Pag-isipan mga pisikal na pundasyon emission electronics, i.e. ang mga phenomena ng emission (emission) ng mga electron at ions na nagaganap sa hangganan ng solid body na may vacuum o gas kapag nalantad sa isang pare-pareho o mataas na dalas na electric field, light radiation, electron o ion bombardment, thermal heating, mekanikal na pagproseso, atbp.
Ang kusang (spontaneous) na paglabas ng mga electron mula sa isang solid ay pinipigilan ng presensya sa hangganan ng potensyal na threshold U 0 dahil sa mga puwersa ng pakikipag-ugnayan sa pagitan ng mga electron na ibinubuga mula sa sangkap sa mga distansyang lumalampas sa mga sukat ng atom at nananatiling hindi nabayaran. positibong singil lattice ions (Larawan 1).
Ang pinakamataas na posibleng kinetic energy ng conduction electron sa isang metal sa absolute zero temperature ay E F (Fermi energy). Upang ilabas ang isang electron mula sa level E F sa labas ng emitter, kinakailangan ang karagdagang enerhiya eφ=U 0 –Е F, katumbas ng work function ng electron mula sa ibinigay na metal.
Kusang-loob, o paglabas ng field, ay posible lamang kung ang potensyal na threshold ay binago sa isang potensyal na hadlang kung saan ang mga electron ay maaaring "tumagas", "tunnel" dahil sa isang purong quantum mechanical effect, katulad ng epekto ng tunneling sa panahon ng kusang paglabas ng mga alpha particle mula sa radioactive nuclei. Ang terminong "field emission" ay nangangahulugan na ang paglabas ng mga electron mula sa solidong katawan ay nangyayari nang kusang, i.e. hindi nauugnay sa karagdagang pagkonsumo ng enerhiya. Ang mga electron "leaked" sa labas ng barrier ay nakakakuha ng enerhiya mula sa electric field E lamang sa vacuum gap emitter-anode.
Mas malaki ang lakas ng panlabas na electric field E, ang mas matarik na may pagbabago sa layo x mula sa ibabaw ang potensyal na enerhiya ng electron U(x)=–e E x sa field na ito, mas makitid ang potensyal na hadlang, at, dahil dito, mas mataas ang field emission current density j A , na nakasalalay sa quantum mechanical transparency coefficient ng barrier (tingnan ang §3.7). Ang panlabas na patlang ng kuryente ay hindi lamang humahantong sa pagbabago ng potensyal na threshold sa isang hadlang, ngunit binabawasan din ang taas ng hadlang ( Schottky effect), na nag-aambag din sa paglaki ng kasalukuyang paglabas ng field (tingnan ang §9.7). Dependence j A ( e) ay exponential: j A ~exp[–С/ E], kung saan ang C ay isang pare-pareho na tinutukoy ng work function ng isang electron mula sa emitter.
Ayon sa mga kalkulasyon, para sa paglitaw ng mga makabuluhang alon ng paglabas ng field, kinakailangan ang mga lakas ng field E~10 8 ¸10 9 V/m.
Ang electric field na malapit sa ibabaw ng isang solid ay maaaring mabuo hindi lamang dahil sa isang panlabas na potensyal na pagkakaiba na nagpapabilis ng mga electron sa pagitan ng katod at anode, kundi dahil din sa larangan ng mga positibong ion na matatagpuan malapit sa ibabaw ng katod. Ang nasabing layer ng mga ions ay maaaring lumitaw sa katod, halimbawa, dahil sa pagsingaw ng isang bahagi ng sangkap ng field emission cathode kapag pinainit ito ng field emission current mismo. Ang kasunod na ionization ng evaporated atoms ay humahantong sa paglikha ng isang layer ng siksik na nonequilibrium gas-discharge plasma malapit sa ibabaw ng cathode. Ang isang malakas na patlang ng kuryente sa rehiyon ng hangganan ng emitter-plasma ay naisalokal sa loob ng tinatawag na radius ng Debye, na nakasalalay sa konsentrasyon ng plasma. Ang hitsura ng field na ito ay nagdudulot ng karagdagang pagpapahusay ng field emission. Ang prosesong ito ng paglipat mula sa ordinaryong autoelectronic emission sa anomalously high emission current densities ay may matalas, explosive character at, bilang panuntunan, nagtatapos sa isang vacuum breakdown (arc). Ang yugto ng paglabas ng mga field electron mula sa isang metal o semiconductor sa pagitan sa pagitan ng dulo ng normal na field emission at simula ng isang vacuum arc ay tinatawag paputok na paglabas.
Sa kaso ng semiconductors, ang electric field ay maaaring tumagos nang malalim sa emitter. Nagdudulot ito, una, ng pagbabago sa likas na katangian ng istraktura ng banda sa malapit na ibabaw na rehiyon (band bending) at, pangalawa, ang pag-init ng electron gas sa conduction band ng semiconductor dahil sa ang katunayan na ang mga electron, na kumukuha ng enerhiya mula sa field sa ibabaw ng mean free path, pagkatapos ay nakakaranas ng quasi-elastic scattering sa vibrations ng lattice atoms (phonons). Sa ganitong pagkalat, ang direksyon ng momentum ng elektron ay nagbabago nang husto (ang pagkalat ay, bilang isang panuntunan, spherically simetriko), at ang enerhiya ng elektron ay nagbabago nang kaunti. Malinaw, sa kasong ito, ang average na enerhiya ng elektron ay tataas, i.e. ang temperatura ng electron gas ay "mawawala" mula sa temperatura ng sala-sala. Bilang isang resulta, ang isa ay maaaring obserbahan ang paglabas ng "mainit" na mga electron mula sa isang malamig na semiconductor cathode. Ang kasalukuyang ng emisyon na ito ay magiging mas malaki, mas mababa ang affinity ng emitter para sa isang electron χ, dahil ang mga electron lamang ang maaaring pumasok sa vacuum na ang enerhiya E x =p x 2 /2m e kung saan, na nauugnay sa bahagi ng momentum na normal sa ibabaw, ay mas malaki kaysa sa χ.
espesyal na klase Ang mga emitter ay mga semiconductor cathodes, kung saan ang ilalim ng conduction band sa dami ng emitter ay matatagpuan sa itaas ng antas ng vacuum. Ang mga ito ay mga emitter na may negatibong electron affinity, na nakuha, halimbawa, sa pamamagitan ng deposition ng monomolecular layers ng Cs atoms o Cs 2 O molecules papunta sa ibabaw ng p-type semiconductor (na may mga banda na nakayuko pababa). Mula sa mga naturang emitter, posibleng maglabas hindi lamang ng "mainit", kundi pati na rin ang thermally treated ("malamig") na mga electron.
Ang electric field ay tumagos sa mga metal sa lalim na hindi hihigit sa isa o dalawang atomic layer (~10 -10 m). Sa ilalim ng normal na mga kondisyon sa mga metal, dahil sa mataas na konsentrasyon ng mga electron, imposibleng mapataas ang temperatura ng electron gas dahil sa enerhiya ng electric field. Gayunpaman, posible na lumikha ng isang espesyal na emitter sa pamamagitan ng pagtakip sa dielectric substrate na may manipis na metal film na may istraktura na "isla". Ang mga sukat ng metal na "mga isla" ay hindi dapat lumampas sa ~10 nm, i.e. ay dapat na mas mababa kaysa sa ibig sabihin ng libreng landas ng mga electron sa metal. Sa ganitong mga pelikula, na tinatawag na dispersed metal films, ang isang electric field ay nalikha sa pamamagitan ng paglalagay ng boltahe sa pagitan ng mga solidong metal na contact na espesyal na idineposito sa pelikula.
