Studopediya

КАТЕГОРИЯ:


Астрономия- (809) Биология- (7483) Биотехнологии- (1457) Военное дело- (14632) Высокие технологии- (1363) География- (913) Геология- (1438) Государство- (451) Демография- (1065) Дом- (47672) Журналистика и СМИ- (912) Изобретательство- (14524) Иностранные языки- (4268) Информатика- (17799) Искусство- (1338) История- (13644) Компьютеры- (11121) Косметика- (55) Кулинария- (373) Культура- (8427) Лингвистика- (374) Литература- (1642) Маркетинг- (23702) Математика- (16968) Машиностроение- (1700) Медицина- (12668) Менеджмент- (24684) Механика- (15423) Науковедение- (506) Образование- (11852) Охрана труда- (3308) Педагогика- (5571) Полиграфия- (1312) Политика- (7869) Право- (5454) Приборостроение- (1369) Программирование- (2801) Производство- (97182) Промышленность- (8706) Психология- (18388) Религия- (3217) Связь- (10668) Сельское хозяйство- (299) Социология- (6455) Спорт- (42831) Строительство- (4793) Торговля- (5050) Транспорт- (2929) Туризм- (1568) Физика- (3942) Философия- (17015) Финансы- (26596) Химия- (22929) Экология- (12095) Экономика- (9961) Электроника- (8441) Электротехника- (4623) Энергетика- (12629) Юриспруденция- (1492) Ядерная техника- (1748) Arhitektura- (3434) Astronomiya- (809) Biologiya- (7483) Biotehnologii- (1457) Военни бизнесмен (14632) Висока technologies- (1363) Geografiya- (913) Geologiya- (1438) на държавата (451) Demografiya- ( 1065) Къща- (47672) журналистика и смирен (912) Izobretatelstvo- (14524) външен >(4268) Informatika- (17799) Iskusstvo- (1338) историята е (13644) Компютри- (11,121) Kosmetika- (55) Kulinariya- (373) културата е (8427) Lingvistika- (374) Literatura- (1642) маркетинг-(23702) математиците на (16968) Механична инженерно (1700) медицина-(12668) Management- (24684) Mehanika- (15423) Naukovedenie- (506) образователна (11852) truda- сигурност (3308) Pedagogika- (5571) Poligrafiya- (1312) Politika- (7869) Лево- (5454) Priborostroenie- (1369) Programmirovanie- (2801) производствено (97 182 ) индустрия- (8706) Psihologiya- (18388) Religiya- (3217) Svyaz (10668) Agriculture- (299) Sotsiologiya- (6455) на (42831) спортист строително (4793) Torgovlya- (5050) транспорт ( 2929) Turizm- (1568) физик (3942) Filosofiya- (17015) Finansy- (26596) химия (22929) Ekologiya- (12095) Ekonomika- (9961) Electronics- (8441) Elektrotehnika- (4623) Мощност инженерно ( 12629) Yurisprudentsiya- (1492) ядрена technics- (1748)

Феноменът на електрони емисии. емисионни линии

Помислете за физическа основа на електрониката на емисиите, т.е. феномен на емисиите (емисии) на електрони и йони с произход в интерфейса на твърдо тяло с вакуум или газ, когато е изложен на повърхността на излъчвателя DC или висока честота електрическото поле, Светлинното излъчване, електронен или йонен бомбардировка, топлинна отопление, механична обработка и други подобни. г.

Спонтанно (спонтанно) емисия на електрони от солидна присъствие на границата предотвратява потенциал праг U 0, благодарение на силите на взаимодействие между електроните, излъчени от веществото на разстоянието превишаване на атомни размери, а останалите некомпенсирани положително заредени решетъчни йони (фиг. 1).

Максималният възможен кинетичната енергия на електроните провеждането на метал при температура от абсолютната нула равна Д Е (Ферми енергия). За изхвърляне от ниво E F на електрон емитер отвъд нужда от повече енергия eφ = U 0F, която е равна на електрона от този метал.

Спонтанно или поле за емисии е възможно само при условие, че превръщането на потенциалната праг потенциал бариера, чрез който електроните могат да "теч", "тунел" чрез чисто квантово-механичен ефект, подобен на ефекта на тунела в спонтанното излъчване на алфа-частици от радиоактивните ядра. Терминът "поле на емисии" означава, че добивът на електрони извън неподвижното тяло възниква спонтанно, т.е. Тя не е свързана с разходите на допълнителна енергия. Електроните, "изтеклите" за граници бариера, придобиват енергия от електрическото поле E във вакуумна празнина емитер-анод.

