Эффект Малтера
Поведение автоэмиссионного тока с полупроводниковых катодов на III участке вольтамперной характеристики объясняется наличием сильного падения потенциала в приповерхностном слое и эффектами, связанными с этим: разогрев электронного газа, ударная ионизация, зон-зонное туннелирование. Наличие таких явлений было обнаружено при исследовании электрических свойств полупроводников и диэлектриков. Естественно возникает предположение - нельзя ли искусственно создать падение потенциала, приводящее к такому повышению скорости движения электронов, которое бы позволило хотя бы части из них преодолеть потенциальный барьер и выйти в вакуум даже при отсутствии сильного электрического поля у поверхности.
Поля необходимой величины могут быть созданы в случае систем, обладающих резко неоднородными свойствами. Одной из таких является система металл-диэлектрик-металл (МДМ). На металлическую подложку наносится тонкий, по возможности однородный по свойствам и толщине слой диэлектрика (рис.3.5.1). На поверхности последнего формируют очень тонкую (порядка нескольких десятков ангстрем) пленку металла, основное назначение которой - служить обкладкой конденсатора. При малой толщине диэлектрика достаточно уже нескольких вольт, чтобы создать в диэлектрике напряженность поля порядка 10 5 ...10 6 В/см.
Энергетическая схема для такого случая имеет вид, приведенный на рис.3.5.2. Из нее следует, что при достаточной величине F
становится возможной инжекция электронов в слой диэлектрика. Прежде всего, это может произойти за счет термической эмиссии электронов (I) из металлической подложки в диэлектрик. Высота барьера на межфазной границе
металл-диэлектрик равна энергетическому расстоянию от дна зоны проводимости диэлектрика до уровня Ферми металла, что, обычно, значительно меньше, чем работа выхода металла. Кроме того, при наличии электрического поля в диэлектрике сказывается влияние на барьер и эффекта Шоттки. Все это может обеспечить достаточный поток электронов даже при низкой температуре. Другая возможность появления электронов в зоне проводимости диэлектрика - автоэмиссия электронов из металла (II).
В зоне проводимости диэлектрика свободные носители при наличии поля, набирают кинетическую энергию при движении к поверхности, происходит разогрев электронного газа, лавинообразное увеличение их количества вследствие ударной ионизации. На границе с металлической пленкой потенциальный барьер отсутствует. Если верхний слой металла тонок, меньше длины свободного пробега электронов, то электроны не успевают прийти в термическое равновесие с решеткой. Значительное их число имеет энергию, достаточную для преодоления барьера на границе с вакуумом.
Эксперименты показали, что процесс появления эмиссионного тока весьма сложен. При низких температурах величины сквозного и эмиссионного токов определяются напряженностью электрического поля в пленке, они сравнительно слабо зависят от температуры. Их зависимости от напряжения могут быть описаны уравнением Фаулера-Нордгейма для автоэмиссии. Однако, корректные расчеты показали, что средние значения , где d -
толщина слоя диэлектрика, не достаточны для теоретического объяснения величины наблюдаемых токов. Для успеха теории необходимо, чтобы F
была на порядок выше. Это можно было бы легко объяснить шероховатостью подложки.
Выступы и микроострия, наличия которых невозможно избежать, способны значительно повысить локальную напряженность поля. Однако, это не позволяет объяснить наблюдаемые плотности эмиссионных токов, которые достигают нескольких десятых А/см 2
.
Есть еще одна причина увеличения F по сравнению с ее усредненным значением. Диэлектрические пленки обычно несовершенны. В них имеется большое количество дефектов (вакансии, нарушения стехиометрии, междоузельные атомы, примеси и т.п.), которые могут являться поставщиками электронов вследствие ударной или туннельной ионизации. При этом образуется объемный положительный заряд. Он в большей степени концентрируется около инжектирующего электроны электрода, поскольку наибольшей вероятностью ионизации обладают частицы, имеющие умеренную скорость. Электроны с высокой энергией имеют меньшее эффективное сечение. С увеличением скорости электрона уменьшается время взаимодействия с дефектом, что снижает вероятность его ионизации. Объемный заряд усиливает напряженность поля около отрицательно заряженного электрода (рис.3.5.3). Казалось бы все проблемы, по крайней мере принципиально, решены. Но появляется новая трудность. Величина пробивного напряжения у диэлектриков обычно порядка 10 6 В/см , т.е. такая же, которая необходима для объяснения экспериментально наблюдаемых токов. Однако, известен экспериментальный факт, что при малых размерах удельная механическая прочность материалов возрастает. Например, для разрыва тонких проволок нужно значительно большее усилие на единицу площади, чем для разрыва прутка большого диаметра. Видимо, это связано с отсутствием в первом случае крупномасштабных дефектов, которые характерны для массивных твердых тел. То же самое может относиться и к электрической прочности.
Таким образом, можно полагать, что при низких температурах в МДМ-системах основной причиной появления электронов в диэлектрическом слое является автоэмиссия из металлической подложки.
В высокотемпературной области, напротив, наблюдается сильная температурная зависимость, в то время как величина поля сказывается слабо. Это указывает на важность термоэмиссионного механизма, который становится превалирующим при повышенных температурах. Некоторое увеличение тока с ростом F можно объяснить влиянием эффекта Шоттки на высоту барьера на границе подложка – слой диэлектрика. Наличие сил зеркального изображения приводит к понижению барьера между основанием и диэлектрической пленкой.
Как и ожидалось, сильное влияние на величину эмиссионного тока оказывает толщина верхнего электрода. Наблюдается сильная, экспоненциальная, зависимость: 
, где d
– толщина пленки, a - величина, зависящая от свойств металлической пленки.
Картина эмиссии электронов из МДМ-системы, представленная выше, достаточно проста, чего не скажешь о практическом осуществлении, требующем высокой культуры изготовления пленок. Особенно ответственным является требование однородности диэлектрических пленок. Они должны иметь одинаковую толщину, полностью исключается наличие пор.
К настоящему времени изучено большое число разнообразных систем. К материалу базового электрода не предъявляется особых требований. Достаточно, чтобы на поверхности имелась хорошо упорядоченная структура, и подложка имела высокую электропроводность.
Диэлектрические пленки нередко формируются окислением поверхностного слоя базового электрода. В этих случаях используют алюминий, бериллий, тантал, ниобий. Экспериментально наиболее подробно исследовались системы, в которых использовались пленки Al 2 O 3 , SiO 2 , SiO, MgO, BeO, BN и др., имеющие широкую запрещенную зону и способные выдерживать без пробоя высокие электрические поля. В качестве тонкого наружного электрода применялисьпленки Au, Pt, Al, Be, Ag и др. На рис.3.5.4 приведены результаты, полученные для системы Al/Al 2 O 3 /Au . Уже при небольших напряжениях, порядка нескольких вольт, удается получать токи достаточной для практического использования величины.
Важной величиной для МДМ-катодов является эффективность g 0 , которую можно определить как отношение эмиссионного тока (i эм )к потребляемому току, протекающему через диэлектрический слой (i д/э ). g 0 может меняться в широких пределах: от 10 -2 до 10 -7 . Она во многом зависит от качества пленки, ее толщины, работы выхода верхнего металлического слоя. В частности, в случае системы Be-BeO-Au была получена величина g 0 =10 -3 (j эм =0.2 A/ см 2 при j д/э =200 А/см 2 ).
В частности, в случае системы, состоящей из слоя кремния толщиной 5 мкм на алюминиевой подложке, на котором был получен тонкий слой (400 нм ) оксида, покрытый Pt, была получена величина g 0 =0,28 (j эм =1.4 мA/ см 2 при j д/э =3,6 мА/см 2 ). .
Экономичность катодов характеризуют отношением плотности эмиссионного тока j в мА к необходимой для этого мощности W в Вт.
В последнее время активно исследуются и уже находят практическое применение еще более простые системы, состоящие из тонкого диэлектрического слоя, нанесенного на металлическую подложку, в качестве которой используется острие (рис.3.5.5) . Внешнее электрическое поле проникает в слой диэлектрика, и электроны, туннелирующие из металла сквозь барьер на межфазовой границе, ускоряются этим полем. В случае небольшого барьера на границе с вакуумом они способны выйти из системы. При соответствующем выборе диэлектрика (малое сродство, расположение уровня Ферми около дна зоны проводимости и т.п.) интенсивная эмиссия может быть получена уже при относительно малых напряжениях. В качестве примера на рис.3.5.6 приведены вольтамперные характеристики, полученные для системы алмаз/кремний при разных толщинах диэлектрического слоя . В случае тонких слоев значительный эмиссионный ток имеет место уже при напряжениях порядка нескольких сот вольт.