Sa domain ng dalas electromagnetic field naaayon sa light range (ν~10 15 –10 16 Hz), ang enerhiya ng isang quantum hν ay maaaring mas malaki kaysa sa work function ng electron mula sa metal na eφ. Ang kababalaghan ng paglabas ng mga electron ng mga solidong katawan sa ilalim ng impluwensya ng enerhiya ng light quanta ay tinatawag na panlabas na photoelectric effect o photoelectronic emission. Sa intrinsic semiconductors at dielectrics, ang photoelectron emission ay sinusunod lamang kung hν 0 ≥ΔE g +χ, kung saan ang ΔE g ay ang band gap. Bilang karagdagan sa pag-knock out ng mga electron mula sa valence band, ang photoelectron emission ay posible mula sa mga antas ng donor, pati na rin mula sa mga estado sa ibabaw na puno ng mga electron. Ang partikular na interes ay ang photoelectron emission mula sa mga system na may negatibong (o malapit sa zero) na electron affinity χ, kapag ang mga thermalized na electron ay maaaring makatakas sa vacuum.
Ang kababalaghan ng photoelectron emission ay nailalarawan sa pamamagitan ng bilang ng mga ibinubuga na electron sa bawat isang hinihigop na photon. Ang halagang ito ay tinatawag quantum yield ng photoelectric effect at denoted ng Y. Para sa mga naglalabas na may negatibong electron affinity, ang quantum yield ay umaabot sa maximum posibleng mga halaga. Sa pagtaas ng lakas ng field ng light wave (densidad ng insidente ng photon sa emitter), ang posibilidad ng sabay-sabay na pagsipsip ng dalawa o higit pang mga photon ng isang electron ng solid body ay maaaring maging lubhang kapansin-pansin, na tumutugma sa multiphoton photoelectric effect. Kapag sapat na mababang frequency dahil sa mababang enerhiya ng isang quantum (halimbawa, sa microwave hν ~ 10 -5 -10 -6 eV), ang pakikipag-ugnayan electromagnetic wave na may mga electron ng isang solidong katawan ay dapat isaalang-alang na puro klasikal, i.e. bilang isang tuluy-tuloy na proseso ng pagpabilis ng elektron sa larangan ng microwave wave. Ito ay kung paano inilarawan ang proseso ng paglabas ng "mainit" na mga electron sa microwave mula sa mga semiconductors at "isla" na mga pelikula.
Sa pamamagitan ng pagbomba sa isang solidong katawan na may mga electron na may enerhiya Е P >eφ (sa mga metal) o Е р ≥ΔE g (sa dielectrics at semiconductors), mapapansin ng isa ang paglabas ng mga pangalawang electron, i.e. pag-knock out ng mga electron mula sa isang solidong katawan dahil sa paglipat ng enerhiya sa kanila mula sa mga pangunahing electron na insidente sa substance.
Ang kababalaghan ng paglabas ng elektron ng mga solido kapag binomba ng isang sinag ng mga pangunahing electron ay tinatawag pangalawang paglabas ng elektron. Ang ratio ng bilang ng mga pangalawang electron na ibinubuga ng target sa isang tiyak na agwat ng oras sa bilang ng mga pangunahing electron na nahulog sa target sa parehong pagitan ay tinatawag koepisyent ng pangalawang paglabas ng elektron at tinutukoy ng σ. Ang halaga ng σ ay mahalagang nakasalalay sa enerhiya E P ng mga pangunahing electron. Ang mga pangalawang electron ay maaaring ilabas pareho mula sa harap na bahagi ng target, binomba ng pangunahing electron beam, at mula sa likurang bahagi nito, kung ang target ay binaril sa pamamagitan ng pangunahing sinag. Malinaw, ang huli ay posible lamang para sa mga manipis na pelikula. Sa unang kaso, ang isa ay nagsasalita ng pangalawang paglabas ng elektron para sa pagmuni-muni, sa pangalawang kaso, ng pangalawang paglabas ng elektron para sa butas. Ang koepisyent ng pangalawang paglabas ng elektron sa bawat pagbaril ay tinutukoy ng Σ. Ang dependence Σ (ЕР) ay maaaring magkaiba nang malaki para sa parehong emitter mula sa dependence σ(Ер). Ito ay dahil, una sa lahat, sa katotohanan na, hanggang sa mga halaga ng Е Р, simula sa kung saan ang pangunahing mga electron ay bumaril sa target, ang halaga ng Σ ay katumbas ng zero (o bale-wala).
Kapag ang isang solid ay pinainit, ang mga amplitude ng atomic vibrations ay tumataas kristal na sala-sala(sa quantum language, ito ay tumutugma sa pagtaas ng density ng mga phonon). Ang paglipat ng enerhiya mula sa mga phonon patungo sa electron gas ay humahantong sa pagpapalawak ng electron energy spectrum. Habang tumataas ang temperatura, lahat higit pa ang mga electron ay nakakakuha ng sapat na enerhiya upang mapagtagumpayan ang work function sa hangganan ng solid body na may vacuum. Ang kababalaghan ng paglabas ng mga electron sa vacuum ng isang pinainit na katawan ay tinatawag thermionic emission. Sa semiconductors sa isang temperatura na malapit sa temperatura ng absolute zero, walang mga electron sa conduction band. Ang pag-init ng katawan sa kasong ito ay nagiging sanhi ng mga electron na itinapon sa conduction band mula sa mga antas ng donor at mula sa valence band. Kapag nakikipag-ugnayan sa mga phonon, ang mga electron ay thermolyzed, ang kanilang spectrum ay nakakakuha ng isang Maxwellian character. Thermionic emission current density j T ay tinutukoy mula sa Richardson–Dashman formula: j T =(1–
2.2. Field emission mula sa mga metal.
Ang mga electron na may tiyak na posibilidad ay dumaan sa potensyal na hadlang dahil sa epekto ng tunnel. Ang potensyal na hakbang sa interface ng metal-vacuum ay nagiging isang potensyal na hadlang dahil sa paggamit ng isang mataas na boltahe sa pagitan ng cathode at anode, ang taas at lapad ng hadlang ay nakasalalay sa halaga ng boltahe na ito. Ang teorya ng field emission ay unang binuo nina R. Fowler at L. Nordheim (1928–1929).
Ayon sa teoryang ito, ang pangunahing pormula para sa kasalukuyang density ng field emission ay:
, (10.10)
kung saan ang J(ξ)=θ(ξ)-(2ξ/3)(dθ(ξ)/dξ), θ(ξ) ay ang Nordheim function, na ipinakilala upang isaalang-alang ang pagbaba sa taas ng potensyal na hadlang sa pamamagitan ng Δ(eφ), ang argumento ng function na θ(ξ) ay isang walang sukat na dami ng trabaho ng epekto sa Schntt, na kung saan ay isang hindi sukat na dami ng trabaho ng epekto sa Schntt, na kung saan ay ang pagbabawas ng work effect ng electron sa Schntt effect. na may ibinigay na enerhiya Ε x .
Ang function na θ(ξ) ay naka-tabulate at maaaring katawanin bilang isang graph na ipinapakita sa fig. 10.3. Ang tinatayang expression para sa function na θ(ξ) ay malapit sa isang parabola: θ(ξ)≈0.955–1.03ξ 2 . Ito ay wasto para sa mga halaga ng argumento, kung saan ang ξ ay kapansin-pansing naiiba mula sa parehong zero at pagkakaisa. Kaya, sa pagitan ng 0.35≤ξ≤0.69, ang function na θ(ξ) ay tinutukoy mula sa expression na ito na may error na mas mababa sa 1%.
Ang pagpapahayag ng eφ sa electron volts, at ang lakas ng patlang ng kuryente sa V / cm, nakukuha namin ang kasalukuyang density ng paglabas ng field sa A / cm 2:
Sa mga praktikal na kalkulasyon, maginhawang gamitin ang sumusunod na formula para sa kasalukuyang density ng paglabas ng field:
. (10.12)
Sa E=6·10 7 V/cm at eφ=4.5 eV kasalukuyang density j A ay maaaring umabot sa 10 7 A/cm 2 .