По-голямата интензитета на външната електрическо поле т.е., стръмен с разстояние X от повърхността променя потенциалната енергия U (X) = - д E X в тази област, по-тесен потенциалната бариера и следователно, по-висока плътност на тока на полето J емисии А, в зависимост от коефициента предаване бариера на квантово-механична (вж. §3.7). Едно външно електрическо поле е не само причинява потенциална бариера в прага на трансформация, но също така намалява височината на бариерата (Шотки ефект), което също допринася за тока на емисията (вж. §9.7). Зависимостта на J А (Е) е експоненциален: J A ~ EXP [-С / E], където С е константа, определена чрез електронен работа функцията на излъчвателя на.

Според изчисленията за появата на големи токове необходимата напрегнатост на полето на емисиите поле E ~ 10 август 10 9 V / m.

На електрическото поле в близост до твърдата повърхност може да се образува не само от външната потенциална разлика, което ускорява електроните между катода и анода, но и поради областта на положителни йони, намиращи се на повърхността на катода. Такъв слой може да се появи йони на катода, например, чрез изпаряване на част от материал катод емисии област като се нагрява актуалната консумация на ток на емисиите област. Последващото йонизацията на изпаряват атоми води до създаването на повърхността на катода гъста nonequilibrium газоразрядни плазмен слой. Силното електрическото поле в граничния регион е локализиран емитер-плазма в рамките на т.нар дължината Debye, което зависи от плътността на плазмата. Появата на това поле предизвиква допълнително увеличение на поле с емисии. Процесът на преход от конвенционално поле на емисиите на плътността на тока ненормално високи емисии, е остър, експлозивен характер, и обикновено завършва с вакуум разбивка (дъга). Етап на електрони поле емисии, отделяни от метал или полупроводник в интервала между края на редовното avtoelektronnoi въпрос и началото на вакуумна дъга се нарича експлозивна проблем.



В случай на полупроводници, електрическото поле може да проникне дълбоко в източника. Това води, от една страна, промяната на структурата на лента регион повърхност (зони завой) и, от друга страна, с електронен газ се нагрява в проводимост на полупроводника се дължи на факта, че електрони като енергия от областта на средната свободен път, след това тествани квази-еластично разсейване на атомите в вибрациите решетка (фонони). В този разсейване драстично се променя посоката на електронен импулс (разсейване обикновено е сферично симетричен), и енергията на електрони се променя малко. Очевидно е, че с средната електронна енергия ще се увеличи, т.е. Температурата на електрон на газа ще се "откъсне" от температурата на решетка. В резултат на това може да се наблюдава на излъчването на "горещи" електрони от един студен катод полупроводници. Настоящето издание на това ще бъде по-голяма, толкова по-ниска афинитета на електрон излъчвателя до х, защото, за да отидат в вакуума само може тези електрони, чиито енергия E х = р х 2 / 2м д от които свързани с нормална към компонента на импулса на повърхността е по-голяма от х.

А конкретен клас излъчватели са полупроводникови катоди, в който на дъното на проводимата зона се намира над нивото на вакуума в по-голямата част на излъчвателя. Тя - емитери с отрицателен електронно сродство, получени, например, чрез напръскване на повърхността на полупроводника на р-тип (с бандерол навеждане) мономолекулярните слоеве на Cs или Cs 2 O. на тези молекули, атоми излъчватели могат да бъдат излъчвани не само "горещи", но thermalized ( "студени") електрони.

В метали електрическото поле прониква на дълбочина не повече от една или две атомни слоеве (~ 10 -10 м). При нормални условия на метали, поради високата концентрация на електрони е невъзможно да се повиши температурата на газа с електронен от електрическо поле енергия. Въпреки това, можете да създадете потребителски емитер покриваща диелектричен субстрат с метален филм "Insula" структура тънка. Размери на метални "острови" по този начин не трябва да надвишава около 10 нанометра, трябва да бъде по-малка от средната свободен пробег на електрони в метала. В тези филми, наречени разпръснати метални филмите, електрическо поле, генерирано от прилагане на напрежение между конкретно поставена на пълни контакти метално фолио.