Еще одной системой, в которой для получения эмиссии электронов используется электрическое поле высокой напряженности, является диспергированная пленка. На диэлектрическую подложку наносится тонкая металлическая пленка, имеющая 
островковое строение (рис.3.5.7). При приложении разности потенциалов наряду с током, протекающим вдоль пленки, возникает и эмиссия электронов. На рис.3.5.8 приведено изображение диспергированной пленки золота, полученное в электронном микроскопе, а также зависимости тока, протекающего вдоль пленки I
, и эмиссионного тока I э
от напряжения вдоль пленки . Наличие зазоров между островками приводит к неомическому характеру проводимости пленки. Механизм проводимости сложен, но очевидно, что основную роль играют эмиссионные процессы, вследствие которых происходит переход электронов от одного островка к другому. В качестве главных рассматривается термоэлектронная эмиссия, усиленная понижением барьера вследствие малости промежутков между островками, автоэлектронная эмиссия, а также переход через подложку. Высокая величина напряженности возникает вследствие того, что все падение напряжения сосредоточено на промежутках между металлическими островками. При переходе от островка к островку электроны приобретают большую кинетическую энергию, однако их импульс направлен вдоль пленки. Но, в дальнейшем, при движении по островку имеет место рассеяние, в результате которого при небольших изменениях энергии электронов может происходить сильное изменение направления движения.Те из них, которые движутся к наружной стороне островка, способны преодолеть барьер на границе с вакуумом. Применение таких эмиттеров ограничивается отсутствием технологии, позволяющей создавать воспроизводимые по форме, размеру и расположению пленочные системы.
Условия, необходимые для разогрева электронного газа, могут быть созданы и на pn- переходе. На рис.3.5.9 приведена энергетическая схема для этого случая. Если на переход подать напряжение в запирающем направлении, то энергия дна зоны проводимости в р -области может быть больше энергии уровня вакуума (рис.3.5.9.б ). Поэтому электроны, движущиеся от p - к n- типу и не потерявшие больших порций энергии при прохождении через верхний слой, имеют возможность выйти в вакуум.
Крайне важной является толщина верхнего слоя и ширина области pn- перехода. Они должны быть как можно тоньше, чтобы обеспечить достаточную эффективность.
На рис.3.5.10 приведена зависимость эмиссионного тока от напряжения на рп -переходе, сформированном на основе кремния . Уже нескольких вольт достаточно для получения токов порядка десятков и сотен микроампер. Насколько большое значение имеют процессы рассеяния в поверхностном слое, можно судить по приведенным на рис.3.5.11 зависимостям эмиссионного тока от температуры для рп -
перехода, сформированного в поверхностном слое SiC различными методами . Увеличение температуры приводит к значительному снижению эмиссионного тока вследствие увеличения электрон-фононного рассеяния. Рассеяние электронов на акустических фононах приводит к экспоненциальной зависимости от температуры: 
(3.5.2)
где a - коэффициент, зависящий от свойств полупроводника. При увеличении напряжения возрастает ток через диод I
, и еще сильнее увеличивается ток эмиссии I Э
. Как видно из рисунка, пятикратное увеличение I
вызывает увеличение эмиссионного тока на 2-3 порядка.
Эмиссия электронов возможна и в случае, когда рп- переход расположен перпендикулярно поверхности (рис.3.5.12). Как и в случае диспергированных пленок, барьер на поверхности преодолеют те высокоэнергетичные электроны, которые после рассеяния получают импульс, направленный по нормали к поверхности.
Препятствием для широкого практического применения рп
-переходов в качестве эмиттеров являются жесткие требования к сохранению свойств на поверхности. Наличие поверхностных состояний и 
адсорбция частиц способны кардинально изменить электронную структуру. Это, в свою очередь, незамедлительно отражается на эффективности эмиттера. Кроме того, большое значение имеет качество рп-
перехода. Он должен быть достаточно резким. В противном случае термолизация электронов произойдет раньше, чем они приобретут необходимую кинетическую энергию.
В 1936 Малтером было обнаружено явление, которое получило название эффекта Малтера и которое по механизму близко к рассмотренным выше процессам. Он исследовал вторично-электронную эмиссию из окисленного алюминия и обнаружил явно аномальное поведение эмиссионного тока. Позднее аналогичные результаты были получены и для других диэлектрических слоев, таких как кварц, слюда, В 2 О 3, KCl, MgO и др. Дальнейшие исследования показали, что для получения эмиссии электронов с системы металл-диэлектрик совершенно не обязательно облучение первичными электронами. Роль этих электронов заключается лишь в создании и поддержании положительного заряда на поверхности диэлектрической пленки, возникающего вследствие ионизации. Это может быть достигнуто и другими способами: например, освещая светом или облучая поверхность положительными ионами, или даже накладывая на поверхность диэлектрического слоя металлическую сетку и подавая на нее положительный потенциал.
Отличие этого вида эмиссии заключается, прежде всего, ваномально большой
величине вторичного тока, который в ряде случаев в 1000
раз превосходит первичный. Это на порядки больше, чем наблюдается в обычном случае. Другая особенность заключается в том, что величина эмиссии оказалась крайне чувствительной к толщине
окисного слоя. Эмиссия электронов достигает максимального значения при толщинах в интервале 0.2...10 мкм
. Пожалуй, наиболее яркой особенностью является инерционность
. Ток электронов растет со временем и достигает своего стационарного значения только через 0,1...150с
(рис.3.5.13) после начала бомбардировки первичными частицами . Причем, величина стационарного тока существенно зависит от напряжения на аноде
. После выключения первичного пучка эмиссия также не исчезает мгновенно. Более того, время затухания может достигать часов и суток. На рис.3.5.14 приведено изменение тока после выключения первичного пучка электронов . Даже спустя два часа наблюдается эмиссия электронов, причем величина тока составляет несколько десятых мкА.
Экспериментально было показано, что основными являются процессы, происхо-дящие в диэлектрической пленке. Свойства металла не имеют большого значения. Все это позволило придти к выводу, что главным является наличие в пленке сильного электрического поля, способ же его создания не играет роли.
Существует несколько вариантов объяснения этого явления, из которых наиболее предпочтителен предложенный Джекобсоном
. Им было использовано то обстоятельство, что эмиссия электронов резко неоднородна
по поверхности. Это позволило предположить, что важную роль играют пустоты и поры, которые обычно имеются в диэлектрической пленке (рис.3.5.15а
). В сплошной пленке диэлектрика, имеющего широкую запрещенную зону, длина свободного пробега электронов не настолько велика, чтобы были эффективны процессы возбуждения электронов из валентной зоны. Иное дело, если имеются пустоты. При движении в них электроны не испытывают рассеяния и могут набрать энергию, которой хватит на образование даже пачки вторичных электронов. В свою очередь ионизация приводит к возникновению положительных зарядов, нейтрализация которых быстрыми электронами затруднена. Это и приводит к возникновению сильного электрического поля, обеспечивающего автоэлектронную эмиссию из металлической подложки. После окончания стимулирующего воздействия рекомбинация электронов с положительно заряженными центрами происходит медленно, что связано с малой вероятностью этого процесса при высокой скорости электронов. Это обеспечивает значительные эмиссионные токи в течение длительного
времени после окончания стимулирующего воздействия. Но, пожалуй, более предпочтителен вариант, предполагающий наличие сквозных пор (рис.3.5.15.б), поскольку в этом случае возможен проход электронов минуя движение по диэлектрическим кристалликам.
Взрывная эмиссия
В статическом режиме с острия можно получить достаточно большие токи. При использовании катодов, изготовленных из тугоплавких металлов, например таких, как вольфрам, молибден, ниобий, можно получать стационарные токи величиной до нескольких десятков мкА, что соответствует плотности тока порядка 10 4 А/см 2 (в некоторых случаях при особой форме острий может быть получено до 10 7 А/см 2 ).
При этом свойства автоэмиссионного катода остаются неизменными. Однако, если перейти некоторое характерное для данного материала значение напряженности электрического поля, начинаются изменения, причем нередко необратимые. Изучение таких процессов представляет большой интерес как с теоретической, так и с практической точки зрения. Последнее связано не только с использованием автокатодов в таких предельных режимах для получения мощных импульсных пучков электронов, но и в связи с проблемой пробоя. Можно полагать, что именно автоэмиссия с микровыступов является спусковым механизмом для его развития в макроскопических системах.
Исследования при высоких плотностях отбираемого тока удобно проводить в импульсном режиме: подается прямоугольный импульс напряжения и регистрируется соответствующая осциллограмма эмиссионного тока i(t) . На рис.3.6.1 приведена последовательность осциллограмм тока, полученная по мере увеличения напряжения . Выбросы в начале и конце импульса обусловлены переходными процессами в измерительной цепи.
При низких напряжениях форма i(t) повторяет зависимость напряжения от времени (а ). Причем время нарастания тока менее 10 -11 с и, видимо, ограничивается только техническими возможностями использовавшейся аппаратуры. Это означает, что процесс автоэмиссии является практически безинерционным. При увеличении амплитуды напряжения начиная с некоторой ее величины наблюдается увеличение автоэмиссионного тока, степень которого зависит от амплитуды V и длительности импульса (кривые б-г ). Увеличение тока в сравнительно небольших пределах может быть объяснено разогревом острия за счет протекающего тока. Наконец, при очень высоких полях происходит взрыв острия. При этом на осциллограмме тока (рис.3.6.1, кривая д ) можно выделить несколько характерных участков, изображенных схематически на рис.3.6.2. На I этапе происходит сравнительно медленное изменение тока. Оно, начиная с некоторого момента - t зад - сменяется резким всплеском тока (II). В конце импульса величина тока на два-три порядка превышает значение тока на I участке. На следующем этапе (III) вновь наблюдается небыстрый рост i, сменяемый новым скачком тока (IV). Время перехода ко второй стадии связано с плотностью протекающего тока. Экспериментально показано, что в большом интервале токов справедливо следующее соотношение:
j 2 t зад =4×10 9 А 2 ×с/см 4
(3.6.1)
На второй стадии происходит взрыв острия, что приводит к пробою и возникновению дугового разряда. При этом около острия возникает светящийся факел, катодный факел (рис.3.6.3), который в дальнейшем перемещается к аноду.