Para sa paghahambing sa pang-eksperimentong data, ang formula (10.11) ay karaniwang kinakatawan bilang ln(j A / E 2)=f(1/ E). Sa ganitong mga coordinate, ang pag-asa ng field emission sa lakas ng electric field ay isang tuwid na linya, sa kabila ng katotohanan na sa exponent ng E depende rin sa function ng Nordheim, na malakas na nagbabago sa isang pagbabago E. Gayunpaman, ang pagkakaroon ng function na θ(ξ) sa exponent ay hindi gaanong nakakaapekto sa kurso ng itinuturing na pag-asa, dahil ang function na ito ay bahagyang nagbabago sa loob ng mga eksperimentong ginamit na halaga ng lakas ng field. Paglihis ng pag-asa ln(j A / E 2)=f(1/ E) mula sa linear sa rehiyon ng napakataas na lakas ng electric field ay ipinaliwanag sa pamamagitan ng impluwensya ng space charge ng mga emitted autoelectrons (Fig. 10.4). Ang isang siksik na negatibong singil sa espasyo ay binabawasan ang lakas ng patlang na malapit sa ibabaw ng emitter at, samakatuwid, ay nagiging sanhi ng isang mas mahinang pag-asa ng kasalukuyang sa inilapat na potensyal na pagkakaiba V. Ang pag-asa ng kasalukuyang paglabas ng patlang sa function ng trabaho eφ, na sumusunod mula sa teorya ng Fowler-Nordheim, ay sumasang-ayon din sa data ng eksperimental. Ang dependence na ito ay pangunahing tinutukoy ng factor φ 3/2 sa exponent.
Ang mga formula sa itaas ng teorya ng Fowler-Nordheim ay tumutugma sa kaso T = 0 K. Habang tumataas ang temperatura, lumalawak ang spectrum ng mga electron sa metal, na humahantong sa pagdepende sa temperatura ng kasalukuyang paglabas ng field dahil sa parang dumadaan sa potensyal na hadlang ng mga electron na thermally excited sa mga antas na nasa itaas ng antas ng Fermi. Nakuha nina E. Murphy at R. Good ang sumusunod na expression para sa kasalukuyang density ng field emission, na isinasaalang-alang ang temperatura ng emitter:
j A (T)=j A (0)πy/sinπy. (10.13)
Para sa maliit na T, pagpapalawak ng sinπy sa isang serye, nakukuha namin
jA(T)≈j(0). (10.14)
Para sa J(ξ)=J(0.5)=1.044 mayroon tayo , kung saan ang eφ ay ipinahayag sa eV, E- sa V / cm, at T - sa K. Ang pagpapalit ng halaga sa (10.14), nakukuha namin
j A (T)/j A (0)≈1+1.40 10 8 (eφ/ E 2)T2 (10.15)
Kaya, sa unang pagtatantya, ang pagbabago sa kasalukuyang paglabas ng field na may temperatura ay sumusunod sa isang parisukat na batas. Tinutukoy ng formula (10.15) ang j A (T) na may katumpakan ng hindi bababa sa 10% hanggang sa j A (T)/j A (0)=1.6 at 1% hanggang A (T)/j A (0)=1.18. Pagkalkula ayon sa formula na ito, halimbawa, sa isang temperatura likidong nitrogen(77 K) ay nagpapakita na ang ratio j A (77)/j A (0) ay hindi lalampas sa 1.01. Sa temperatura ng silid, ang pagdaragdag sa j A (0) ay hindi lalampas sa 10% (para sa eφ≥3 eV at j A ≥10 3 A/cm 2).
Sa mataas na temperatura, ang field emission current dahil sa tunneling mechanism ay dinadagdagan ng thermionic emission current dahil sa mga electron na may sapat na enerhiya upang malampasan ang potensyal na barrier na nabawasan dahil sa Schottky effect. Para sa kalinawan, sa Fig. 10.5 ang spectrum ng enerhiya ng mga electron sa isang metal ay nahahati sa apat na rehiyon: A, B, C at D. Ang mga electron ng Group A ay maaaring ilabas bilang mga field electron sa anumang temperatura, kabilang ang T \u003d 0 K. Ang mga electron ng Group B ay lumahok sa paglabas ng field sa T> 0 K (maaari silang tawaging thermoautoelectrons). Ang paglabas ng mga electron ng pangkat B sa vacuum ay tumutugma sa pagtaas ng thermionic current dahil sa Schottky effect. Sa wakas, ang mga electron ng pangkat ng G ay tumakas sa vacuum dahil sa mekanismo ng thermionic emission kahit sa E≈0.
Ang pagsusuri sa mga enerhiya ng mga electron na umalis sa field cathode ay maaaring isagawa gamit ang mga energy analyzer na may delaying field o sa pagpapalihis ng mga electron sa isang electric o magnetic field (tingnan ang Kab. 2). Sa kasong ito, ang mga autoelectron ay paunang pinabilis ng isang tiyak na potensyal na pagkakaiba sa agwat sa pagitan ng emitter at isang kalapit na elektrod (halimbawa, isang grid), at pagkatapos ay ipinadala sila sa sistema ng pagsusuri. Ipinapakita ng mga sukat na sa mababang temperatura ang distribusyon ng enerhiya ng mga autoelectron ay may anyo ng isang curve na may pinakamataas na kalahating lapad ΔE ½ ng ilang tenths ng isang electron volt (karaniwang ΔE ½ ~ 0.15¸0.20 eV), i.e. karamihan sa mga electron ay talagang tunnel sa vacuum mula sa mga antas na malapit sa antas ng Fermi. Ang mga pang-eksperimentong data na ito ay mahusay na sumasang-ayon sa mga teoretikal na ideya tungkol sa mekanismo ng field emission mula sa malinis na ibabaw ng metal.
Ang teorya ng field emission na isinasaalang-alang dito ay batay sa paggamit ng mga formula para sa barrier transparency na nakuha sa pamamagitan ng paglutas ng one-dimensional na Schrödinger equation. Ang pagtatantya na ito ay wasto kung: 1) ang ibabaw ng emitter ay isang perpektong homogenous na eroplano; 2) ang modelo ng mga libreng electron ay naaangkop, kung saan ang ibabaw ng Fermi sa espasyo ng momentum ay isang globo. Ang mga real emitter ay may stepped structure na may step height na isa o higit pang interatomic na distansya, at ang isoenergetic Fermi surface para sa karamihan ng mga metal ay may kumplikadong istraktura na malaki ang pagkakaiba sa isang sphere. Bilang karagdagan, ang isang emitter na may isang adsorbed submonolayer film, ang mga atomo nito ay malamang na nakolekta sa "mga isla", ay may hindi pare-parehong function ng trabaho eφ, na nagiging sanhi ng paglitaw ng isang tinatawag na spot field malapit sa ibabaw. Ang accounting para sa unang dalawang kadahilanan ay humahantong sa ilang mga pagpipino ng teorya ng autoelectronic emission mula sa mga metal. Sa partikular, ang mga refinement na ito ay may kinalaman sa spectrum ng mga field electron at ang pagdepende sa temperatura ng field emission current, ngunit ang mga ito ay hindi gaanong makabuluhan na kailangan nilang pag-usapan.
Ang mga pagsukat ng field emission ay ginagawa alinman sa mga device na may cylindrical symmetry, kung saan ang emitter ay isang napakanipis na metal wire, at ang anode ay isang cylinder na nakapalibot dito, o sa mga device kung saan ang emitter ay may hugis ng isang punto na may radius ng curvature ng order na 0.01-1 µm. Sa huling kaso, ang lakas ng field sa ibabaw ng cathode ay napakahina ay nakasalalay sa geometry ng anode. Kapag kinakalkula ang halaga E ang tip ay karaniwang tinatantya bilang isang paraboloid, hyperboloid, kono na may spherical na dulo, atbp.
