Вакуумная и плазменная электроника. Вакуумная и плазменная электроника_курс_лекций. Курс лекций Тольятти 2006
 Скачать 1.13 Mb.
|
|
1.3 Явление термоэлектронной эмиссии. Термоэлектронная эмиссия металлов Ранее было установлено, что при температуре Т=0 К не может происходить эмиссия электронов из кристалла, поскольку энергии даже 11 наиболее быстрых электронов недостаточны для преодоления потенциального барьера W 0 на его границе. Для возникновения электронной эмиссии необходимо сообщить электронам дополнительную энергию, например путем нагрева вещества до достаточно высоких температур. Электронную эмиссию, возникающую в результате нагрева тел, называют термоэлектронной эмиссией. Явление термоэлектронной эмиссии широко используют в вакуумных и газонаполненных прибоpax. В объеме металла содержится свободные электроны с компонентами скорости v x , v y и v z (где v x — компонента скорости в направлении, перпендикулярном поверхности тела). За пределы поверхности в вакуум могут выйти только электроны, у которых компонента скорости в направлении оси х достаточна для преодоления потенциального барьера, т. е. 0 2 2 W v m x e ≥ Согласно условию Ферми-Дирака распределение электронов в металле по энергиям определяется формулой dW e A dn kT F 1 E E E 2 / 1 + = − , где dn – число электронов в 1 см 3 металла, имеющих при Т=0 К энергию в интервале dW; T – термодинамическая температура; E – полная энергия электрона; E F – уровень Ферми; k – постоянная Больцмана; А – постоянный коэффициент. Графическая зависимость отношения dn/dW от W получила название дифференциальной кривой распределения энергии (рис.1.6). 12 Рис. 1.6 Дифференциальные кривые распределения электронов по энергиям при различных температурах металла: 1 – Т=0 К; 2 – Т>>0 К; 3 – изображение потенциального барьера у поверхности эмиттера. При температуре Т=0 К (кривая 1) внутри металла электроны имеют энергию, не превышающую E F – энергию Ферми. При разогреве эмиттера до температуры Т > 0 часть электронов имеет энергию больше E F и может покинуть металл (кривая 2). Плотность тока термоэлектронной эмиссии определяется уравнением kT W kT W e e F F e T D A e T D h ek m j E E − − − − = π = 0 0 2 0 2 3 2 4 (1.6) Это уравнение называют уравнением Ричардсона—Дешмана. Входящая в него константа 2 2 4 3 2 0 10 120 4 град м А h ek m A e ⋅ ⋅ = π = является универсальной, независящей от рода эмиттера. D -среднее значение коэффициента прозрачности барьера для вылетающих электронов ( ≈ D 0,94—0,97). Энергия Ферми Е F определяется для металлов соотношением 3 / 2 2 8 3 2 E ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ = π e e F n m h , которое свидетельствует о постоянстве этой величины для данного металла, независимости ее (в первом приближении) от температуры металла. Это позволяет в показателе экспоненты уравнения (1.6) разность W 0 - E F заменить эффективной работой выхода χ 0 , являющейся параметром данного металла и определяющей его термоэмиссионные 13 свойства, т. е. представить уравнение Ричардсона - Дешмана в наиболее распространенном виде kT e kT e e AT e T D A j ϕ χ − − = = 2 2 0 0 , (1.7) где ϕ — работа выхода, выраженная в вольтах. Утверждение независимости положения уровня Ферми от температуры металла не совсем правильно. В самом деле, в выражение E F входит концентрация электронов п е . При нагревании металлы расширяются и величина п е , а следовательно и E F уменьшается. Если предположить, что уменьшение энергии E F пропорционально температуре, т. е. E FТ = E F - α Т, то, подставив E FТ в (1.6), получим kT kT kT T E W e e e T D A e T D A j F 0 0 2 0 2 0 χ − α − α + − − = = Измерения α для вольфрама, молибдена и тантала, выполненные различными методами, дают значения порядка (6-7) ⋅10 -5 эВ/град. При этом е - α/k =0,45—0,5. Экспериментальное определение констант уравнения термоэлектронной эмиссии металлов Уравнение