Механизм возникновения эмиссионного тока и особенности его изменения (наличие времени задержки, появление светового излучения и др.) позволяют выделить этот вид эмиссии в особый, отличный от АЭЭ – взрывная эмиссия электронов .
Каков механизм взрывной эмиссии? Можно думать, что при высоких плотностях автоэмиссионного тока происходит разогрев отдельных участков острия до такой степени, что испаряется материал катода (рис.3.6.4). В результате 
возникает облако пара, атомы которого ионизуются 
за счет, во-первых, ионизации в сильном электрическом поле, а также, во-вторых, вследствие рассеяния на них энергичных автоэлектронов. Образуется плазма, состоящая из электронов и положительных ионов. Причем она не является нейтральной. Электроны имеют значительно более высокую скорость, чем ионы, вследствие своей малой массы. Они опережают ионы. Кроме того, имеется сильное внешнее электрическое поле, отсасывающее электроны из плазмы. Тем самым у поверхности создается не скомпенсированный положительный заряд, который, в свою очередь, усиливает автоэмиссионное поле у поверхности катода во всей области, где существует плотная плазма и, следовательно, еще более увеличивает эмиссионный ток. Поскольку область, занимаемая этой плазмой, больше размеров первоначального участка, то это приводит к разогреву соседних участков, плавлению и формированию на них новых микроострий за счет пондеромоторных сил, действующих со стороны внешнего поля и плазмы, и их последующему взрыву (рис.3.6.5). В итоге плазма охватывает значительную часть поверхности. В дальнейшем плазма распространяется на весь промежуток между катодом и анодом.
Экспериментальные результаты показывают, что основная часть электронов, участвующих во взрывной эмиссии, эмитируется с катода, а не возникает в результате ионизации испаренных частиц. Это было показано измерением переносимого с катода на анод вещества. Оценки показали, что на один перенесенный атом приходится 100 и более электронов. Небольшая величина переносимой массы позволяет использовать острия неоднократно. При этом удается получать колоссальные токи, не достижимые другими методами. В импульсе длительностью ~100 нс можно получить ток порядка 100 кА.
На поверхности катода при этом происходят необратимые изменения. В качестве примера на рис.3.6.6 приведены электронно-микроскопические изображения поверхности острия из стали, полученные до и после импульса напряжения амплитудой 400 кВ . Отчетливо видно, что на первоначально более или менее ровной поверхности появляются выступы и впадины больших размеров. Это свидетельствует об оплавлении поверхности и образовании выступов под действием пондеромоторных сил.
Рассмотрим физические основы эмиссионной электроники, т.е. явления испускания (эмиссии) электронов и ионов, происходящим на границе твердого тела с вакуумом или газом при воздействии на поверхность эмиттера постоянного или высокочастотного электрического поля, светового излучения, электронной или ионной бомбардировки, теплового нагрева, механической обработки и т. д.
Самопроизвольной (спонтанной) эмиссии электронов из твердого тела препятствует наличие на границе потенциального порога U 0 , обусловленного силами взаимодействия между электронами, вылетающими из вещества на расстояния, превышающие атомные размеры, и оставшимся нескомпенсированным положительным зарядом ионов решетки (рис. 1).
Максимально возможная кинетическая энергия электронов проводимости в металле при температуре абсолютного нуля равна E F (энергия Ферми). Для вырывания с уровня E F одного электрона за пределы эмиттера необходима дополнительная энергия eφ=U 0 –Е F , равная работе выхода электрона из данного металла.
Спонтанная , или автоэлектронная эмиссия , возможна только при условии превращения потенциального порога в потенциальный барьер, сквозь который электроны могут «просачиваться», «туннелировать» за счет чисто квантовомеханического эффекта, подобного туннельному эффекту при спонтанном испускании альфа-частиц из радиоактивных ядер. Термин «автоэлектронная эмиссия» означает, что выход электронов за пределы твердого тела происходит самопроизвольно, т.е. не связан с затратой дополнительной энергии. Электроны, «просочившиеся» за пределы барьера, приобретают энергию от электрического поля Е лишь в вакуумном промежутке эмиттер–анод.
Чем больше напряженность внешнего электрического поля Е , тем круче с изменением расстояния х от поверхности изменяется потенциальная энергия электрона U(x)=–еЕ х в этом поле, тем уже потенциальный барьер, а, следовательно, выше плотность тока автоэлектронной эмиссии j A , зависящая от квантовомеханического коэффициента прозрачности барьера (см. §3.7). Внешнее электрическое поле не только приводит к трансформации потенциального порога в барьер, но и уменьшает высоту барьера (эффект Шоттки ), что также способствует росту автоэмиссионного тока (см. §9.7). Зависимость j A (E) носит экспоненциальный характер: j A ~exp[–С/Е] , где С–постоянная, определяемая работой выхода электрона из эмиттера.
Согласно расчетам для появления значительных токов автоэлектронной эмиссии необходимы напряженности поля E ~10 8 ¸10 9 В/м.
Электрическое поле у поверхности твердого тела может быть образовано не только за счет внешней разности потенциалов, ускоряющей электроны между катодом и анодом, но также за счет поля положительных ионов, находящихся у поверхности катода. Такой слой ионов может появиться у катода, например, за счет испарения части вещества автоэмиссионного катода при его разогреве собственно автоэмиссионным током. Последующая ионизация испарившихся атомов приводит к созданию у поверхности катода слоя плотной неравновесной газоразрядной плазмы. Сильное электрическое поле в пограничной области эмиттер–плазма локализуется в пределах так называемого радиуса Дебая, зависящего от концентрации плазмы. Возникновение этого поля вызывает дополнительное усиление автоэлектронной эмиссии. Этот процесс перехода от обычной автоэлектронной эмиссии к аномально высоким плотностям эмиссионного тока носит резкий, взрывной характер и, как правило, заканчивается вакуумным пробоем (дугой). Стадия испускания автоэлектронов из металла или полупроводника в промежутке между окончанием нормальной автоэлектроннои эмиссии и началом вакуумной дуги получила название взрывной эмиссии .
В случае полупроводников электрическое поле может проникать вглубь эмиттера. Это обусловливает, во-первых, изменение характера зонной структуры в приповерхностной области (изгиб зон) и, во-вторых, разогрев электронного газа в зоне проводимости полупроводника в связи с тем, что электроны, отбирая энергию от поля на длине свободного пробега, затем испытывают квазиупругое рассеяние на колебаниях атомов решетки (фононах). При таком рассеянии резко изменяется направление импульса электрона (рассеяние носит, как правило, сферически симметричный характер), а энергия электрона изменяется мало. Очевидно, при этом средняя энергия электронов будет возрастать, т.е. температура электронного газа будет «отрываться» от температуры решетки. В результате можно наблюдать эмиссию «горячих» электронов из холодного полупроводникового катода. Ток этой эмиссии будет тем больше, чем меньше сродство эмиттера к электрону χ, поскольку выйти в вакуум смогут лишь те электроны, энергия E x =p x 2 /2m e которых, связанная с нормальной к поверхности составляющей импульса, окажется больше χ.
Особым классом эмиттеров являются полупроводниковые катоды, у которых дно зоны проводимости в объеме эмиттера оказывается расположенным выше уровня вакуума. Это – эмиттеры с отрицательным электронным сродством, получаемым, например, за счет напыления на поверхность полупроводника р-типа (с изгибом зон вниз) мономолекулярных слоев атомов Cs или молекул Cs 2 O. Из таких эмиттеров возможно испускание не только «горячих», но и термолизованных («холодных») электронов.
В металлы электрическое поле проникает на глубину, не превышающую одного-двух атомных слоев (~10 ‑10 м). В обычных условиях в металлах из-за высокой концентрации электронов невозможно повысить температуру электронного газа за счет энергии электрического поля. Однако можно создать специальный эмиттер, покрыв диэлектрическую подложку тонкой металлической пленкой с «островковой» структурой. Размеры металлических «островков» не должны при этом превышать ~10 нм, т.е. должны быть меньше длины свободного пробега электронов в металле. В таких пленках, называемых диспергированными металлическими пленками, электрическое поле создается путем подачи напряжения между специально наносимыми на пленку сплошными металлическими контактами.
В области частот электромагнитного поля, соответствующих световому диапазону (ν~10 15 –10 16 Гц), энергия одного кванта hν может оказаться больше работы выхода электрона из металла eφ. Явление испускания твердыми телами электронов под воздействием энергии световых квантов называется внешним фотоэффектом или фотоэлектронной эмиссией . В собственных полупроводниках и диэлектриках фотоэлектронная эмиссия наблюдается лишь в случае, если hν 0 ≥ΔE g +χ, где ΔE g – ширина запрещенной зоны. Кроме выбивания электронов из валентной зоны возможна фотоэлектронная эмиссия с донорных уровней, а также из заполненных электронами поверхностных состояний. Особый интерес представляет фотоэлектронная эмиссия из систем с отрицательным (или близким к нулю) электронным сродством χ, когда в вакуум могут выходить термолизованные электроны.