Kapag ang isang monatomic layer ng isa pang metal ay idineposito sa ibabaw ng isang metal emitter, ang likas na katangian ng potensyal na hadlang ay hindi nagbabago, gayunpaman, kung ang ibabaw ng metal ay natatakpan ng isang pelikula ng di-metal na materyal, kung gayon ang hugis ng ibabaw na hadlang ay maaaring magbago nang malaki. Sa huling kaso, ang mga autoelectron ay dapat tunnel sa pamamagitan ng isang adsorbed atom, na isang potensyal na balon na may isang hanay ng mga intrinsic discrete na antas. Ito ay dapat humantong sa isang pagbabago sa spectrum ng enerhiya ng field emission, lalo na, sa hitsura ng mga resonance peak sa loob nito, na tumutugma sa isang pagtaas sa posibilidad ng pagpapakawala ng mga electron ng metal substrate na ang mga enerhiya ay nag-tutugma sa mga enerhiya ng libreng antas sa atomic potential well. Halimbawa, sa panahon ng adsorption ng Cs sa W, nakuha ang isang autoelectron spectrum na may kalahating lapad na 0.05 eV.
Dahil ang mga tunay na naglalabas ng tip ay naiiba sa hugis mula sa mga idealized na modelo sa itaas, ito ay hindi maiiwasang magdulot ng error sa kalkuladong lakas ng field, na maaaring umabot sa 10-30%. Bilang karagdagan, dapat itong isaalang-alang na ang tunay na ibabaw ng emitter ay maaaring magkaroon ng microprotrusions na may mas mataas na lakas ng field. Kapag gumagamit ng single-crystal emitters, ang mga lokal na halaga ng lakas ng field ay nakasalalay sa faceting ng solong kristal.
Sa pamamagitan ng paglalagay ng tip emitter E at ang annular anode A na katabi nito sa gitna ng lalagyan ng salamin B, sa panloob na conducting surface kung saan nakadeposito ang isang layer ng phosphor L, makikita ng isa ang luminescent screen pattern ng field emission current distribution sa ibabaw ng tip, dahil sa iba't ibang trabaho ang paglabas ng mga mukha ng nag-iisang kristal na eφ, pati na rin ang pagkakaiba sa mga lokal na lakas ng electric field malapit sa ibabaw ng iba't ibang mukha (Larawan 10.6). Ang pagpapalaki ng naturang electronic projector, ang ideya kung saan kabilang sa E. Müller, ay tinutukoy ng ratio R/r, kung saan ang R ay ang distansya sa pagitan ng emitter at ng screen, at ang r ay ang tip radius. Halimbawa, sa r=0.1 μm at R=10 cm, ang pagtaas ay umabot sa 10 6 . Kaugnay nito, ang mga electron projector ay ginagamit upang maglabas ng mga phenomena na nangyayari sa panahon ng adsorption sa ibabaw ng emitter ng mga pelikula. iba't ibang sangkap. Ang kapangyarihan ng paglutas ng naturang instrumento, na hindi pa rin sapat para sa pag-obserba ng mga indibidwal na atomo, ay ginagawang posible na makita sa screen ang mga atomic complex na malayo sa isa't isa gamit ang nakahalang mga sukat~100 nm, pati na rin upang masukat ang mga alon ng paglabas ng field mula sa mga indibidwal na mukha ng isang single-crystal na tip. Ang liwanag ng glow ng screen sa isang partikular na punto ay mas malaki para sa isang partikular na V, mas mataas ang emissivity ng elementarya na seksyon ng tip, na inaasahang sa isang partikular na lugar sa screen.
Noong 1951, iminungkahi ni E. Müller ang isang ion projector na may resolusyon ng pagkakasunud-sunod ng ilang mga angstrom at, samakatuwid, ginagawang posible na obserbahan ang mga indibidwal na atomo at molekula sa ibabaw ng emitter. Ang pagpapatakbo ng isang ion projector ay batay sa kababalaghan ng surface ionization ng mga atom, at ang mas mataas na resolution nito kumpara sa isang electron projector ay tinutukoy ng katotohanan na ang wavelength ng de Broglie para sa mga ion ay mas maikli kaysa sa mga electron na gumagalaw sa parehong bilis.
Ang mga metal autocathode ay ginagamit sa isang bilang ng mga electrovacuum device (cathodes sa electron guns, "starting" cathodes sa microwave device, atbp.).
Ang mga bentahe ng naturang mga cathode ay: 1) ang kawalan ng pag-init, at samakatuwid, pagkawalang-galaw; 2) napakataas na kasalukuyang density; 3) maliit na sukat ng katod, na ginagawang posible na lumikha ng praktikal na punto ng mga mapagkukunan ng mga electron; 4) maliit na pagkalat ng enerhiya; 5) mataas na steepness ng kasalukuyang-boltahe na katangian.
Ang pangunahing kawalan ay ang kawalang-tatag ng kasalukuyang paglabas ng field dahil sa adsorption ng mga natitirang gas sa hindi sapat na magandang kondisyon ng vacuum at cathodic sputtering ng emitter substance. Ang mga salik na ito ay nagdudulot, sa isang banda, ng pagbabago sa work function ng cathode, at, sa kabilang banda, ng pagbabago sa microrelief nito. Bilang karagdagan, sa malakas na mga patlang at sa isang temperatura na sapat na mataas para sa isang naibigay na materyal ng cathode, ang isang kapansin-pansing paglipat ng mga atomo ng sangkap mismo sa ibabaw ng ibabaw ng katod ay sinusunod, na humahantong sa isang muling pagsasaayos ng microgeometry nito, na nagbabago sa lakas ng field malapit sa ibabaw ng emitter. Ang paglipat sa ultrahigh vacuum, ang paggamit ng mga materyales na mas lumalaban sa pambobomba ng ion, ang pagbawas ng flux ng ion sa cathode gamit ang mga espesyal na electron-optical device - lahat ng ito ay ginagawang posible upang makamit ang medyo matatag na operasyon ng field emission cathode.
Ang formula para sa paglilimita ng kasalukuyang density j Am ng field emission mula sa isang metal ay may anyo
(10.16)
kung saan ang j Am ay ang naglilimita sa patlang ng kasalukuyang density, A/cm 2 ;
Ang E F \u003d р F 2 /2m e ay ang enerhiya ng elektron sa antas ng Fermi, eV.
Dahil ang enerhiya E F ay nasa pagkakasunud-sunod ng ilang electron volts, ang paglilimita ng field emission current density ay maaaring higit sa 10 10 A/cm 2 . Ang ganitong mataas na kasalukuyang density ay, sa prinsipyo, posible dahil sa ang katunayan na ang konsentrasyon ng elektron sa conduction band ng metal ay 10 22 –10 23 cm -3 . Ang pangunahing dahilan na nililimitahan ang paglilimita ng kasalukuyang density ng paglabas ng field ay ang thermal pagkasira ng emitter sa pamamagitan ng sarili nitong kasalukuyang. Ang halaga ng j Am sa pagsasanay ay nakadepende sa tagal ng anode voltage pulse at nasa loob ng 10 7 –10 9 A/cm 2 .
2.3. Field emission mula sa semiconductors.
Hindi tulad ng isang metal, ang semiconductor ay isang field cathode na may malaking limitadong konsentrasyon ng electron sa conduction band. Tinutukoy nito ang mga tampok ng autoelectronic emission mula sa mga semiconductor: 1) ang limitasyon ng kasalukuyang densidad ay mas mababa kaysa sa mga metal; 2) non-linear kasalukuyang-boltahe na katangian lgi A =f(1/V); 3) isang mas malawak na spectrum ng mga emitted electron kumpara sa mga metal; 4) pagtitiwala ng hugis ng kasalukuyang pulso sa amplitude at tagal ng anode boltahe pulse sa panahon ng pulsed excitation ng autoelectronic emission (relaxation effect); 5) thermal at photosensitivity ng kasalukuyang paglabas ng field.