Ричардсона — Дешмана показывает, что плотность тока термоэлектронной эмиссии с поверхности металла при данной его температуре определяется константами А и ϕ = χ 0 /е. Невозможность теоретического расчета константы А и эффективной работы выхода ϕ в уравнении термоэлектронной эмиссии (1.7) приводит к необходимости их экспериментального определения. Наиболее распространен метод прямой Ричардсона. Определение констант А и ϕ по этому методу основано на измерении плотности тока эмиссии катода при нескольких его температурах и последующей обработке данных эксперимента, которая сводится к следующему. 14 Разделив обе части уравнения (1.7) на Т 2 и прологарифмировав, получаем выражение kT e A ln T j ln e ϕ − = 2 Оно показывает, что построение зависимости ln j e /T 2 от (1/T) должно дать прямую (рис. 1.7), отсекающую на оси ординат отрезок ОК=lпА и наклонную к оси абсцисс под углом α, удовлетворяющим соотношению ϕ = χ = α k e k tg 0 , откуда 11600 α = α = ϕ tg tg e k Рис.1.7 Построение прямой Ричардсона для металла Эту прямую, позволяющую определить эмиссионные константы исследуемого металла, называют прямой Ричардсона. В табл. 1.1 приведены экспериментальные значения работы выхода ϕ и константы А для некоторых металлов. Таблица 1.1 Значения работы выхода ϕ и константы А для некоторых металлов Металл ϕ, В А, А/(м 2 ⋅град 2 ) ⋅10 4 Металл ϕ, В А, А/(м 2 ⋅град 2 ) ⋅10 4 Cs 1,89 162 Ta 4,12 60 Ba 2,29 60 Mo 4,27 55 Th 3,41 70 W 4,54 75 Fe 4,36 26 Анализ этой таблицы показывает, что благоприятной с точки зрения эмиссионных свойств малой работой выхода обладают металлы, низкая 15 температура плавления которых не позволяет использовать их для изготовления термокатодов. Практически единственным металлом, пригодным для изготовления термокатодов, является вольфрам. Его высокая температура плавления (3400 К) позволяет поддерживать рабочую температуру катодов равной 2200 К и, таким образом, несмотря на большую работу выхода, получать хотя и невысокую, но достаточную для ряда приборов плотность тока эмиссии порядка 10 3 А ⋅м 2 . Повышение рабочей температуры вольфрамового катода сверх 2200 К с целью увеличения эмиссии нецелесообразно из-за резкого усиления распыления катода, приводящего к сокращению его срока службы. Первоначально для изготовления термокатодов использовали чистые металлы (главным образом вольфрам). В настоящее время вольфрамовые катоды применяют лишь в некоторых специальных типах приборов и устройств. Широкое распространение получили более эффективные пленочные и полупроводниковые катоды, особенно оксидные. 1.4. Влияние внешнего ускоряющего электрического поля на термоэлектронную эмиссию металлов. Эффект Шоттки. Рассмотрим График зависимости I a (U a ) называемый вольт-амперной характеристикой вакуумного диода, рис. 1.8. Рис. 1.8. Вольт-амперная характеристика вакуумного диода 16 При сравнительно малых анодных напряжениях анодный ток увеличивается с ростом напряжения U a . В режиме малых значений U a существенное влияние на распределение потенциала в межэлектродном промежутке оказывает заполняющий его объемный заряд электронов, эмиттируемых катодом. Это влияние таково, что только часть эмиттируемых катодом электронов достигает анода, а другая их часть отбрасывается обратно к катоду, т. е. анодный ток оказывается меньше тока эмиссии катода. С ростом напряжения U a распределение потенциала изменяется так, что все большая доля электронов достигает анода. При некотором анодном напряжении, соответствующем точке а на рисунке, все эмиттируемые катодом электроны достигают анода, т. е. анодный ток I а становится равным току эмиссии катода I ек . Естественно ожидать, что дальнейшееповышение анодного напряжения не должно сопровождаться увеличением анодного тока. Действительно, в точке а наблюдается перегиб вольт-амперной характеристики. Происходит так называемое насыщение анодного