Явление фотоэлектронной эмиссии характеризуется числом эмиттированных электронов, приходящихся в среднем на один поглощенный фотон. Эту величину называют квантовым выходом фотоэффекта и обозначают через Y. Для эмиттеров с отрицательным электронным сродством квантовый выход достигает максимально возможных значений. С повышением напряженности поля световой волны (плотности фотонов, падающих на эмиттер) вероятность поглощения электроном твердого тела одновременно двух или более фотонов может оказаться весьма заметной, что соответствует многофотонному фотоэффекту. При достаточно низких частотах из-за малости энергии одного кванта (например, на СВЧ hν~10 ‑5 –10 ‑6 эВ) взаимодействие электромагнитной волны с электронами твердого тела следует рассматривать чисто классически, т.е. как непрерывный процесс ускорения электрона в поле СВЧ-волны. Именно так описывается процесс эмиссии «горячих» электронов на СВЧ из полупроводников и «островковых» пленок.
Бомбардируя твердое тело электронами с энергией Е P >eφ (в металлах) или Е р ≥ΔE g (в диэлектриках и полупроводниках), можно наблюдать эмиссию вторичных электронов, т.е. выбивание из твердого тела электронов за счет передачи им энергии от падающих на вещество первичных электронов.
Явление испускания электронов твердыми телами при бомбардировке пучком первичных электронов называется вторичной электронной эмиссией . Отношение числа испущенных мишенью за некоторый интервал времени вторичных электронов к числу первичных электронов, упавших на мишень за тот же интервал, называют коэффициентом вторичной электронной эмиссии и обозначают через σ. Величина σ существенно зависит от энергии Е P первичных электронов. Вторичные электроны могут испускаться как с лицевой стороны мишени, бомбардируемой первичным электронным пучком, так и с ее тыльной стороны, если мишень простреливается первичным пучком насквозь. Очевидно, последнее возможно лишь для тонких пленок. В первом случае говорят о вторичной электронной эмиссии на отражение, во втором – о вторичной электронной эмиссии на прострел. Коэффициент вторичной электронной эмиссии на прострел обозначают через Σ. Зависимость Σ (Е Р) может существенно отличаться для одного и того же эмиттера от зависимости σ(Ер). Это связано, прежде всего, с тем, что вплоть до значений Е Р, начиная с которых первичные электроны простреливают мишень, величина Σ равна нулю (или пренебрежимо мала).
При нагревании твердого тела возрастают амплитуды колебаний атомов кристаллической решетки (на квантовом языке это соответствует увеличению плотности фононов). Передача энергии от фононов электронному газу приводит к расширению энергетического спектра электронов. С повышением температуры все большее число электронов приобретает энергию, достаточную для преодоления работы выхода на границе твердого тела с вакуумом. Явление испускания в вакуум электронов нагретым телом называют термоэлектронной эмиссией
. В полупроводниках при температуре, близкой к температуре абсолютного нуля, электроны в зоне проводимости отсутствуют. Нагревание тела обусловливает при этом забрасывание электронов в зону проводимости с донорных уровней и из валентной зоны. При взаимодействии с фононами электроны термолизуются, спектр их приобретает максвелловский характер. Плотность тока термоэлектронной эмиссии j T определяют из формулы Ричардсона–Дэшмана: j T =(1–
2.2. Автоэлектронная эмиссия из металлов .
Электроны с определенной вероятностью проходят сквозь потенциальный барьер за счет туннельного эффекта. Потенциальная ступенька на границе металл–вакуум превращается в потенциальный барьер вследствие приложения между катодом и анодом высокого напряжения, от величины которого зависит высота и ширина барьера. Теория автоэлектронной эмиссии впервые была развита Р. Фаулером и Л. Нордгеймом (1928–1929).
Согласно этой теории, основная формула для плотности автоэмиссионного тока:
где J(ξ)=θ(ξ)-(2ξ/3)(dθ(ξ)/dξ), θ(ξ) – функцией Нордгейма, которую вводят для учета снижения высоты потенциального барьера на величину Δ(eφ), аргументом функции θ(ξ) является безразмерная величина , представляющая собой отношение уменьшения работы выхода за счет эффекта Шоттки к работе выхода электрона с данной энергией Ε x .
Функция θ(ξ) табулирована и может быть представлена в виде графика, изображенного на рис. 10.3. Приближенное выражение функции θ(ξ) близко к параболе: θ(ξ)≈0,955–1,03ξ 2 . Онo справедливо при тех значениях аргумента, где ξ заметно отличается и от нуля, и от единицы. Так, в интервале 0,35≤ξ≤0,69 функция θ(ξ) определяется из этого выражения с погрешностью, меньшей 1%.
Выражая eφ в электрон-вольтах, а напряженность электрического поля в В/см, получим плотность автоэмиссионного тока в А/см 2:
При практических расчетах удобно пользоваться следующей формулой для плотности автоэмиссионного тока:
При Е=6·10 7 В/см и еφ=4,5 эВ плотность тока j A может достигать 10 7 А/см 2 .
Для сравнения с экспериментальными данными формулу (10.11) обычно представляют в виде ln(j A /E 2)=f(1/E ). В таких координатах зависимость автоэлектронной эмиссии от напряженности электрического поля является прямой линией, несмотря на то, что в показателе экспоненты от Е зависит также функция Нордгейма, которая сильно изменяется с изменением Е . Однако наличие функции θ(ξ) в экспоненте несущественно влияет на ход рассматриваемой зависимости, так как эта функция в пределах экспериментально используемых значений напряженности поля изменяется слабо. Отклонение зависимости ln(j A /E 2)=f(1/E ) от линейной в области очень больших напряженностей электрического поля объясняется влиянием объемного заряда эмиттированных автоэлектронов (рис. 10.4). Плотный отрицательный объемный заряд уменьшает напряженность поля у поверхности эмиттера и, следовательно, обусловливает более слабую зависимость тока от приложенной разности потенциалов V. Зависимость автоэмиссионного тока от работы выхода eφ, вытекающая из теории Фаулера-Нордгейма, также находится в согласии с экспериментальными данными. Эта зависимость определяется в основном множителем φ 3/2 в показателе экспоненты.
Приведенные формулы теории Фаулера-Нордгейма соответствуют случаю Т=0 К. С повышением температуры спектр электронов в металле уширяется, что приводит к температурной зависимости автоэмиссионного тока за счет большей вероятности прохождения сквозь потенциальный барьер электронов, термически возбужденных на уровни, лежащие выше уровня Ферми. Е. Мерфи и Р. Гуд получили следующее выражение для плотности тока автоэлектронной эмиссии с учетом температуры эмиттера:
j A (T)=j A (0)πy/sinπy. (10.13)
При малых Т, разложив sinπy в ряд, получим
j A (T)≈j(0). (10.14)
При J(ξ)=J(0,5)=1,044 имеем , где eφ выражено в эВ, Е – в В/см, а Т – в К. Подставив значение в (10.14), получим
j A (T)/j A (0)≈1+1,40·10 8 (eφ/E 2)T 2 (10.15)
Таким образом, в первом приближении изменение тока автоэлектронной эмиссии с температурой следует квадратичному закону. Формула (10.15) определяет j A (T) с точностью не хуже 10% вплоть до j A (T)/j A (0)=1,6 и 1% до A (T)/j A (0)=1,18. Расчет по этой формуле, например, при температуре жидкого азота (77 К) показывает, что отношение j A (77)/j A (0) не превышает 1,01. При комнатной температуре добавка к j A (0) не превышает 10% (для еφ≥З эВ и j A ≥10 3 А/см 2).
В области высоких температур к собственно автоэмиссионному току, обусловленному туннельным механизмом, добавляется ток термоэлектронной эмиссии, обусловленный электронами с энергией, достаточной для преодоления потенциального барьера, сниженного за счет эффекта Шоттки. Для наглядности на рис. 10.5 энергетический спектр электронов в металле разделен на четыре области: А, Б, В и Г. Электроны группы А могут быть эмиттированы как автоэлектроны при любых температурах, включая Т=0 К. Электроны группы Б участвуют в автоэлектронной эмиссии при Т>0 К (их можно назвать термоавтоэлектронами). Выход в вакуум электронов группы В соответствует увеличению термоэлектронного тока за счет эффекта Шоттки. Наконец, электроны группы Г выходят в вакуум за счет механизма термоэлектронной эмиссии даже при Е ≈0.
Анализ энергий электронов, покинувших автокатод, может быть произведен при помощи энергоанализаторов с задерживающим полем или с отклонением электронов в электрическом либо магнитном поле (см. гл. 2). При этом автоэлектроны предварительно ускоряются определенной разностью потенциалов в промежутке между эмиттером и близлежащим электродом (например, сеткой), а затем направляются в анализирующую систему. Измерения показывают, что при низких температурах распределение автоэлектронов по энергиям имеет вид кривой с максимумом полушириной ΔE ½ в несколько десятых долей электрон-вольта (обычно ΔE ½ ~0,15¸0,20 эВ), т.е. большая часть электронов действительно туннелирует в вакуум с уровней, близких к уровню Ферми. Эти экспериментальные данные хорошо согласуются с теоретическими представлениями о механизме автоэлектронной эмиссии с чистых поверхностей металлов.