В електромагнитното поле честоти, съответстващи светлина диапазон (ν ~ 15 октомври -10 16 Hz), енергията на фотона hν може да бъде по-висока от електрон работа функцията на метал eφ на. Феноменът на електрон на емисиите на твърди тела под влиянието на енергия, наречена кванти на светлина или външен фотоелектричния на емисиите ефект фотоелектронна. В присъщите полупроводници и диелектрици на емисиите фотоелектронна се наблюдава само в случай, ако hν 0 ≥ΔE г + χ, където ΔE г - Bandgap. Освен нокаутира електрони от банда photoemission валентност възможно с нива донори, както и от окупираните повърхностни състояния на електроните. От особен интерес е емисията фотоелектронна от системи с отрицателен (или близо до нулата) електронно сродство χ, когато thermalized електроните могат да избягат в вакуума.

Явлението се характеризира с емисионен фотоелектронна броя на отделяните електрони, които попадат средно с един абсорбира фотон. Тази стойност се нарича квантова ефективност на фотоелектричния ефект и е обозначен с Y. За излъчватели с отрицателен електронно сродство квантов добив достига максималната възможна стойност. С увеличаване на интензивността на полето за светлинна вълна (инцидент фотон плътност на емитер) вероятност за усвояване на твърдо състояние електрон едновременно две или повече фотони могат да бъдат много забележими, което съответства на multiphoton фотоелектричния ефект. При достатъчно ниски честоти поради малката от енергията на фотон (като микровълнова HV -10 -5 -10 -6 ЕГ) взаимодействието на електромагнитни вълни с електроните на твърдото тяло трябва да се разглежда само класически, т.е. като непрекъснат процес на електрон ускорение в областта на микровълновата. Тя описва процеса като въпрос на "горещи" електрони в микровълновата от полупроводници и "остров" филми.

Чрез бомбардирането твърдо тяло на електрони с енергия E P> eφ (в метали) или E р ≥ΔE г (в диелектрици и полупроводници), могат да се видят на емисиите на вторични електрони, т.е. избиване електрони от твърдо тяло чрез прехвърляне на енергия към тях от падане по същността на първичните електрони.

Феноменът на електрон на емисиите на твърди частици в бомбардиране лъч на първични електрони се нарича вторична емисии на електрони. Съотношението на излъчваната мишена за определен период от време на вторични електрони до броя на първичния електрони инцидент на целта през същия интервал, наречен коефициент на вторичния емисии на електрони, и е обозначен с σ. Стойността на σ зависи основно от енергия Е Р на първични електрони. Средни електроните могат да бъдат отделяни от фронта като целева бомбардиран от първостепенно електронен лъч, и с опакото на ръката си, ако целта на първичния лъч пометат. Очевидно е, че последният е възможно само за тънки слоеве. В първия случай се говори за вторичен емисии на електрон в отражението, а във втория - на вторичния електрон емисията на кръста. Коефициентът на вторичния електрон на емисии в камерата е обозначен с Σ. Зависимостта на Σ (E P) може да се различава значително за зависимостта σ същото емитер (ЕП). Това се дължи главно на факта, че до Е Р стойности от които първичните електрони преминава през средата на целта, Σ на стойност е равна на нула (или незначително).

Когато твърд топлина тяло увеличава амплитудата на вибрациите на атомите на кристалната решетка (в квантовата условия, това съответства на увеличаване на плътността на фонон). Трансферът на енергия от газа с електронен на фонони води до разширяване на спектъра на енергия електрони. С повишаване на температурата, увеличаване на броя на електрони придобива достатъчно енергия за преодоляване на работа функцията на твърдо вещество границата с вакуум. Феноменът на емисията на електрони във вакуум загрява тялото, наречен катод на емисиите. В полупроводници, при температура, близка до абсолютната нула, електроните в проводимата зона отсъстват. Отопление кара тялото, докато хвърлят електроните в проводимата зона с нива на донорите и на валентната зона. Взаимодействието на електроните с фонони термолиза, границите на техния характер Максуел придобие. плътността на тока J T катод емисия определя от Richardson-Dushman формула: J T = (1- <R >) AT 2 Годен (-eφ / КТ), където <R> -usrednennoe спектър катод електрони коефициент на отражение стойността на потенциалната праг; А катод константа, равна на 120,4 A / (2 ° · М 2).