Ang panlabas na electric field ay tumagos sa semiconductor sa layo na tinutukoy ng Debye screening radius, ang expression na kung saan ay may anyong r D =(ε r ε 0 kT/2e 2 n) ½ kung saan ang n ay ang electron concentration, at humahantong sa band bending. Sa loob ng radius na ito, dahil sa baluktot ng banda, tumataas ang konsentrasyon ng elektron sa banda ng pagpapadaloy at sa mga antas ng donor. Ito naman ay nagiging sanhi ng paglitaw ng malapit sa ibabaw na layer ng negatibong singil sa espasyo. Ang electron gas sa conduction band malapit sa semiconductor surface sa kaso ng isang malakas na field ay maaaring maging degenerate kung, bilang resulta ng band bending, ang ilalim ng conduction band ay nasa ibaba ng Fermi level (Fig. 10.7).
Ang proseso ng pag-tunnel ng mga electron mula sa space charge layer sa pamamagitan ng potensyal na hadlang sa vacuum ay hindi naiiba sa proseso ng field emission mula sa mga metal. Gayunpaman, hindi tulad ng mga metal, ang mga electron mula sa valence band ay maaari ding lumahok sa paglabas. Ang isa pang pagkakaiba ay ang posibilidad ng "saturation" ng kasalukuyang paglabas na may pagtaas ng boltahe. Ito ay nangyayari kapag ang rate ng mga electron na dumarating mula sa karamihan ng sample patungo sa ibabaw ay sapat lamang upang mabayaran ang mga electron na ibinubuga mula sa malapit sa ibabaw na layer ng space charge sa vacuum.
Sa kasong ito, ang isang "talampas" ay lilitaw sa kasalukuyang-boltahe na katangian (Larawan 10.8), i.e. ang karagdagang pagtaas sa boltahe ng anode ay hindi magdudulot ng pagtaas sa kasalukuyang paglabas ng field hanggang sa ang isang bagong pinagmumulan ng elektron ay "naka-on". Ang epekto ng ionization ng mga electron sa valence band at autoionization ng mga electron sa mga antas ng donor ay maaaring maging isang karagdagang pinagmumulan ng mga electron na nagmumula sa maramihan hanggang sa malapit na ibabaw na rehiyon. Ang mga malakas na epekto sa larangan na ito ay responsable para sa balangkas mabilis na paglaki field emission kasalukuyang, bago ang thermal pagkasira ng katod.
Ang eksperimento na nakuhang V.A.H. para sa mga p-type semiconductors at high-resistance n-type na mga sample ay talagang hindi linear. Mayroon silang tatlong katangian na mga seksyon sa mga coordinate lgi A =f(l/V): 1 - linear, mahusay na inilarawan ng Fowler–Nordheim formula; 2 - saturation area; 3 - ang rehiyon ng isang matalim na pagtaas sa kasalukuyang nauugnay sa pagpaparami ng mga electron sa dami ng emitter.
Ang Fowler–Nordheim field emission theory ay mahalagang isang "zero current approximation". Nangangahulugan ito na ang kasalukuyang paglabas ay isang maliit na bahagi lamang ng kabuuang insidente ng electron flux sa potensyal na hadlang. Para sa mga metal, ang pagtatantya na ito ay wasto hanggang sa rehiyon ng napakalakas na mga field. Sa semiconductors, ang pagkakaiba sa pagitan ng drift electron flux sa ibabaw at ng diffusion flux mula sa ibabaw ay maihahambing sa autoelectron flux sa vacuum.
Ang limitadong rate ng daloy ng elektron mula sa bulk patungo sa ibabaw ay ang pangunahing dahilan ng paglitaw ng isang rehiyon ng saturation sa I.A.C. field emission current mula sa mga semiconductor ng dalawang uri na ito. Sa kasong ito, maraming magkakaugnay na proseso ang sabay-sabay na sinusunod: 1) bumababa ang konsentrasyon ng elektron sa malapit sa ibabaw na layer; 2) ang panlabas na patlang ay tumagos nang mas malalim sa emitter; 3) tumataas ang pagbaba ng boltahe sa bulk resistance ng semiconductor; 4) ang geometry at magnitude ng lakas ng field malapit sa pagbabago ng ibabaw ng emitter. Ang isang pagtaas sa pagbaba ng boltahe sa kabuuan ng sample ay humahantong, sa turn, sa isang pagtaas sa average na enerhiya ng elektron, i.e. sa pag-init ng electron gas. Kung ang electronic affinity ng kristal ay mababa (χ≤0.5 eV), pagkatapos ay sa paglitaw ng "mainit" na mga electron, ang transparency ng potensyal na hadlang ay maaaring maabot. limitahan ang halaga at ang field emission current ay hindi tataas hanggang sa magsimula ang proseso ng intensive electron multiplication dahil sa impact ionization. Para sa mga sample na may mataas na electron affinity (χ≥3 – 4 eV) at isang maliit na band gap (ΔE g ≤1 eV), ang pag-init ng electron gas sa pamamagitan ng internal field ay hindi maaaring humantong sa isang kapansin-pansing “above-barrier” emission, dahil ang electron energy distribution function ay hindi nababahiran sa energy range ng E>ΔE g electronization dahil sa proseso ng impact na mga electronization.
Ang pagtaas sa konsentrasyon ng elektron sa dami ng isang high-resistance semiconductor, halimbawa, dahil sa pag-iilaw nito sa liwanag, ay nagdudulot ng pagtaas sa kasalukuyang paglabas ng field. Sa kasong ito, ang pagdaragdag sa kasalukuyang sa rehiyon ng "talampas" sa V.A.Kh. proporsyonal sa pag-iilaw I 0 . Ang spectral dependence ng field emission current i A (υ) ay halos kasabay ng spectral dependence ng photoconductivity. Field emission mula sa isang semiconductor irradiated na may liwanag ay tumutugma sa pinagsamang view mga emisyon - photoautoelectronic emission.
Ang pagtaas sa temperatura ng cathode ay kadalasang humahantong sa pagtaas ng emisyon dahil sa pagtaas ng konsentrasyon ng elektron sa conduction band. Para lamang sa mga sample na mababa ang resistensya (halimbawa, silicon para sa n-type), kapag may malakas na pagkabulok ng electron gas, pagtitiwala sa temperatura field emission current ay maaaring ganap na wala o sanhi ng pagbabago sa epektibong work function ng output mula sa semiconductor. Sa ganitong mga kaso, ang pag-iilaw ng mga sample ay hindi nagbabago alinman sa magnitude ng kasalukuyang paglabas ng field o ang katangian ng CAC. Ang pagkabulok ay nangyayari kapag ang antas ng Fermi ay bumaba sa loob ng banda ng pagpapadaloy. Ang energy gap Δ S, (Fig. 10.7) sa pagitan ng ilalim ng conduction band at ang antas ng Fermi ay nagpapakilala sa antas ng pagkabulok ng electron gas sa malapit na ibabaw na layer ng semiconductor emitter.
Sa kawalan ng degeneracy (ang kaso ng mahinang pagtagos ng field), ang expression para sa kasalukuyang density ng field emission mula sa isang semiconductor ay may anyo
kung saan ang n ∞ ay ang konsentrasyon ng mga electron sa volume; Ang Δ cs ay ang energy gap sa pagitan ng posisyon ng ilalim ng conduction band sa volume at sa ibabaw; Ang ε r ay ang relatibong permittivity ng semiconductor.
Kasama sa formula na ito ang masa ng isang libreng electron m e , bagaman sa isang mas mahigpit na diskarte ay kinakailangang isaalang-alang ang kumplikadong istraktura ng mga banda at gumana nang may epektibong masa. Gayunpaman, ang mga pagwawasto na nauugnay sa kamalian na ito ay kadalasang maliit.