Рассматриваемая здесь теория автоэлектронной эмиссии построена на использовании формул для прозрачности барьера, полученных при решении одномерного уравнения Шредингера. Это приближение справедливо, если: 1) поверхность эмиттера является идеальной однородной плоскостью; 2) применима модель свободных электронов, для которой поверхность Ферми в импульсном пространстве является сферой. Реальные эмиттеры имеют ступенчатую структуру с высотой ступенек в одно или несколько межатомных расстояний, а изоэнергетические поверхности Ферми для большинства металлов имеют сложную структуру, существенно отличную от сферы. Кроме того, эмиттер с адсорбированной субмонослойной пленкой, атомы которой имеют тенденцию собираться в «островки», обладает неоднородностью по работе выхода eφ, обусловливающей появление у поверхности так называемого поля пятен. Учет первых двух факторов приводит к некоторым уточнениям теории автоэлектронной эмиссии из металлов. В частности, эти уточнения касаются спектра автоэлектронов и температурной зависимости автоэмиссионного тока, однако они не являются столь значительными, чтобы нуждались в обсуждении.
Измерения автоэлектронной эмиссии производят либо в приборах с цилиндрической симметрией, где эмиттером является очень тонкая металлическая проволока, а анодом – окружающий ее цилиндр, либо в приборах, где эмиттер имеет форму острия с радиусом кривизны порядка 0,01‑1 мкм. В последнем случае напряженность поля у поверхности катода очень слабо зависит от геометрии анода. При расчетах величины Е острие обычно аппроксимируют в виде параболоида, гиперболоида, конуса со сферическим концом и т. п.
При напылении на поверхность металлического эмиттера моноатомного слоя другого металла характер потенциального барьера не меняется, однако если поверхность металла покрыть пленкой неметаллического материала, то форма поверхностного барьера может существенно измениться. В последнем случае автоэлектроны должны туннелировать сквозь адсорбированный атом, который представляет собой потенциальную яму с набором собственных дискретных уровней. Это должно приводить к изменению энергетического спектра автоэлектронной эмиссии, в частности к появлению в нем резонансных пиков, соответствующих увеличению вероятности выхода тех электронов металлической подложки, энергии которых совпадают с энергиями свободных уровней в атомной потенциальной яме. Например, при адсорбции Cs на W был получен спектр автоэлектронов с полушириной 0,05 эВ.
Так как реальные острийные эмиттеры по своей форме отличаются от перечисленных идеализированных моделей, это неизбежно вызывает погрешность в расчетной напряженности поля, которая может достигать 10–30%. Кроме того, следует учитывать, что реальная поверхность эмиттера может иметь микровыступы с повышенной напряженностью поля. При использовании монокристаллических эмиттеров локальные значения напряженности поля зависят от огранки монокристалла.
Поместив острийный эмиттер Э и близлежащий к нему кольцевой анод А в центре стеклянного баллона Б, на внутреннюю проводящую поверхность которого нанесен слой люминофора Л, можно наблюдать на люминесцирующем экране картины распределения автоэмиссионного тока по поверхности острия, обусловленные разной работой выхода граней монокристалла eφ, а также различием в локальных напряженностях электрического поля у поверхности разных граней (рис. 10.6). Увеличение такого электронного проектора, идея создания которого принадлежит Э. Мюллеру, определяется отношением R/r, где R–расстояние между эмиттером и экраном, а r – радиус острия. Например, при r=0,1 мкм и R=10 см увеличение достигает 10 6 . В связи с этим электронные проекторы используют для излучения явлений, происходящих при адсорбции на поверхности эмиттера пленок различных веществ. Разрешающая способность такого прибора, будучи еще недостаточной для наблюдения отдельных атомов, позволяет видеть на экране удаленные друг от друга атомные комплексы с поперечными размерами ~100 нм, а также измерять токи автоэлектронной эмиссии с отдельных граней монокристаллического острия. Яркость свечения экрана в определенной точке тем больше при заданном V, чем выше эмиссионная способность элементарного участка острия, который проецируется в данное место на экране.
В 1951 г. Э. Мюллер предложил ионный проектор, который имеет разрешающую способность порядка нескольких ангстрем и, следовательно, позволяет наблюдать отдельные атомы и молекулы на поверхности эмиттера. Работа ионного проектора основана на явлении поверхностной ионизации атомов, а его более высокая по сравнению с электронным проектором разрешающая способность определяется тем, что длина волны де Бройля для ионов намного меньше, чем для электронов, движущихся с той же скоростью.
Металлические автокатоды применяют в ряде электровакуумных приборов (катоды в электронных пушках, «стартовые» катоды в СВЧ-приборах и т. п.).
Преимуществами таких катодов являются: 1) отсутствие накала, а следовательно, безынерционность; 2) очень высокие плотности тока; 3) малые размеры катода, позволяющие создавать практически точечные источники электронов; 4) малый разброс по энергиям; 5) высокая крутизна вольт-амперной характеристики.
Основной недостаток – нестабильность тока автоэлектронной эмиссии, обусловленная адсорбцией остаточных газов в недостаточно хороших вакуумных условиях и катодным распылением вещества эмиттера. Эти факторы вызывают, с одной стороны, изменение работы выхода катода, а с другой – изменение его микрорельефа. Кроме того, в сильных полях и при достаточно высокой для данного материала катода температуре наблюдается заметная миграция атомов самого вещества по поверхности катода, приводящая к перестройке его микрогеометрии, что изменяет напряженность поля у поверхности эмиттера. Переход к сверхвысокому вакууму, использование материалов, более устойчивых к ионной бомбардировке, уменьшение потока ионов на катод с помощью специальных электронно-оптических устройств – все это позволяет добиваться достаточно стабильной работы автоэмиссионного катода.
Формула для предельной плотности тока j Am автоэлектронной эмиссии из металла имеет вид
где j Am –предельная плотность автоэмиссионного тока, А/см 2 ;
Е F =р F 2 /2m е –энергия электрона на уровне Ферми, эВ.
Так как энергия Е F порядка нескольких электрон-вольт, то предельная плотность автоэмиссионного тока может быть более 10 10 А/см 2 . Такая высокая плотность тока в принципе возможна в связи с тем, что концентрация электронов в зоне проводимости металла составляет 10 22 –10 23 см ‑3 . Основной причиной, ограничивающей предельную плотность тока автоэлектронной эмиссии, является тепловое разрушение эмиттера собственным током. Величина j Am на практике зависит от длительности импульса анодного напряжения и лежит в пределах 10 7 –10 9 А/см 2 .
2.3. Автоэлектронная эмиссия из полупроводников .
В отличие от металла полупроводник представляет собой автокатод с существенно ограниченной концентрацией электронов в зоне проводимости. Это определяет особенности автоэлектронной эмиссии из полупроводников: 1) значительно меньшие, чем в металлах предельные плотности токов; 2) нелинейные вольт-амперные характеристики lgi A =f(1/V); 3) более широкий по сравнению с металлами спектр эмиттированных электронов; 4) зависимость формы импульса тока от амплитуды и длительности импульса анодного напряжения при импульсном возбуждении автоэлектронной эмиссии (релаксационные эффекты); 5) термо- и фоточувствительность автоэмиссионного тока.
Внешнее электрическое поле проникает в полупроводник на расстояние, определяемое радиусом экранирования Дебая, выражение для которого имеет вид r D =(ε r ε 0 kT/2e 2 n) ½ где n–концентрация электронов, и приводит к изгибу зон. В пределах этого радиуса за счет изгиба зон возрастает концентрация электронов в зоне проводимости и на донорных уровнях. Это в свою очередь обусловливает возникновение приповерхностного слоя отрицательного объемного заряда. Электронный газ в зоне проводимости у поверхности полупроводника в случае сильного поля может стать вырожденным, если в результате изгиба зон дно зоны проводимости окажется ниже уровня Ферми (рис. 10.7).
Процесс туннелирования электронов из слоя объемного заряда сквозь потенциальный барьер в вакуум ничем не отличается от процесса автоэлектронной эмиссии из металлов. Однако в отличие от металлов участвовать в эмиссии могут также электроны валентной зоны. Другим отличием является возможность «насыщения» эмиссионного тока с ростом напряжения. Это происходит в том случае, когда скорость поступления электронов из объема образца к поверхности оказывается достаточной лишь для компенсации электронов, эмитированных из приповерхностного слоя объемного заряда в вакуум.
При этом на вольт-амперной характеристике появится «плато» (рис. 10.8), т.е. дальнейший рост анодного напряжения не будет вызывать увеличение автоэмиссионного тока до тех пор, пока не «включится» новый источник электронов. Таким дополнительным источником электронов, поступающих из объема в приповерхностную область, может стать ударная ионизация электронов валентной зоны и автоионизация электронов на донорных уровнях. Эти эффекты сильного поля ответственны за участок быстрого роста автоэмиссионного тока, предшествующий тепловому разрушению катода.
Экспериментально полученные в.а.х. для полупроводников р-типа и высокоомных образцов n-типа действительно являются нелинейными. Они имеют в координатах lgi A =f(l/V) три характерных участка: 1 – линейный, хорошо описываемый формулой Фаулера–Нордгейма; 2 – участок насыщения; 3 – область резкого возрастания тока, связанную с размножением электронов в объеме эмиттера.