2.2. Невярно емисия от метали.

Електроните с определена вероятност преминават през потенциал бариера от ефекта на тунела. Потенциален стъпка на метал-вакуум граница се превръща в потенциална бариера, поради прилагането между катода и анода високо напрежение, големината на който височината на бариера и ширината е зависим. Теорията на поле за емисии за първи път е разработена от Р. Фаулър и L. Nordheim (1928-1929).

Според тази теория, основната формула за плътност на тока в област емисии:

(10.10)

където J (ξ) = θ (ξ) - (2ξ / 3) (dθ (ξ) / dξ), θ (ξ) - функция Nordheim, която се въвежда за да се отчете намаляването на потенциалната височина на бариера със сума Δ (eφ), аргумент на функция θ (ξ) е безразмерна величина Представляващ съотношението на намаляване на функцията работа поради Шотки ефект на електрона с дадена енергия Ε х.

θ функцията (ξ) могат да се подреждат и представени като графика, показана на фиг. 10.3. Приблизителната израз на θ на функция (ξ) е близо до парабола: θ (ξ) ≈0,955-1,03ξ 2. Това върви ръка за валиден за стойностите на аргумента, където ξ значително се различава от нула и от устройството. Например, в диапазон 0,35≤ξ≤0,69 функция θ на (ξ) се определя от този израз с грешка по-малка от 1%.

Изразявайки eφ в електрон волта, и електрическото поле в V / cm, ние получаваме плътността на тока на полето емисии в A / см 2:

, (10.11)

В практически изчисления е удобно да се използва следната формула за плътност на тока в област емисии:

, (10.12)

В E = 6 х 10 7 V / cm и eφ = 4.5 ЕГ, плътността на тока J А може да достигне 10 7 усилвател / см 2.

За сравнение с експериментални данни формула (10,11) са обикновено под формата на LN (J A / E 2) = F (1 / Е). В тези координати, зависимостта на емисиите поле на електрическото поле е права линия, въпреки факта, че в експонентата на E зависи също и функция Nordheim, което значително се различава с E. Въпреки това, наличието на функция θ (ξ) в експонентата е незначително влияние върху хода на разглеждане в зависимост, като тази функция се използва в рамките на експерименталните стойности на напрегнатостта на полето се променя леко. Отклонението на LN (J A / E 2) = F (1 / Е) на линейна при много високи електрически полета поради влиянието на електроните поле емисии на пространство зареждане отделяни (фиг. 10.4). Thick отрицателно пространство заряд намалява напрегнатостта на полето на повърхността на излъчвателя, и следователно води до по-слаба зависимост от тока на приложен потенциал разликата V. Зависимостта на тока на полето емисии от eφ на работа функция, която следва от теорията на Фаулър-Nordheim, също е в съгласие с експерименталните данни. Тази зависимост се определя основно от фактор МФ 3/2 в експонентата.

Тези формули Фаулър-Nordheim теория съответстват на случая T = 0 K. Тъй като температурата се увеличава спектъра на електроните в метален се разшири, в резултат на температурната зависимост на тока на емисията се дължи на по-висока вероятност да се премине през потенциална бариера на електроните са термично развълнуван до нива над нивото на Ферми. Е. Murphy и R. Гуд получава следното уравнение за плътността на тока на емисиите поле източник въз основа на температурата:

J A (T) = J A ( 0) πy / sinπy. (10.13)

където

При ниска T, разширяване sinπy в един ред, ние получаваме

J A (Т) ≈j (0) [1+ (1/6) π 2 Y 2]. (10.14)

Когато J (ξ) = J (0,5) = 1.044 имат Къде eφ изразена в ЕГ и E - в V / cm, и T - Заместването в стойността K (10.14), получаваме

J A (T) / J A ( 0) ≈1 + 1,40 · 10 Август (eφ / E 2) T 2 (10.15)

По този начин, в първо приближение, ток варирането на емисиите поле на с температура следва квадратичен закон. Уравнение (10.15) определя J A (Т) с точност от 10% А до J (T) / J A ( 0) = 1.6 и 1% за А (T) / J A (0) = 1, 18. Изчисляване на тази формула, например при температурата на течен азот (77 К) показва съотношението на J А (77) / J A (0) не надхвърля 1.01. При стайна температура, добавянето й А (0) не надвишава 10% (за eφ≥Z ЕГ и J A ≥10 3 А / см 2).