Ang pag-aaral ng pamamahagi ng enerhiya ng mga field electron na ibinubuga ng mga semiconductors ay nagpapakita na ang pinagmumulan ng field emission ay maaaring hindi lamang ang conduction band, kundi pati na rin ang valence band. Kung ang mga kondisyon para sa paglabas mula sa parehong mga banda ay humigit-kumulang pareho, kung gayon ang autoelectron spectrum ay dapat na binubuo ng dalawang peak, ang distansya sa pagitan ng kung saan ay katumbas ng band gap ΔE g . Sa mga eksperimento para sa n-type na silikon, sa katunayan, ang "two-hump" spectra ay nakuha na may distansya sa pagitan ng maxima ΔE g = 1.1 eV (Fig. 10.10).
Sa kaso ng p-type na silikon, kapag ang field emission ay nagmumula lamang sa valence band, ang curve ng pamamahagi ng enerhiya ng mga field electron ay mayroon lamang isang maximum, ang lapad nito, tulad ng sumusunod mula sa teorya, ay tumataas sa pagtaas ng anode boltahe. Kapag ang mga electron ay ibinubuga mula sa conduction band, ang pagpapalawak ng spectrum na may pagtaas ng lakas ng field E nauugnay sa paglabas ng "mainit" na mga electron. Ang kalahating lapad ng spectrum ay tumataas din sa pagtaas ng temperatura, dahil ang pagtaas ng temperatura ay humahantong sa isang mas malaking posibilidad ng populasyon ng mga estado ng enerhiya na nakahiga sa itaas ng ilalim ng banda ng pagpapadaloy (walang degeneracy) o sa itaas ng antas ng Fermi (presensya ng pagkabulok) ng mga electron. Ang pagpapalawak ng spectra ng enerhiya ng mga autoelectron ay sinusunod lamang kapag ang V.A.C. mula sa isang linear na kurso, at mayroong isang malinaw na kaugnayan sa pagitan ng pagtaas sa kalahating lapad ng spectrum at isang pagtaas sa pagbaba ng boltahe sa buong emitter. Kapag ang spectrum width ΔΕ ay lumampas sa band gap, ang isang matalim na pagtaas sa field emission current ay sinusunod (rehiyon 3 sa CVC sa Fig. 10.8), na nauugnay sa impact ionization.
Ang proseso ng mismong electron tunneling ay halos inertialess, gayunpaman, ang pagtatatag ng diffusion-drift equilibrium na may daloy ng field emission current sa isang semiconductor ay nailalarawan sa pamamagitan ng isang may hangganang oras ng pagpapahinga. Samakatuwid, sa mga semiconductor field cathodes, may mga lumilipas na proseso kapag ang anode boltahe ay pulsed sa mga rehiyon 2 at 3 ng VAC, Fig. 10.8. Sa rehiyon 1, ang field emission current ay hindi nakadepende sa oras. Sa rehiyon 2, bumababa ang kasalukuyang, at sa rehiyon 3, sa panahon ng pulso, tumataas ito sa isang pare-parehong boltahe ng anode. Ang pag-uugaling ito ng field emission current ay ipinaliwanag sa pamamagitan ng mga proseso ng pagpuno at pag-ubos ng mga electron trapping center sa malapit-surface space charge, gayundin ng mga surface state. Ang unti-unting pag-ubos ng mga sentrong ito ay nagdudulot ng pagbaba ng kasalukuyang, at sa sandaling naka-on ang field, ang paglabas ng mga electron mula sa mga sentro ay nagpapataas ng kasalukuyang paglabas ng field. Ang mga natitirang epekto kapag ang field ay naka-off at pagkatapos ay naka-on muli o ang emitter ay iluminado ay nauugnay sa pagkawalang-galaw ng muling pagsasaayos ng rehiyon ng singil sa espasyo dahil sa ang katunayan na ang isang tiyak na oras ay kinakailangan upang punan ang mga electron traps. Ang kasalukuyang oras ng pagpapahinga ay nakasalalay sa konsentrasyon ng mga bitag sa sample, temperatura nito, at boltahe ng emitter. Para sa mga sample ng Ge at Si na may mataas na resistensya, depende sa konsentrasyon ng mga bitag, ang oras ng pagpapahinga ay mula τ≤10 -5 s hanggang τ≈10 -3 s.
Praktikal na halaga Ang mga semiconductor field cathodes ay nakasalalay sa katotohanan na sa electronic "depletion" mode (rehiyon 2 sa V.A.C.) posible na makakuha ng nakatigil na paglabas ng field sa ilalim ng hindi masyadong magandang kondisyon ng vacuum (p ~ 10 -4 Pa) para sa mahabang agwat ng oras (hanggang sa daan-daang oras). Halimbawa, para sa n-type na silikon, isang nakatigil na field emission kasalukuyang density na hanggang 10 4 A/cm 2 ang nakuha.
Upang mapagtagumpayan ng isang elektron ang mga puwersa na umaakit dito sa ionic na sala-sala ng metal, ibig sabihin, upang dumaan sa potensyal na hadlang sa ibabaw na layer at umalis sa metal, ang ilang enerhiya ay dapat gugulin. Ang pinakamataas na kinetic energy na maaaring magkaroon ng electron sa loob ng metal ay hindi sapat para dito. Samakatuwid, upang mapagtagumpayan ang potensyal na hadlang sa elektron, kinakailangan na mag-aplay ng mga panlabas na puwersa, o sa ilang paraan.
bigyan siya ng mas maraming enerhiya. Ang gawaing dapat gawin upang palabasin ang isang electron mula sa isang metal ay tinatawag na work function at isa sa mga mahalagang katangian ng metal; ito ay nauugnay sa electric field sa ibabaw na layer ng metal:
kung saan ang pagsasama-sama (kasama ang anumang trajectory) ay dapat isagawa mula sa ilang punto na dadalhin sa loob ng metal hanggang sa mga puntong matatagpuan na malayo sa ibabaw nito. Para sa isang malinis na ibabaw ng tungsten, ang gawaing ito ay 4.5 eV. Para sa iba pang (purong) metal, umaabot ito sa 1.8-5.3 eV. Kung ang ibabaw na layer ng metal ay naglalaman ng anumang mga impurities, pagkatapos ay bumababa ang function ng trabaho; halimbawa, ang patong sa ibabaw ng tungsten na may manipis na layer ng cesium ay binabawasan ang work function sa 1.36 eV.
Sa estado ng balanse ng metal, isang tiyak na bilang ng mga electron na kasangkot sa random thermal motion, bawat segundo ay lumalampas sa ibabaw ng metal, ngunit pagkatapos, sa ilalim ng pagkilos ng mga puwersa sa itaas, muli silang iginuhit sa metal. Ang mga electron na ito ay bumubuo ng tinatawag na electron cloud malapit sa ibabaw ng metal, ang kapal at densidad nito (ang bilang ng mga electron sa bawat unit volume) ay tumataas sa pagtaas ng temperatura.
