelektronska emisija (PE) ili vanjski fotoelektrični efekt je emisija elektrona iz tvari pod utjecajem zračenja koje pada na njezinu površinu. FE se objašnjava na temelju kvantne teorije čvrstih tijela i vrpčne teorije čvrstih tijela.
Emisija elektrona s površine čvrstog tijela kada je ono bombardirano elektronima.
Emisija elektrona metala kada je bombardiran ionima.
Emisija elektrona kao rezultat lokalnih eksplozija mikroskopskih područja emitera.
Emisija elektrona s ultrahladnih površina ohlađenih na kriogene temperature. Malo proučavan fenomen.
vidi također
Napišite recenziju o članku "Elektronička izdanja"
Izvadak koji opisuje elektroničku emisiju
- Tražite pojačanje? – ljutito je rekao Napoleon. Ađutant je potvrdno sagnuo glavu i počeo izvještavati; ali se car okrene od njega, učini dva koraka, stane, vrati se natrag i pozove Berthiera. "Moramo dati rezerve", rekao je, lagano raširivši ruke. – Što mislite, koga bi tamo trebalo poslati? - obratio se Berthieru, ovom oison que j"ai fait aigle [guščarici od koje sam napravio orla], kako ga je kasnije nazvao."Gospodine, da pošaljem Claparèdeovu diviziju?" - rekao je Berthier koji je zapamtio sve divizije, pukovnije i bojne.
Napoleon je potvrdno kimnuo glavom.
Ađutant je galopirao prema Claparedeovoj diviziji. A nekoliko minuta kasnije mladi stražar, koji je stajao iza humka, pomaknuo se sa svog mjesta. Napoleon je šutke pogledao u ovom smjeru.
"Ne", iznenada se okrenuo Berthieru, "ne mogu poslati Claparèdea." Pošaljite Friantovu diviziju", rekao je.
Iako nije bilo prednosti slanja Friantove divizije umjesto Claparèdea, čak je postojala očita neugodnost i odgoda zaustaviti Claparèdea sada i poslati Frianta, naredba je izvršena s preciznošću. Napoleon nije vidio da u odnosu na svoje trupe igra ulogu liječnika koji mu smeta u lijekovima - ulogu koju je tako ispravno shvatio i osudio.
Friantova divizija, kao i ostale, nestala je u dimu bojnog polja. S različite strane Ađutanti su i dalje upadali, 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 topi francuska vojska.
Elektroni vodiča slobodno se kreću unutar njegovih granica, a kada se apsorbira dovoljno energije, mogu izaći van, prevladavajući stijenku potencijalne jame na površini tijela (slika 10.6). Ova pojava naziva se emisija elektrona (u jednom atomu slična pojava naziva se ionizacija).
Na T = 0 energija potrebna za emisiju određena je razlikom između razina W= 0 i Fermijev nivo E R(sl. 10.6) i naziva se radom rada. Izvor energije mogu biti fotoni (vidi paragraf 9.3), koji uzrokuju fotoemisiju (fotoelektrični efekt).
Riža. 10.6
Termoemisija je uzrokovana zagrijavanjem metala. Kada je funkcija distribucije elektrona iskrivljena (vidi sl. 10.5, b) Sav "rep" može ići izvan presjeka potencijalne bušotine, tj. neki elektroni imaju dovoljno energije da pobjegnu iz metala. To se obično koristi za dovod elektrona u vakuum.
Najjednostavniji uređaj koji koristi toplinsku emisiju je električna vakuumska dioda (Sl. 10.7, A). Njegovu katodu K zagrijava izvor EMF ? I i emitira elektrone, koji stvaraju struju jod djelovanjem električnog polja između anode i katode. Vakuumska dioda se od fotodiode uglavnom razlikuje po izvoru energije koji uzrokuje emisiju elektrona, pa su im i strujno-naponske karakteristike slične. Što je veći napon U a između anode i katode, tj najviše elektrone iz svog oblaka na katodi izvlači električno polje u jedinici vremena. Stoga se s povećanjem napona U a Trenutno ja rastući. Na nekim naponima nula već vuče svi elektroni koji napuštaju katodu i daljnji porast napona ne dovode do povećanja struje – dolazi do zasićenja.
Riža. 10.7
PITANJE. Zašto je struja zasićenja na T, više nego kod G (sl. 10.7, b)? ODGOVOR. Na T 2 > D, više elektrona napušta katodu po jedinici vremena.
Kada je polaritet primijenjenog napona obrnut ("minus" je spojen na anodu, a "plus" na katodu), elektroni se ne ubrzavaju, već usporavaju, tako da vakuumska dioda može propustiti struju samo u jednom smjeru, tj. on ima jednosmjerna vodljivost. To omogućuje da se koristi za trenutno ispravljanje(Sl. 10.7, V): Za vrijeme djelovanja pozitivnog poluvala napona dioda propušta struju, a za vrijeme negativnog poluvala ne.