Теория автоэлектронной эмиссии Фаулера–Нордгейма является по существу «приближением нулевого тока». Это означает, что эмиссионный ток представляет собой лишь малую долю полного потока электронов, падающих на потенциальный барьер. Для металлов это приближение справедливо вплоть до области очень сильных полей. В полупроводниках разность между дрейфовым потоком электронов к поверхности и диффузионным потоком от поверхности может оказаться сравнимой с потоком автоэлектронов в вакуум.
Ограниченность скорости поступления электронов из объема к поверхности является основной причиной появления области насыщения на в.а.х. тока автоэлектронной эмиссии из полупроводников указанных двух типов. При этом одновременно наблюдаются несколько связанных между собой процессов: 1) уменьшается концентрация электронов в приповерхностном слое; 2) внешнее поле глубже проникает в эмиттер; 3) возрастает падение напряжения на объемном сопротивлении полупроводника; 4) изменяются геометрия и величина напряженности поля у поверхности эмиттера. Возрастание падения напряжения на образце приводит в свою очередь к увеличению средней энергии электронов, т.е. к разогреву электронного газа. Если электронное сродство кристалла невелико (χ≤0,5 эВ), то при появлении «горячих» электронов прозрачность потенциального барьера может достигнуть предельного значения и автоэмиссионный ток не будет возрастать до тех пор, пока за счет ударной ионизации не начнется процесс интенсивного размножения электронов. Для образцов с большим электронным сродством (χ≥3 – 4 эВ) и малой шириной запрещенной зоны (ΔE g ≤1 эВ) разогрев электронного газа внутренним полем не может привести к заметной «надбарьерной» эмиссии, так как функция распределения электронов по энергиям из-за процесса ударной ионизации «горячими» электронами валентной зоны не размывается в области энергий Е>ΔE g .
Повышение концентрации электронов в объеме высокоомного полупроводника, например, за счет его облучения светом вызывает рост автоэмиссионного тока. При этом добавка к току в области «плато» на в.а.х. пропорциональна освещенности I 0 . Спектральная же зависимость автоэмиссионного тока i A (υ) практически совпадает со спектральной зависимости фотопроводимости. Автоэлектронная эмиссия из полупроводника, облучаемого светом, соответствует комбинированному виду эмиссии – фотоавтоэлектронной эмиссии .
Повышение температуры катода обычно приводит к возрастанию эмиссии за счет повышения концентрации электронов в зоне проводимости. Лишь для низкоомных образцов (например, кремния для n-типа), когда имеется сильное вырождение электронного газа, температурная зависимость автоэмиссионного тока либо вовсе отсутствует, либо вызывается изменением эффективной работы выхода из полупроводника. В подобных случаях освещение образцов не изменяет ни величину автоэмиссионного тока, ни характер в.а.х. Вырождение наступает, когда уровень Ферми попадает внутрь зоны проводимости. Энергетический зазор Δ S , (рис. 10.7) между дном зоны проводимости и уровнем Ферми характеризует степень вырождения электронного газа в приповерхностном слое полупроводникового эмиттера.
В отсутствие вырождения (случай слабого проникновения поля) выражение для плотности тока автоэлектронной эмиссии из полупроводника имеет вид
где n ∞ –концентрация электронов в объеме; Δ cs –энергетический зазор между положением дна зоны проводимости в объеме и на поверхности; ε r – относительная диэлектрическая проницаемость полупроводника.
В эту формулу входит масса свободного электрона m e , хотя при более строгом подходе необходимо учитывать сложную структуру зон и оперировать эффективной массой. Однако поправки, связанные с этой неточностью, обычно невелики.
Изучение энергетического распределения автоэлектронов, эмиттированных полупроводниками, показывает, что источником автоэлектронной эмиссии может быть не только зона проводимости, но и валентная зона. Если условия для эмиссии из обеих зон примерно одинаковы, то спектр автоэлектронов должен состоять из двух пиков, расстояние между которыми равно ширине запрещенной зоны ΔE g . В опытах для кремния n-типа действительно были получены «двугорбые» спектры с расстоянием между максимумами ΔE g =1,1 эВ (рис. 10.10).
В случае кремния р-типа, когда автоэлектронная эмиссия идет лишь из валентной зоны, кривая энергетического распределения автоэлектронов имеет только один максимум, ширина которого, как и следует из теории, возрастает с повышением анодного напряжения. При эмиссии электронов из зоны проводимости уширение спектра с ростом напряженности поля Е связано с эмиссией «горячих» электронов. Полуширина спектра возрастает также при повышении температуры, поскольку рост температуры приводит к большей вероятности заселения электронами энергетических состояний, лежащих выше дна зоны проводимости (отсутствие вырождения) или выше уровня Ферми (наличие вырождения). Уширение энергетических спектров автоэлектронов наблюдается лишь при отклонении в.а.х. от линейного хода, причем существует четкая взаимосвязь между увеличением полуширины спектра и ростом падения напряжения на эмиттере. При ширине спектра ΔΕ, превышающей ширину запрещенной зоны, наблюдается резкое возрастание автоэмиссионного тока (область 3 на в.а.х. рис. 10.8), связанное с ударной ионизацией.
Сам процесс туннелирования электронов является практически безынерционным, однако установление диффузионно-дрейфового равновесия при протекании автоэмиссионного тока в полупроводнике характеризуется конечными временем релаксации. Поэтому в полупроводниковых автокатодах имеются переходные процессы при импульсной подаче анодного напряжения в областях 2 и 3 в.а.х., рис. 10.8. В области 1 автоэмиссионный ток не зависит от времени. В области 2 ток спадает, а в области 3 в течение импульса он возрастает при неизменном анодном напряжении. Такой характер поведения автоэмиссионного тока объясняется процессами заполнения и опустошения центров захвата электронов в приповерхностном объемном заряде, а также поверхностных состояний. Постепенное опустошение этих центров вызывает спад тока, а в момент включения поля высвобождение электронов из центров увеличивает автоэмиссионный ток. Остаточные эффекты при выключении и повторном включении поля или освещении эмиттера связаны с инерционностью перестройки области объемного заряда вследствие того, что требуется конечное время для заполнения электронных ловушек. Время релаксации тока зависит от концентрации ловушек в образце, его температуры и напряжения на эмиттере. Для высокоомных образцов Ge и Si в зависимости от концентрации ловушек время релаксации находится в пределах от τ≤10 ‑5 с до τ≈10 ‑3 с.
Практическое значение полупроводниковых автокатодов состоит в том, что в режиме электронного «истощения» (область 2 на в.а.х.) можно получить стационарную автоэлектронную эмиссию при не очень хороших вакуумных условиях (р~10 ‑4 Па) в течение больших интервалов времени (до сотен часов). Например, для кремния n-типа была получена стационарная плотность автоэмиссионного тока до 10 4 А/см 2 .
ЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ – испускание электронов поверхностью твердого тела или жидкости. Чтобы электрон покинул конденсированную среду в вакууме или газе, должна быть затрачена энергия, которую называют работой выхода. Зависимость потенциальной энергии электрона от координаты на границе эмиттера и вакуума (или иной среды) называют потенциальным барьером. Его и должен преодолеть электрон, выходя из эмиттера.
Поддерживать эмиссию можно при выполнении двух условий. Первое – подвод к электронам энергии, обеспечивающей преодоление потенциального барьера, либо создание такого сильного внешнего поля, что потенциальный барьер делается тонким и становится существенен туннельный эффект (автоэлектронная эмиссия), квантовое проникновение электронов сквозь потенциальный барьер, т.е. эмиссия электронов, имеющих энергию меньше работы выхода. Передача энергии бомбардирующими тело фотонами приводит к фотоэмиссии, бомбардировка электронами вызывает вторичную электронную эмиссию, ионами – ион-электронную эмиссию. Эмиссия может быть вызвана внутренними полями – эмиссия горячих электронов. Все эти механизмы могут действовать и одновременно (например – термоавтоэмиссия, фотоавтоэмиссия).
Второе условие – создание внешнего электрического поля, обеспечивающего увод от тела испускаемых электронов, для этого, в частности, нужно к эмиттеру подвести электроны, чтобы он не заряжался. Если внешнее поле, обеспечивающее увод эмитированных электронов, недостаточно для автоэлектронной эмиссии, но достаточно для понижения потенциального барьера, становится заметен эффект Шоттки – зависимость эмиссии от внешнего поля. В случае, когда эмитирующая поверхность неоднородна и на ней есть «пятна» с различной работой выхода, над ее поверхностью возникает электрическое «поле пятен». Это поле тормозит электроны, вылетающие из участков катода с меньшей, чем у соседних, работой выхода. Внешнее электрическое поле складывается с полем пятен и, возрастая, устраняет тормозящее действие пятен. Вследствие этого эмиссионный ток из неоднородного эмиттера растет при увеличении поля быстрее, чем в случае однородного эмиттера (аномальный эффект Шоттки).
Термоэлектронная эмиссия . В середине 19 в. было известно, что вблизи нагретых твердых тел воздух становится проводником электричества, однако причина этого явления оставалась неясной. В результате проведенных опытов Ю.Эльстер и Г.Гейтель установили, что при пониженном давлении окружающего воздуха раскаленная добела поверхность металла приобретает положительный заряд. Протекание тока в вакууме между накаленным электродом и положительно заряженным электродом было открыто Т.Эдисоном (1884), объяснено испусканием электронов (отрицательно заряженных частиц) Дж.Томсоном (1887), теорию термоэлектронной эмиссии разработал О.Ричардсон (1902, иногда ему приписывается открытие и самого эффекта). Односторонняя проводимость была обнаружена Дж.Флемингом (1904, иногда это приписывается Эдисону), хотя его диод был не вполне вакуумным, а с частичной компенсацией пространственного заряда. Ток термоэлектронной эмиссии определяется температурой катода, (т.е. энергией электронов) и работой выхода. Максимальный ток эмиссии определяется отношением работы выхода к температуре, он называется током насыщения. Температура катода ограничивается, в свою очередь, испарением материала катода (т.е. сроком службы).