Ang paglabas ("pagsingaw") ng mga electron mula sa ibabaw ng metal ay maaaring makuha sa mga sumusunod na paraan:
1) init ang metal sa napaka mataas na temperatura at sa gayon ay tumataas ang bilang ng mga electron na nakakakuha ng mataas na bilis sa panahon ng thermal motion. Ang ganitong mga electron, na may mataas na kinetic energy, ay maaaring pagtagumpayan ang mga puwersa na pumipigil sa kanilang paglabas mula sa metal (thermionic emission);
2) gumamit ng malakas na electric field na "kumukuha" ng mga electron mula sa ibabaw ng metal. Ang ganitong paglabas ng mga electron ay tinatawag na malamig, o autoelectronic; maaari rin itong sanhi sa mababang temperatura;
3) upang i-irradiate ang ibabaw ng metal na may liwanag, ultraviolet, x-ray at iba pang mga sinag, na ang enerhiya ay hinihigop ng mga electron. Ang mga electron na ibinubuga mula sa metal ay gumugugol ng bahagi ng enerhiya na natanggap sa work function, at ang natitira ay naka-imbak sa anyo ng kinetic energy. Ang pamamaraang ito ng paglabas ng elektron ay tinatawag na photoelectric effect (photoelectronic emission);
4) bombahin ang ibabaw ng metal ng mga electron, ions o iba pang mga particle. Kung ang pambobomba na ito ay isinasagawa ng mga electron, kung gayon ang paglabas ay dahil sa ang katunayan na ang bilang ng mga emitted electron ay mas malaki kaysa sa bilang ng mga bombarding electron (para sa malinis na ibabaw - 1.2 - 1.8 beses, at para sa mga ibabaw na naglalaman ng mga impurities at natatakpan ng isang manipis na layer ng mga oxide - sampu-sampung beses); ang pamamaraang ito ng paghila ay tinatawag na pangalawang paglabas ng elektron.
Ang paglabas ng elektron na nagreresulta mula sa pag-init ay tinatawag na thermionic emission (TE). Ang TE phenomenon ay malawakang ginagamit sa vacuum at gas-filled na mga device.
- Electrostatic o Autoelectronic emission
Ang electrostatic (field emission) ay tinatawag na emission ng mga electron dahil sa pagkakaroon ng malakas na electric field malapit sa ibabaw ng katawan. Karagdagang enerhiya para sa mga electron matibay na katawan habang hindi iniulat, ngunit dahil sa pagbabago sa hugis ng potensyal na hadlang, nakuha nila ang kakayahang pumunta sa isang vacuum.
Photoelectron emission (PE) o panlabas na photoelectric effect - ang paglabas ng mga electron mula sa isang substance sa ilalim ng pagkilos ng insidente ng radiation sa ibabaw nito. Ang FE ay ipinaliwanag sa batayan ng quantum theory ng isang solid body at ang band theory ng isang solid body.
Paglabas ng mga electron sa ibabaw ng solid kapag binomba ito ng mga electron.
Paglabas ng mga electron ng isang metal kapag ito ay binomba ng mga ion.
Ang paglabas ng mga electron bilang resulta ng mga lokal na pagsabog ng mga microscopic na lugar ng emitter.
Ang paglabas ng mga electron sa pamamagitan ng mga ultracold na ibabaw na pinalamig sa cryogenic na temperatura. maliit na pinag-aralan na kababalaghan.
Tingnan din
Sumulat ng pagsusuri sa artikulong "Electronic emission"
Isang sipi na nagpapakilala sa electronic emission
"Humihiling ng reinforcements?" Nagsalita si Napoleon na may galit na kilos. Ang adjutant ay yumuko ng kanyang ulo at nagsimulang mag-ulat; ngunit ang emperador ay tumalikod sa kanya, gumawa ng dalawang hakbang, huminto, tumalikod at tinawag si Berthier. "Kailangan nating magbigay ng mga reserba," sabi niya, bahagyang ibinuka ang kanyang mga braso. - Sino ang ipapadala doon, ano sa palagay mo? - lumingon siya kay Berthier, sa oison que j "ai fait aigle [ang uod na ginawa kong agila], gaya ng tawag niya sa kanya kalaunan.- Soberano, ipadala ang dibisyon ni Claparede? - sabi ni Berthier, na naalala ng puso ang lahat ng mga dibisyon, regiment at batalyon.
Tumango si Napoleon bilang sang-ayon.
Tumakbo ang adjutant sa dibisyon ni Claparede. At pagkatapos ng ilang minuto ang mga batang guwardiya, na nakatayo sa likod ng punso, ay lumipat mula sa kanilang lugar. Tahimik na tumingin si Napoleon sa direksyong iyon.
"Hindi," bigla niyang nilingon si Berthier, "Hindi ko maaaring ipadala si Claparède. Ipadala ang dibisyon ni Friant, sabi niya.
Bagama't walang pakinabang sa pagpapadala ng dibisyon ni Friant sa halip na kay Claparède, at nagkaroon pa nga ng halatang abala at pagkaantala sa pagpapahinto kay Claparede ngayon at pagpapadala kay Friant, ang utos ay natupad nang may katumpakan. Hindi nakita ni Napoleon na may kaugnayan sa kanyang mga tropa ay ginampanan niya ang papel ng isang doktor na nakakasagabal sa kanyang mga gamot - isang papel na tama niyang naiintindihan at kinondena.
Ang dibisyon ni Friant, tulad ng iba, ay nawala sa usok ng larangan ng digmaan. SA iba't ibang partido Ang mga adjutant ay patuloy na tumalon, at lahat, na parang sang-ayon, ay nagsabi ng parehong bagay. Ang lahat ay humingi ng reinforcements, ang lahat ay nagsabi na ang mga Ruso ay humahawak sa kanilang mga posisyon at gumagawa ng un feu d "enfer [apoy ng impiyerno], kung saan ang hukbo ng Pransya ay natutunaw.
Ang mga electron ng konduktor ay malayang gumagalaw sa loob ng mga hangganan nito, at kapag ang sapat na enerhiya ay nasisipsip, maaari rin silang lumabas, na sinira ang pader ng potensyal na balon malapit sa ibabaw ng katawan (Larawan 10.6). Ang phenomenon na ito ay tinatawag na electron emission (sa isang atom, ang isang katulad na phenomenon ay tinatawag na ionization).
Sa T = 0 ang enerhiya na kinakailangan para sa paglabas ay tinutukoy ng pagkakaiba sa pagitan ng mga antas W= 0 at ang antas ng Fermi E R(Larawan 10.6) at tinatawag na work function. Ang pinagmumulan ng enerhiya ay maaaring mga photon (tingnan ang talata 9.3), na nagdudulot ng photoemission (photoelectric effect).
kanin. 10.6
Ang sanhi ng thermionic emission ay ang pag-init ng metal. Kapag nasira ang function ng pamamahagi ng elektron (tingnan ang Fig. 10.5, b) ang "buntot" na ito ay maaaring lumampas sa cutoff ng potensyal na balon, i.e. ang ilang mga electron ay may sapat na enerhiya upang umalis sa metal. Ito ay karaniwang ginagamit upang magbigay ng mga electron sa isang vacuum.
Ang pinakasimpleng aparato na gumagamit ng thermal emission ay isang electrovacuum diode (Larawan 10.7, A). Ang cathode K nito ay pinainit mula sa pinagmulan ng EMF ? At at naglalabas ng mga electron, na lumilikha ng kasalukuyang yodo sa pamamagitan ng pagkilos ng isang electric field sa pagitan ng anode at katod. Ang isang electrovacuum diode ay naiiba sa isang photodiode pangunahin sa pinagmumulan ng enerhiya na naging sanhi ng paglabas ng mga electron, kaya ang kanilang kasalukuyang-boltahe na mga katangian ay magkatulad. Lalong tensyon U a sa pagitan ng anode at katod, karamihan ang mga electron mula sa kanilang ulap sa cathode ay kumukuha ng isang electric field bawat yunit ng oras. Samakatuwid, habang tumataas ang boltahe U a kasalukuyang ako ay lumalaki. Sa ilang mga boltahe, ang zero ay kumukuha na Lahat ang mga electron na umaalis sa katod, at ang isang karagdagang pagtaas sa boltahe ay hindi humantong sa isang pagtaas sa kasalukuyang - nangyayari ang saturation.
kanin. 10.7
TANONG. Bakit ang saturation ay kasalukuyang nasa T, higit sa G, (Larawan 10.7, b)? SAGOT. Sa T 2 > D, mas maraming mga electron ang umalis sa katod sa bawat yunit ng oras.