Godine 1907. Amerikanac Lee de Forest dodao je diodi treću mrežnu elektrodu, koja je omogućila pojačanje električnih signala. Takva je trioda zatim dopunjena drugim elektrodama, što je omogućilo stvaranje razne vrste pojačala, generatori I pretvarači. To je dovelo do brzog razvoja elektrotehnike, radiotehnike i elektronike. Zatim su palicu preuzeli poluvodički uređaji, zamijenivši vakuumske cijevi, ali u CRT-ovima, rendgenskim cijevima, elektronskim mikroskopima i nekim vakuumskim cijevima toplinska emisija je još uvijek relevantna.
Drugi izvor emisije elektrona može biti bombardiranje površine materijala raznim česticama. Sekundarna elektron-elektronska emisija nastaje kao posljedica udara vanjskih elektrona, koji dio svoje energije predaju elektronima tvari. Takva se emisija koristi, na primjer, u fotomultiplikatorskoj cijevi (PMT) (Sl. 10.8, A). Njegova fotokatoda 1 emitira elektrone kada je izložen svjetlosti. Ubrzani su u smjeru elektrode (dinode) 2, iz koje izbijaju sekundarne elektrone, ubrzavaju prema dinodi 3 itd. Kao rezultat toga, primarna fotostruja se umnožava do te mjere da PMT može detektirati čak i pojedinačne fotone.
Riža. 10.8
Isti princip primijenjen je u novoj generaciji cijevi za pojačivač slike (vidi paragraf 9.3). Sadrži stotine tisuća fotomultiplikatora (prema broju piksela koji tvore slike objekata), od kojih je svaki metalizirani mikrokanal širine ~ 10 μm. Elektroni se kreću ovim kanalom na isti cik-cak način kao svjetlost u optičkom vlaknu i poput elektrona u fotomultiplikatoru, množeći se pri svakom sudaru sa stijenkama kanala zbog sekundarne emisije. Budući da se putanja elektrona neznatno razlikuje od pravocrtne (samo unutar širine kanala), paket takvih kanala smješten je između fotokatode i zaslona (sl. 10.8, b), eliminira potrebu za fokusiranjem fotoelektrona (usporedi sa sl. 9.4). Svaki kanal ne samo da umnožava elektrone, već ih i prenosi na traženu točku, što osigurava jasnoću slike.
U sekundarnoj ionsko-elektronskoj emisiji, primarne čestice koje prenose energiju su ioni. U uređaji za ispuštanje plina oni osiguravaju reprodukciju elektrona s katode, koji se zatim umnožavaju ionizacijom molekula plina (vidi paragraf 5.9).
Postoji i vrlo egzotična vrsta emisije čije se podrijetlo objašnjava Heisenbergovim načelom nesigurnosti. Ako metalna površina ima električno polje koje ubrzava elektrone, tada je ravna linija superponirana na potencijalni korak 1 eEx(2 na sl. 10.6), a korak se pretvara u barijeru 3. Ako je ukupna energija elektrona W, oni. do A W manja od visine barijere, onda je, prema klasičnim konceptima, "uzmite", tj. ne može van. Međutim, prema kvantnim konceptima, elektron je također val, koji nije samo odraženo iz optički gušćeg medija, ali također prelomljena.Štoviše, prisutnost funkcije unutar barijere znači konačnu vjerojatnost da se tamo nađe elektron. S “klasične” točke gledišta, to je nemoguće, jer puna energija elektrona W, a njegova komponenta je potencijal energija - jednaka u ovom području W+ AVK, tj. ispada da je dio veći od cjeline! U isto vrijeme, postoji neki nesigurnost AVK energija koja ovisi o vremenu Na boravak elektrona unutar barijere: AWAt >h. Sa smanjenjem Na: nesigurnost A.W. može doseći traženu vrijednost, a rješavanje Schrödingerove jednadžbe daje konačne vrijednosti| r | 2 s vani barijera, tj. postoji mogućnost da će elektron pobjeći a da ne preskoči barijeru! Što je manji, to je viši AW p At.
Ovi zaključci su potvrđeni u praksi prisutnošću efekta tunela ili podbarijere. Čak nalazi i primjenu osiguravajući emisiju elektrona iz metala u poljima jakosti ~10 6 -10 7 V/cm. Budući da se takva emisija događa bez zagrijavanja, zračenja ili bombardiranja česticama, naziva se emisija polja. Obično se javlja iz svih vrsta točaka, izbočina itd., gdje se nulti intenzitet naglo povećava. Također može dovesti do električnog kvara vakuumskog raspora.
Godine 1986 Nobelova nagrada u fizici je zapažen izum uređaja za skeniranje koji se temelji na efektu tunela elektronski mikroskop. Njegovi laureati su njemački fizičari E. Ruska i G. Binnig te švicarski fizičar G. Rohrer. U ovom uređaju tanka igla skenira duž površine na maloj udaljenosti od nje. Tunelska struja koja se javlja u ovom slučaju nosi informacije o energetskim stanjima elektrona. Na taj način moguće je dobiti sliku površine s atomskom preciznošću, što je posebno važno u mikroelektronici.
Efekt tunela je odgovoran za rekombinaciju tijekom emisije ion-elektron (vidi gore), za elektrifikaciju trenjem, u kojoj elektroni iz atoma jednog materijala prolaze prema atomima drugog. Također određuje dijeljenje elektrona tijekom kovalentnih veza, što dovodi do cijepanja energetskih razina (vidi sl. 10.5, A).