Фотоэлектронная эмиссия – испускание электронов твердыми телами и жидкостями под действием электромагнитного излучения (фотонов), при этом количество испускаемых электронов пропорционально интенсивности излучения. Для каждого вещества существует порог – минимальная частота (максимальная длина волны) излучения, ниже которой эмиссия не возникает, максимальная кинетическая энергия фотоэлектронов линейно возрастает с частотой излучения и не зависит от его интенсивности. Фотоэмиссия чувствительна к работе выхода поверхности. Увеличения квантового выхода и сдвига порога фотоэмиссии достигают покрытием поверхности металла моноатомным слоем электроположительных атомов Cs (цезия) или Rb (рубидия), снижающих работу выхода для большинства металлов до 1,4–1,7 эв. Фотоэмиссия была открыта Густавом Герцем (1887), обнаружившим, что освещение ультрафиолетовым светом электродов искрового промежутка, находящегося под напряжением, облегчает пробой. Систематические исследования провели В.Гальвакс, А.Риги, А.Г.Столетов (1885) и показали, что в опыте Герца дело сводится к освобождению зарядов под действием света. То, что это именно электроны, lоказали Ф.Ленард и Дж.Томсон (1898).
Фотоэмиссия из полупроводников и диэлектриков определяется сильным поглощением электромагнитного излучения.
Автоэлектронная эмиссия (полевая эмиссия, электростатическая эмиссия, туннельная эмиссия) – испускание электронов проводящими твердыми и жидкими телами под действием внешнего электрического поля высокой напряженности, ее открыл Р.Вуд (1897) при исследовании вакуумного разряда. Автоэлектронная эмиссия объясняется туннельным эффектом и происходит без затрат энергии на возбуждение электронов, необходимых для электронной эмиссии иных видов. При автоэлектронной эмиссии электроны преодолевают потенциальный барьер, не проходя над ним за счет кинетической энергии теплового движения (как при термоэлектронной эмиссии), а путем туннельного просачивания сквозь барьер, сниженный и суженный электрическим полем.
Автоэмиссия существенно зависит от поля и работы выхода и слабо зависит от температуры. Отбор тока при низких температуpax приводит к нагреванию эмиттера, т.к. уходящие электроны уносят энергию, в среднем меньшую, чем энергия Ферми, с возрастанием температуры нагрев сменяется охлаждением – эффект меняет знак, проходя через «температуру инверсии», соответствующую симметричному относительно уровня Ферми распределению вышедших электронов по полным энергиям. Особенности автоэлектронной эмиссии из полупроводников связаны с проникновением электрического поля в эмиттер, меньшей концентрацией электронов и наличием поверхностных состояний. Максимальные плотности тока, которые могут быть получены в режиме автоэмиссии, ограничены джоулевым разогревом эмиттера протекающим через него током и разрушением эмиттера электрическим полем. В режиме автоэмиссии получают токи порядка 10 7 А/см 2 (на поверхности эмиттера) в стационарном и 10 9 А/см 2 в импульсном режимах. При попытке в стационарном режиме получить больший ток эмиттер разрушается. В импульсном режиме при попытке увеличить ток эмиттер начинает работать в ином режиме, так называемом «режиме взрывной эмиссии».
Сильная зависимость автоэмиссии от работы выхода влечет за собой нестабильность работы автокатода. Работа выхода поверхности зависит как от процессов, происходящих на поверхности в высоком вакууме, так и от влияния недостаточно высокого вакуума: диффузии, миграции, перестройки поверхности, сорбции остаточных газов. Чаще всего применяемый материал – вольфрам – хорошо сорбирует газы. Это вызвало многочисленные попытки применения металлов, не так хорошо сорбирующих газы, например, рения или еще более пассивного углерода, имеющего, однако, большое сопротивление. Предлагалось покрывать металл пленкой углерода. Уменьшать сорбцию газа на поверхности можно постоянным небольшим нагревом автоэмиттера или периодическим сильным импульсным нагревом для очистки поверхности. В целом, для стабильной работы современных автокатодов требуется вакуум, на один-три порядка более высокий, чем тот, который нужен для термокатодов.
Второй после работы выхода параметр, от которого сильно зависит автоэмиссия – напряженность электрического поля на эмиттере, которая, в свою очередь, зависит от среднего поля в приборе (отношение внешнего напряжения к величине зазора) и геометрии эмиттера, ибо для увеличения поля на эмиттере применяются, как правило, «острые» формы – выступы, нити, острия, лезвия, торцы трубок или их системы – пучки нитей, пакеты лезвий, углеродные нанотрубки и т.п. Для отбора относительно больших токов используют многоострийные системы, многоэмиттерные системы на краях пленок и фольг и т.п. То, что в качестве эмиттеров используются острия, имеет следствием непараллельность траекторий электронов, причем компонента скорости, лежащая параллельно плоскости эмитирующего электрода, может быть сравнима с продольной компонентой. Пучок получается расширяющимся, веерным, а если катод многоострийный или многолезвийный, то не ламинарным.
Вторичная электронная эмиссия (открытая Л.Остин и Г.Штарке, 1902) – испускание электронов поверхностью твердого тела при ее бомбардировке электронами. Электроны, бомбардирующие тело (называемые первичными), частично отражаются телом без потери энергии (упруго отраженные электроны), остальные – с потерями энергии (неупругое отражение). Если энергия и импульс получивших энергию электронов оказываются достаточными для преодоления потенциального барьера на поверхности тела, то электроны покидают поверхность тела (вторичные электроны). В тонких пленках вторичная электронная эмиссия наблюдается не только с той поверхности, которая подвергается бомбардировке (эмиссия на отражение), но и с противоположной поверхности (эмиссия на прострел). Количественно вторичная электронная эмиссия характеризуется «коэффициентом вторичной эмиссии» (КВЭ) – отношением тока вторичных электронов к току первичных, коэффициентом упругого и неупругого отражения электронов, а также коэффициентом эмиссии вторичных электронов (отношения токов соответствующих электронов к току первичных). Все коэффициенты зависят как от энергии первичных электронов, так и от угла их падения, химического состава и рельефа поверхности образца. В металлах, где плотность электронов проводимости велика, вероятность того, что образовавшиеся вторичные электроны могут выйти наружу, мала. В диэлектриках с малой концентрацией электронов вероятность выхода вторичных электронов больше. Вероятность выхода электронов зависит от высоты потенциального барьера на поверхности.
В результате у ряда неметаллических веществ (окислы щелочноземельных металлов, щелочногалоидные соединения) КВЭ > 1, у специально изготовленных эффективных эмиттеров (см. ниже ) КВЭ >> 1, у металлов и полупроводников обычно КВЭ < 2. С увеличением энергии первичных электронов КВЭ сначала возрастает с ростом количества возбужденных электронов, а потом начинает убывать, поскольку существенная часть их рождается на большей глубине и число электронов, выходящих наружу, уменьшается. Аналогично объясняется зависимость КВЭ от угла падения первичных электронов. Монокристаллы анизотропны по отношению к движению электронов, рассеяние, ионизация и дифракция зависят от направления движения, поэтому для них зависимость КВЭ от угла падения первичных электронов становится сложной.
Создание в диэлектрике сильного электрического поля (10 5 –10 6 в/см) приводит к увеличению КВЭ до 50–100 (вторичная эмиссия, усиленная полем). В этой ситуации КВЭ начинает зависеть от пористости слоя – наличие пор увеличивает эффективную поверхность эмиттера, а поле вытягивает из них вторичные электроны, которые, ударяясь о стенки пор, могут вызвать, в свою очередь, эмиссию с КВЭ > 1 и возникновение электронных лавин. Это может приводить к самоподдерживающейся холодной эмиссии, продолжающейся (при подводе заряда к эмиттеру) и после прекращения бомбардировки электронами.
Основными областями применения вторично-электронных катодов являются вторично-электронные (ВЭУ) и фотоэлектронные (ФЭУ) умножители, ЭВП М-типа (в которых электроны двигаются во взаимно-перпендикулярных электрическом и магнитном полях) и приемно-усилительные лампы со вторичной эмиссией. Для всех применений наиболее существенными вторично-эмиссионными параметрами являются: коэффициент вторичной эмиссии КВЭ в области малых энергий первичных электронов, обычно характеризуемый энергией, при которой КВЭ = 1, максимальной величиной КВЭ и энергией первичных электронов, когда КВЭ достигает максимума.
Ион-электронная эмиссия – испускание электронов под действием ионов. Известны два механизма ион-электронной эмиссии: потенциальный – вырывание электронов из тела полем подлетающего иона и кинетический – выбивание электронов из тела за счет кинетической энергии иона. Коэффициент потенциальной эмиссии увеличивается с увеличением энергии ионизации иона и уменьшением работы выхода мишени, и для пар Ne+/W (неон/вольфрам), He+/W (гелий/вольфрам), Ar+/W (аргон/вольфрам) составляет, например, 0,24, 0,24 и 0,1 соответственно, и слабо зависит от энергии ионов. Для Мо (молибденовой) мишени и тех же ионов эти коэффициенты примерно на 10% больше.