тока. Однако, как показывает эксперимент, насыщение оказывается не полным. Дальнейшее повышение анодного напряжения сопровождается ростом анодного тока, хотя и более слабым, чем в режиме объемного заряда. Это происходит потому, что возникающее при повышении напряжения U a ускоряющее электрическое поле у поверхности катода увеличивает эмиссию катода. Рассмотрим закономерности этого явления. Рис. 1.9. Снижение потенциального барьера под действием внешнего ускоряющего электрического поля: 1- барьер в отсутствие внешнего поля; 2 - энергия, сообщаемая электрону полем; 3 - барьер при наличии внешнего поля. 17 У поверхности металла существует потенциальный барьер высотой W 0 На рис. 1.9 (кривая 1) построена кривая, изображающая форму барьера. Предположим теперь, что у поверхности катода существует внешнее ускоряющее электрическое поле, которое является однородным, т. е. имеет постоянную напряженность Е. Действуя на электрон с постоянной силой еЕ, оно уменьшает на величину еЕх работу, совершаемую электроном при перемещении на расстояние х от катода. Построив прямую 2, имеющую ординаты еЕх, и вычитая ее ординаты из ординат кривой 1, получим кривую 3, соответствующую потенциальному барьеру при наличии внешнего ускоряющего электрического поля. Для этой кривой характерен максимум на некотором критическом расстоянии х кр от катода. Существование максимума определяется тем, что на расстояниях х<х кр преобладает тормозящая сила зеркального отображения, и движущийся от катода электрон совершает работу, а на расстояниях х>х кр преобладает ускоряющая сила внешнего поля, и потенциальная энергия электрона уменьшается. Таким образом, величину х кр можно найти из равенства еЕ x е кр = ⋅ πε 2 2 0 4 4 1 Из сказанного ясно также, что высоту потенциального барьера W ЭП при наличии внешнего ускоряющего электрического поля меньше высоты потенциального барьера W 0 в отсутствие поля на некоторую величину Δχ : E e / 2 3 0 4 1 πε = χ Δ (1.8) Теперь можно определить плотность тока термоэлектронной эмиссии при наличии внешнего ускоряющего электрического поля, введя в уравнение Ричардсона — Дешмана вместо χ 0 величину χ 0 - Δχ : kT kT kT ЭП e е АТ е АТ j χ Δ χ − χ Δ − χ − = = 0 0 2 2 18 Обозначив через j 0 плотность тока эмиссии в отсутствие внешнего поля и заменив Δχ его выражением (1.8), приходим к уравнению Шоттки: kT E e ЭП / e j j 0 2 3 4 0 πε = Увеличение плотности тока термоэлектронной эмиссии под влиянием действующего у поверхности катода ускоряющего электрического поля называют эффектом Шоттки. Прологарифмировав уравнение получаем E kT e j ln j ln / ЭП 0 2 3 0 4 πε + = Следовательно, согласно уравнению Шоттки график зависимости логарифма плотности тока эмиссии от корня квадратного напряженности внешнего поля должен представлять собой прямую линию (рис. 1.10), отсекающую на оси ординат отрезок, равный логарифму плотности тока эмиссии в отсутствие поля и наклоненную под углом α к оси абсцисс, определяемым соотношением kT e tg / 0 2 3 4 πε = α При повышении температуры прямая должна располагаться выше (в соответствии с увеличением j 0 ), а угол α — уменьшаться. Рис. 1.10. Зависимость плотности тока эмиссии от напряженности внешнего поля (прямые Шоттки). Многочисленные эксперименты с чистыми металлами дали хорошее совпадение с теорией при не очень сильных электрических полях, подтвердив 19 правильность уравнения Шоттки. Однако при сильных электрических полях ток эмиссии возрастает быстрее, чем это следует из уравнения Шоттки. Причина расхождения расчета и эксперимента состоит в том, что при выводе уравнения учитывалось только снижение потенциального барьера и не учитывалось его сужение. Между тем заметное сужение потенциального барьера при сильных электрических полях приводит к тому, что начинает проявляться туннельный эффект просачивания сквозь барьер электронов с энергией ниже W ЭП . Это и приводит к дополнительному увеличению плотности тока эмиссии. Таким образом, применимость уравнения Шоттки для расчета плотности тока эмиссии ограничивается не очень сильными электрическими полями. 