При високи температури до действителния ток поле емисии, дължащи се на механизъм тунелиране се добавя към катод ток на емисиите, причинени от електрони с достатъчно енергия, за да се преодолее потенциалната бариера, намалена с ефекта на Шотки. За яснота на фиг. 10.5 спектър енергия на електроните в метала е разделена на четири части: А, В, С и D. Група от електрони да излизат като областта на електрона при всяка температура, включително Т = 0 К. електроните в група В са включени в емисиите на полето T> 0 К ( те могат да бъдат наречени катод). Няма в вакуум групата на електроните в увеличение катод ток поради Шотки ефект. Накрая, електроните напускат групата F във вакуум поради катод механизъм на емисиите, дори когато E ≈0.

Анализ на електронни енергии, остави катодите могат да бъдат произведени чрез използване на енергийни анализатори с забавящи поле или електрон деформация в електрически или магнитно поле (вж. Гл. 2). Когато това FED определен предварително ускорена от потенциална разлика между емитера и около електрод (например, мрежа), и след това се изпраща към системата за анализ. Измервания показват, че при ниски температури разпределението на електроните поле емисии при енергии на крива с максимум половин ширина ΔE половината от няколко десети от електронволта (обикновено ΔE Уг ~ 0,15¸0,20 ЕГ), т.е. повечето от електрони действително тунели под вакуум до нива близо до нивото на Ферми. Тези експериментални данни са в добро съгласие с теоретичните концепции на механизма на поле за емисии от чисти метални повърхности.

теория на емисиите поле под внимание тук се основава на използването на формули за прозрачността на бариерата, получена чрез решаване на едномерна уравнението на Шрьодингер. Това приблизително е валидно, ако: 1) повърхността на емитер е идеален единна равнина; 2) се прилага модела на свободни електрони, за които повърхността на Ферми в инерция пространство е сфера. Real излъчватели имат стъпковидната структура с височина на стъпки в един или няколко interatomic разстояния и постоянна енергия на повърхността на Ферми за повечето метали имат сложна структура, значително се различава от областта. В допълнение, емитер с submonolayer Адсорбираната филм, атомите от които имат тенденция да се събират в "острови", хетерогенност е по eφ изходната, предизвиква появата на повърхността на така наречените места област. Разглеждане на първите два фактора води до някои подобрения на теорията на полето на емисиите от метали. По-специално, те са свързани с изясняване на обхвата на електрони поле емисии и температурната зависимост на тока на емисията, но те не са толкова големи, че е необходимо обсъждане.

Измерванията произвеждат устройства за емисии поле или цилиндрична симетрия, където емитер е тънка метална жица, и анод - заобикаляща цилиндър, или в устройства, където върха на емитер се оформят с кривина радиус от около 0.01-1 микрона. В последния случай, напрегнатостта на полето в катодната повърхност, е много слабо в зависимост от геометрията на анода. При изчисляване на стойността на E обикновено се сближи върха във формата на параболоид, hyperboloid, конус със сферична край, и така нататък. Н.

По време на отлагане на метал върху повърхността на емитер слой от друг метал едноатомен потенциал бариера природа не се променя, обаче, ако повърхността на металния филм за покриване неметален материал, формата на повърхността на преградата може да се промени. В последния случай, област електрон мъст тунел през Адсорбираната атом, който е потенциален добре с набор от свои собствени отделни нива. Това би трябвало да доведе до промяна в спектъра на емисиите на енергийното поле, по-специално външния вид на това в пиковете на резонанс, съответстващи на увеличаването на производството в вероятността от електроните на металната основа, енергията на които съвпада с енергийните нива в атомната свободен потенциал и. Например, в адсорбцията на Cs на W се получава електрони емисии спектър с половин ширина от 0,05 ЕГ.

Тъй като реални кошове емитери в форма, различна от тези идеализирани модели, това неизбежно води до грешка в изчислението за напрегнатост на полето на, която може да достигне 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.

През 1951 г. E. Müller предложен йонен микроскоп поле, което е с резолюция от порядъка на няколко ангстрьома, и по този начин позволява да се наблюдава на отделни атоми или молекули на повърхността на излъчвателя. Работа йонни проектор се основава на явлението повърхност йонизация на атоми, и по-висок в сравнение с резолюцията на електронен прожектор се определя от факта, че дължината на вълната на де Бройл за йони е много по-малки, отколкото за електроните, които се движат със същата скорост.