При бомбардировке многозарядными ионами ион-электронная эмиссия возрастает – для 2-х, 3-х, 4-х зарядных ионов она больше, чем для однозарядных, примерно в 4, 10, 20 раз соответственно. Потенциальная ион-электронная эмиссия сильно зависит от состояния поверхности, поскольку она определяется работой выхода. Это влечет относительно большой разброс экспериментальных данных.
Кинетической ионно-электронной эмиссии практически нет при энергиях менее 1 кэВ, потом возрастает линейно, потом медленнее, проходит через максимум и убывает, к энергиям в единицы МэВ коэффициент падает примерно до единицы. Ион-электронная эмиссия играет существенную роль в работе ряда электронных газоразрядных приборов, в которых источником электронов является катод, бомбардируемый ионами. В некоторых случаях процесс ионно-электронной эмиссии создает основное количество электронов в объеме прибора.
Эмиссия горячих электронов – это эмиссия за счет «нагрева» электронов, т.е. передачи электронам энергии или воздействии электрическим полем. Если термоэлектронная эмиссия определяется величиной потенциального барьера на выходе из твердого тела и энергией преодолевающих его электронов и для ее получения твердое тело нагревают (простейший способ нагреть электроны), то можно попытаться нагреть электроны и не прибегая к нагреву тела. Поскольку электроны – заряженные частицы, то наиболее простой способ их «нагрева» – воздействие на них электрическим полем. Создание катода с эмиссией горячих электронов – это, прежде всего, создание в проводнике или полупроводнике большого электрического поля. Для этого проводник и полупроводник надо «испортить», уменьшив их проводимость, т.к. иначе через них в этом большом поле пойдет большой ток и катод выйдет из строя.
Один из способов «испортить» металл – это разделить его на отдельные частички. Если зазоры между ними будут невелики, порядка 10 ммк, электроны будут туннелировать (преодолевать потенциальный барьер, сниженный и суженный большим полем) из одной частички в другую, и так будет осуществляться проводимость. Но ток по сравнению с током через монолитный металл сильно уменьшится, т.е. возрастет сопротивление. Это дает возможность увеличить поле. Тогда энергия электронов увеличится настолько, что они окажутся способными эмиттироваться в вакуум. Катоды с эмиссией горячих электронов выполняются в виде диэлектрической подложки, на которую напылена тонкая пленка металла или полупроводника. При малых толщинах пленки обычно получаются «островковые», т.е. состоящие из отдельных маленьких частичек, разделенных зазорами. Для облегчения выхода электронов катод часто покрывают тонкими (примерно моноатомными) пленками веществ, понижающих работу выхода Cs (цезия), BaO. В качестве вещества основной пленки обычно используют Au (золото), SnO 2 , BaO. Лучшие полученные параметры таковы – токоотбор 1 А/см 2 в течение длительного времени и 10 А/см 2 – кратковременно. При этом эффективность (отношение тока эмиссии к току, протекающему через пленку) может приближаться к 100%.
Леонид Ашкинази
В узлах кристаллической решетки металлов находятся положительные ионы, а между ними свободно движутся электроны. Они как бы плавают по всему объему проводника, так как силы притяжения к положительным ионам решетки, действующие на свободные электроны, находящиеся внутри металла, в среднем взаимно уравновешиваются. Действие сил притяжения со стороны положительных ионов на электроны мешает последним выйти за пределы поверхности металла.
Лишь наиболее быстрые электроны могут преодолеть это притяжение и вылететь из металла. Однако совсем покинуть металл электрон не может, так как притягивается положительным поверхностным ионом и тем зарядом, который возник в металле в связи с потерей электрона. Равнодействующая этих сил притяжения не равна нулю, а направлена внутрь металла перпендикулярно его поверхности (рис. 1).
Через некоторое время электрон под действием этих сил может возвратиться в металл. Среди электронов, находящихся вблизи поверхности металла, найдется большое число таких, которые временно будут покидать металл, а затем возвращаться обратно. Этот процесс напоминает испарение жидкости. В конце концов устанавливается динамическое равновесие между покидающими и возвращающимися электронами. Таким образом, на границе металла с вакуумом возникает двойной слой электрических зарядов, поле которого подобно полю плоского конденсатора. Электрическое поле этого слоя можно считать однородным (рис. 2). Разность потенциалов в этом слое называется контактной разностью потенциалов между металлом и вакуумом.
Этот двойной электрический слой не создает поля во внешнем пространстве, но препятствует выходу электронов из металла.
Как показывают расчеты и специально поставленные опыты, толщина этого слоя мала и равна примерно 10 -10 м.
Таким образом, чтобы покинуть металл и уйти в окружающую среду, электрон должен совершить работу A в против сил притяжения со стороны положительного заряда металла и против сил отталкивания от отрицательно заряженного электронного облака. Она приблизительно равна A в = e, где e - заряд электрона. Для этого электрон должен обладать достаточной кинетической энергией.
Минимальную работу A в, которую должен совершить электрон за счет своей кинетической энергии для того, чтобы выйти из металла и не вернуться в него, называют работой выхода .
Работа выхода зависит только от рода металла и его чистоты. Работу выхода принято измерять в электронвольтах (эВ).
Для чистых металлов A в составляет несколько электронвольт. Так, например, для цезия ее значение равно 1,81 эВ, для платины 6,27 эВ.
Выход свободных электронов из металла называется эмиссией электронов . При нормальных внешних условиях электронная эмиссия выражена слабо, так как средняя кинетическая энергия хаотического теплового движения большинства свободных электронов в металлах гораздо меньше работы выхода. Для повышения интенсивности эмиссии следует увеличить кинетическую энергию свободных электронов до значений, равных или больших значения работы выхода. Этого можно достигнуть различными способами. Во-первых, созданием электрического поля очень большой напряженности (E ~ 10 6 В/см), способного вырвать электроны из металла, - холодная эмиссия . Такая эмиссия используется в электронных микропроекторах. Во-вторых, бомбардировкой металла электронами, предварительно разогнанными электрическим полем до очень большой скорости, - вторичная электронная эмиссия . В-третьих, интенсивным освещением поверхности металла - фотоэмиссия . На явлении фотоэмиссии основан внешний фотоэффект и устройство вакуумного фотоэлемента. В-четвертых, нагревание металла - термоэлектронная эмиссия . Электроны, испускаемые нагретым телом, называются термоэлектронами , а само это тело - эмиттером .
Раздел очень прост в использовании. В предложенное поле достаточно ввести нужное слово, и мы вам выдадим список его значений. Хочется отметить, что наш сайт предоставляет данные из разных источников – энциклопедического, толкового, словообразовательного словарей. Также здесь можно познакомиться с примерами употребления введенного вами слова.
электронная эмиссия
испускание электронов твердым телом или жидкостью под действием электрического поля (автоэлектронная эмиссия), нагрева (термоэлектронная эмиссия), электромагнитного излучения (фотоэлектронная эмиссия), потока электронов (вторичная электронная эмиссия) и т.д.
Электронная эмиссия
испускание электронов поверхностью твёрдого тела или жидкости. Э. э. возникает в случаях, когда под влиянием внешних воздействий часть электронов тела приобретает энергию, достаточную для преодоления потенциального барьера на границе тела, или если под действием электрического поля поверхностный потенциальный барьер становится прозрачным для части электронов, обладающих внутри тела наибольшими энергиями. Э. э. может возникать при нагревании тел (термоэлектронная эмиссия), при бомбардировке электронами (вторичная электронная эмиссия), ионами (ионно-электронная эмиссия) или фотонами (фотоэлектронная эмиссия). В определённых условиях (например, при пропускании тока через полупроводник с высокой подвижностью электронов или при приложении к нему сильного импульса электрического поля) электроны проводимости могут «нагреваться» значительно сильнее, чем кристаллическая решётка, и часть из них может покинуть тело (эмиссия горячих электронов).
Для наблюдения Э. э. необходимо создать у поверхности тела (эмиттера) внешне ускоряющее электроны электрическое поле, которое «отсасывает» электроны от поверхности эмиттера. Если это поле достаточно велико (³ 102в/см), то оно уменьшает высоту потенциального барьера на границе тела и соответственно работу выхода (Шотки эффект), в результате чего Э. э. возрастает. В сильных электрических полях (~107 в/см) поверхностный потенциальный барьер становится очень тонким и возникает туннельное «просачивание» электронов сквозь него (туннельная эмиссия), иногда называемое также автоэлектронной эмиссией. В результате одновременного воздействия 2 или более факторов может возникать термоавто- или фотоавтоэлектронная эмиссия. В очень сильных импульсных электрических полях (~ 5×107в/см) туннельная эмиссия приводит к быстрому разрушению (взрыву) микроострий на поверхности эмиттера и к образованию вблизи поверхности плотной плазмы. Взаимодействие этой плазмы с поверхностью эмиттера вызывает резкое увеличение тока Э. э. до 106 а при длительности импульсов тока в несколько десятков нсек (взрывная эмиссия). При каждом импульсе тока происходит перенос микроколичеств (~ 10-11г) вещества эмиттера на анод.