1.5 Автоэлектронная эмиссия. Автоэлектронной (электростатической) эмиссией называют эмиссию электронов, обусловленную наличием у поверхности тела сильного ускоряющего электрического поля. Принципиальную возможность существования такой эмиссии подтверждают следующие соображения. При изучении термоэлектронной эмиссии было установлено, что из твердого тела могут выходить электроны, кинетическая энергия которых достаточна для преодоления потенциального барьера W 0 Было установлено также, что внешнее ускоряющее электрическое поле, снижая потенциальный барьер на величину E e 0 2 / 3 4 πε χ = Δ , увеличивает эмиссионный ток. Очевидно, при очень высокой напряженности электрического поля у поверхности металла потенциальный барьер может снизиться настолько, что его вершина окажется на одной высоте с уровнем Ферми. При этом должна наблюдаться значительная электронная эмиссия из холодного металла. Заменив в уравнении Δχ на χ 0 можно рассчитать критическую напряженность поля: 20 ( ) 3 2 0 2 0 4 e E кр χ πε = , Плотность тока электронной эмиссии: E / b э . э e E A j 1 2 1 − = , где b 1 – константа, e h m b / e 2 2 3 0 2 1 3 32 χ π = Зависимость ln (j э.э /Е 2 ) от 1/Е будет изображаться на графике прямой линией, отсекающей на оси ординат отрезок, равный ln A 1 , и наклоненной к оси абсцисс под углом γ , удовлетворяющим соотношению tg γ =b 1 Автоэлектронная эмиссия лежит в основе работы некоторых ионных приборов (экситронов, игнитронов и др.). 1.6 Взрывная электронная эмиссия. Взрывная электронная эмиссия – возникновение электронного тока из металлического эмиттера вследствие перехода материала эмиттера из конденсированной фазы в плотную плазму в результате разогрева локальных микроскопических областей эмиттера током автоэлектронной эмиссии. Это единственный вид электронной эмиссии, который позволяет получать потоки электронов мощностью до 10 13 Вт с плотностью тока до 10 9 А/см. Для получения взрывной электронной эмиссии необходимо создать на поверхности эмиттера первоначальный фазовый переход металл – плазма, который бы обеспечил ток электронов, способный затем поддерживать этот переход. Такой переход создается посредством концентрации большой энергии в микрообъеме эмиттера, достаточной для взрыва этого объема. Большую концентрацию энергии (Е ∼10 8 В/см) можно получить вблизи поверхности очень тонкого металлического острия. Однако взрывная электронная эмиссия возникает и на плоских эмиттерах при меньших полях (Е ∼10 5 В/см) из-за того, что на их поверхности обычно имеются диэлектрические включения, пленки и 21 микроскопические выступы. В результате в отдельных точках поверхности поле увеличивается в несколько раз, и работа выхода электронов снижается. После взрыва микрообъема эмиттера образуется катодный факел, состоящий из плазмы и паров материала эмиттера. Расширение плазмы сопровождается интенсивной электронной эмиссией из плазмы. Электроны покидают факел, пересекают вакуумный промежуток и попадают на анод. Плотность тока взрывной электронной эмиссии ) ( 2 / 3 x F BU j = , где B – константа, U – разность потенциалов между фронтом плазмы и анодом, F –функция аргумента x (определяется геометрией вакуумного промежутка). На базе взрывной электронной эмиссии созданы сильноточные вакуумные диоды, генерирующие мощные импульсы электронного тока. Предельная длительность импульса тока ограничена временем, в течении которого происходит замыкание вакуумного промежутка плазмой. Обычно это 10 -7 с. Плотность тока достигает 10 7 А/см 2 . Такие диоды применяются для исследования плазмы, радиационных дефектов в кристаллах для генерации СВЧ-, рентгеновского и ИК- излучений, для накачки газовых лазеров. |