Метални катоди се използват в много електронни устройства (катоди в електронни пушки, "Старт" катоди в микровълнови устройства, и така нататък. Н.).

Предимствата на тези катоди са: 1) липсата на отопление и следователно inertialess; 2) много високи плътности на тока; 3) малкия размер на катода, което позволява да се създаде почти точкови източници на електрони; 4) нискоенергийна разпространение; 5) висока стръмност на характеристиките на ток-напрежение.

Основният недостатък - нестабилността на тока на емисията поле поради адсорбцията на остатъчните газове в условията на вакуум не са достатъчно добри и разпрашаването на емитер материал. Тези фактори са причинени, от една страна, промяната в работата функция на катода, и от друга - да промени микрорелеф. В допълнение, по-силни полета и при достатъчно висока температура за катодния материал, има значително миграция на атомите на повърхността на катода материал, което води до неговата microgeometry преструктуриране, която променя силата на полето на повърхността на емитер. Преходът към ултра-висок вакуум, използването на материали, които са по-устойчиви на йонна бомбардировка, намаляване на потока на йони към катода посредством специални електронни-оптични устройства - всичко това ни позволява да се постигне сравнително стабилен катод емисии на работа поле.

Формулата за граница на плътността на тока J Am електрон поле емисията от метала има формата

(10.16)

където й съм ограничаване на емисиите на плътността на тока, A / см 2;

E F = F р 2 / 2м д е енергията на електрон на нивото на Ферми, ЕГ.

Тъй като енергията Д Е от порядъка на няколко електронволта, ограничаващ плътността на тока на емисията може да бъде повече от 10 до 10 А / ст2. Тази висока плътност на тока е възможно по принцип, се дължи на факта, че концентрацията на електрони в проводимост на метала на 22 октомври -10 23 cm -3. Основната причина за ограничаване на ограничаване плътността на тока на поле с емисии е термично унищожаване на емитер ток от само себе си. Съм стойност й на практика зависи от продължителността на импулса и анодно напрежение се намира в диапазона от 10 7 до 10 9 / ст2.

2.3. Невярно емисия от полупроводници.

За разлика от метал полупроводникови катоди е значително ограничена до концентрацията на електроните в проводимата зона. Той определя характеристиките на полето на емисиите от полупроводници: 1) значително по-ниска, отколкото в метали, ограничаващи плътност на тока; 2) нелинейни характеристики ток-напрежение LGI A = F (1 / V); 3) по-широк в сравнение с спектърът на излъчените електрони метали; 4) зависимостта на формата на токовия импулс на амплитудата и продължителността на импулса на анод напрежение с емисията на импулсно поле възбуждане (релаксиращ ефект); 5) фоточувствителност и топлинно поле на тока на емисията.

външно електрическо поле прониква в полупроводника на разстояние определено радиус Debye скрининг, експресията на който има формата R D = (ε R епсилон 0 KT / 2е 2 N) и половина където п-електронна плътност и води до зоните на огъване. В рамките на този диапазон, поради огъването на лента повишава концентрацията на електроните в проводимата зона и нивата на донори. Това от своя страна води до повърхностния слой на отрицателното пространство такса. газ електрон в проводимата зона на повърхността на полупроводника в случай на силно поле може да бъде дегенеративен, ако се окаже, под нивото на Ферми (фиг. 10.7), в резултат на лента огъване на края на лентата проводимост.

Процесът на електронен тунелен слой на място заплащане чрез потенциална пречка за вакуума не се различава от процеса на поле на емисиите от метали. Въпреки това, за разлика от метали, могат да участват в емисията, електрони от валентната зона. Друга разлика е възможността за "насищане" на тока на емисиите с увеличаване на напрежението. Това се случва, когато скоростта на приемане на електрони от повърхността на пробата за обем е достатъчно само да се компенсира за електроните, излъчени от повърхностния слой на такса вакуум пространство.