Sa reverse polarity ng inilapat na boltahe ("minus" ay konektado sa anode, at "plus" sa cathode), ang mga electron ay hindi pinabilis, ngunit pinabagal, samakatuwid, ang electrovacuum diode ay magagawang ipasa ang kasalukuyang lamang sa isang direksyon, i.e. mayroon siya one-way na pagpapadaloy. Ito ay nagpapahintulot na ito ay magamit para sa kasalukuyang rectifier(Larawan 10.7, V): sa panahon ng pagkilos ng isang positibong kalahating alon ng boltahe, ang diode ay pumasa sa kasalukuyang, ngunit sa panahon ng isang negatibong kalahating alon, hindi.
Noong 1907, ang American Lee de Forest ay nagdagdag ng ikatlong grid electrode sa diode, na naging posible upang palakasin ang mga de-koryenteng signal. Ang nasabing triode ay dinagdagan ng iba pang mga electrodes, na naging posible upang lumikha iba't ibang uri amplifier, generator At mga nagko-convert. Ito ay humantong sa mabilis na pag-unlad ng electrical engineering, radio engineering at electronics. Pagkatapos ang baton ay kinuha ng mga semiconductor device, na pinalitan ang mga vacuum tube, ngunit sa mga CRT, X-ray tubes, electron microscope, at ilang vacuum tube, ang thermal emission ay may kaugnayan pa rin.
Ang isa pang pinagmumulan ng paglabas ng elektron ay maaaring ang pambobomba sa ibabaw ng materyal sa pamamagitan ng iba't ibang mga particle. Ang pangalawang paglabas ng electron-electron ay lumitaw bilang isang resulta ng mga epekto ng mga panlabas na electron, na naglilipat ng bahagi ng kanilang enerhiya sa mga electron ng sangkap. Ang ganitong paglabas ay ginagamit, halimbawa, sa isang photomultiplier tube (PMT) (Larawan 10.8, A). Ang kanyang photocathode 1 naglalabas ng mga electron kapag nakalantad sa liwanag. Ang mga ito ay pinabilis patungo sa elektrod (dynode) 2, mula sa kung saan sila knock out pangalawang electron, sila ay pinabilis patungo sa dynode 3 atbp. Bilang resulta, ang pangunahing photocurrent ay na-multiply sa isang lawak na ang PMT ay nakakapagrehistro kahit isang photon.
kanin. 10.8
Ang parehong prinsipyo ay inilapat sa image intensifier tube (tingnan ang talata 9.3) ng bagong henerasyon. Naglalaman ito ng daan-daang libong photomultiplier (ayon sa bilang ng mga pixel na bumubuo ng mga larawan ng mga bagay), bawat isa ay isang metallized microchannel ~ 10 μm ang lapad. Sa kahabaan ng channel na ito, ang mga electron ay gumagalaw sa parehong zigzag na paraan, tulad ng liwanag sa isang optical fiber at tulad ng mga electron sa isang PMT, na dumarami sa bawat banggaan sa mga channel wall dahil sa pangalawang paglabas. Dahil ang electron trajectory ay hindi gaanong naiiba mula sa isang rectilinear (sa loob lamang ng lapad ng channel), isang pakete ng naturang mga channel na matatagpuan sa pagitan ng photocathode at ng screen (Fig. 10.8, b) inaalis ang pangangailangan na ituon ang mga photoelectron (ihambing sa Fig. 9.4). Ang bawat channel ay nagsasagawa hindi lamang ang pagpaparami ng mga electron, kundi pati na rin ang kanilang paglipat sa kinakailangang punto, na nagsisiguro sa kalinawan ng imahe.
Sa pangalawang paglabas ng ion-electron, ang mga pangunahing particle - mga carrier ng enerhiya ay mga ion. SA mga aparatong naglalabas ng gas tinitiyak nila ang pagpaparami ng mga electron mula sa katod, na pagkatapos ay dumarami sa pamamagitan ng ionization ng mga molekula ng gas (tingnan ang talata 5.9).
Mayroon ding isang napaka-exotic na uri ng emisyon, ang pinagmulan nito ay ipinaliwanag ng Heisenberg uncertainty principle. Kung ang ibabaw ng metal ay may electric field na nagpapabilis ng mga electron, pagkatapos ay isang tuwid na linya ang nakapatong sa potensyal na ledge 1 ex(2 sa Fig. 10.6), at ang ledge ay nagiging barrier 3. Kung ang kabuuang enerhiya ng electron ay katumbas ng W, mga. nasa W mas mababa kaysa sa taas ng hadlang, kung gayon, ayon sa mga klasikal na ideya, "kunin" ito, i.e. pumunta sa labas, hindi niya kaya. Gayunpaman, ayon sa mga konsepto ng quantum, ang isang elektron ay din alon, na hindi lamang nasasalamin mula sa isang optically denser medium, ngunit din repraksyon. Kasabay nito, ang pagkakaroon ng isang function sa loob ng harang nangangahulugang ang may hangganang posibilidad na makahanap ng isang elektron doon. Sa "klasikal" na pananaw, imposible ito, dahil kumpleto enerhiya ng elektron W, at bahagi nito potensyal enerhiya - ay pantay sa lugar na ito W+ AVK, ibig sabihin. ang bahagi ay mas malaki kaysa sa kabuuan! Kasabay nito, mayroong ilan kawalan ng katiyakan AVK na enerhiya na nakasalalay sa oras Sa pananatili ng isang elektron sa loob ng hadlang: AWAt>h. Bumababa sa: kawalan ng katiyakan A.W. maaaring maabot ang kinakailangang halaga, at ang solusyon ng Schrödinger equation ay nagbibigay ng mga may hangganang halaga | p | 2 s sa labas hadlang, i.e. may pagkakataon na makalabas ang electron nang hindi tumatalon sa hadlang! Ito ay mas mataas ang mas mababa AW n At.
Ang mga konklusyon na ito ay nakumpirma sa pagsasanay sa pamamagitan ng pagkakaroon ng isang tunnel, o sub-barrier, epekto. Nakahanap pa ito ng aplikasyon, na nagbibigay ng paglabas ng mga electron mula sa metal sa mga larangan ng ~10 6 -10 7 V/cm. Dahil ang naturang emission ay nangyayari nang walang heating, irradiation, o particle bombardment, ito ay tinatawag na field emission. Kadalasan ito ay nangyayari mula sa lahat ng uri ng mga punto, protrusions, atbp., Kung saan ang lakas ng field ay tumataas nang husto. Maaari rin itong humantong sa electrical breakdown ng vacuum gap.
Noong 1986 Nobel Prize sa pisika, ang pag-imbento ng isang aparato sa pag-scan batay sa epekto ng tunnel ay nabanggit electron microscope. Ang mga nagwagi nito ay ang mga German physicist na sina E. Ruska at G. Binnig at ang Swiss physicist na si G. Rohrer. Sa device na ito, ang isang manipis na karayom ay nag-scan sa ibabaw sa isang maliit na distansya mula dito. Ang kasalukuyang tunneling na lumalabas sa kasong ito ay nagdadala ng impormasyon tungkol sa mga estado ng enerhiya ng mga electron. Kaya, posible na makakuha ng isang imahe ng ibabaw na may katumpakan ng atom, na lalong mahalaga sa microelectronics.
Ang epekto ng tunel ay responsable para sa recombination sa panahon ng paglabas ng ion-electron (tingnan sa itaas), para sa electrification sa pamamagitan ng friction, kung saan ang mga electron mula sa mga atomo ng isang materyal na lagusan patungo sa mga atomo ng isa pa. Tinutukoy din nito ang pagsasapanlipunan ng mga electron sa isang covalent bond, na humahantong sa paghahati ng mga antas ng enerhiya (tingnan ang Fig. 10.5, A).