В този случай, на ток-напрежение характеристика воля "плато" (фиг. 10.8), т.е. по-нататъшно увеличаване на анод напрежението няма да доведе до увеличаване на тока на емисията при условие, че "до" нов източник на електрони. По този начин допълнителен източник на електрони с произход от обема в региона на повърхността може да бъде въздействието йонизация на валентните електрони и електроните до нивата на донор autoionization. Тези ефекти на силна областта са отговорни за бързото нарастване на земя поле-тока на емисията, преди термично разлагане на катода.

Експерименталната Вах за р-тип полупроводници и проби с висока устойчивост на п-тип всъщност са нелинейни. Те имат най-координати LGI A = F (л / V ) три характерни региони: 1 - линейна, е добре описана от Fowler-Nordheim; 2 - насищане област; 3 - площ от рязкото увеличение на ток, свързани с размножаването на електроните в обема на излъчвателя.

Теорията на излъчване поле Фаулър-Nordheim по същество е "нула текущата подход." Това означава, че токът на емисии е само малка част от общия поток от електрони инцидент на потенциалната бариера. За метали, това сближаване е валидна до областта е много силни полета. В полупроводници, разликата между потока от електрони плаващите на повърхността и от повърхността на потока на дифузия може да бъде сравним с потока на електрони емисии във вакуум.

Ограничения на скоростта на пристигане на обема на повърхността е основната причина за региона на насищане на въх поле на тока на емисията от споменатите два типа полупроводници. В същото време има няколко свързани процеси: 1) намаляване на концентрацията на електроните в повърхностния слой; 2) външното поле прониква по-дълбоко в източника; 3) увеличаване на напрежението в насипно състояние на съпротивлението на полупроводници; 4) промяна на геометрията и размера на напрегнатостта на полето на повърхността на излъчвателя. Увеличението на напрежението в пробата от своя страна води до увеличаване на средната електронна енергия; за нагряването на електрон газ. Ако електрон афинитета на кристала е малък (χ≤0,5 ЕГ), след това с появата на "горещи" електрони прозрачност на потенциалната бариера може да достигне граничната стойност и настоящата емисионна област няма да се увеличи, докато се дължи на йонизация на въздействие започва интензивен процес на електрони умножение. При проби с голям електронно сродство (χ≥3 - 4 ЕГ), и една малка Bandgap (ΔE г ≤1 ЕГ) електрон отопление на газ на вътрешния областта не може да доведе до значително "над-бариера" въпрос, тъй като функция на разпределение Iz на електронна енергия за процеса на въздействие йонизация, "горещи" електрони от валентната зона няма да се обезцени в гр енергията на област E> ΔE.

Увеличаването на концентрацията на електроните в обема на високо съпротивление на полупроводници, например, в резултат на експозицията си към светлина причинява растежа на ток поле емисии. В същото нарастване на тока в "платото" на VAH I 0 е пропорционална на околната светлина. Спектралният зависимостта на тока на поле-емисионен аз A (υ) е почти идентичен на спектралната зависимост на photoconductivity. Невярно емисия от полупроводникови облъчва със светлина, съответстваща на комбинирана емисия от ума - емисии fotoavtoelektronnoy.

Повишаване на температурата на катода обикновено води до увеличаване на емисиите чрез увеличаване на концентрацията на електрони в групата на проводимост. Само за ниско съпротивление проби (като силиций за п-тип), когато има силна дегенерация на електронен газ, температурната зависимост на тока на полето емисии или не съществува, или е причинена от промяна в ефективна работа на функцията на полупроводника. В такива случаи на проби на осветлението не се променя стойността на тока на полето емисии, нито естеството на въх Дегенерация настъпва, когато нивото на Ферми влиза в групата на проводимост. Разликата в енергия Δ S, (фиг. 10.7) между долната част на лентата проводимост и нивото на Ферми характеризира степента на дегенерация на електрон газ в повърхностен слой от полупроводников емитер.

При липса на дегенерация (при слаба проникване поле), изразът за плътността на тока на поле на емисиите от полупроводникови има формата

(10.18)

където п ∞ е концентрацията на електрони в обема; Δ CS -energy разлика между позицията на дъното на групата проводимост в по-голямата част и на повърхността; ε R - относителна диелектрична константа на полупроводника.

Тази формула включва м д маса на свободен електрон, но с по-строг подход следва да се разглежда комплексно зона структура и функционира ефективно маса. Въпреки това, изменението, свързано с тази неточност, обикновено малък.

Проучването на разпределението на енергията на електроните на емисиите, изпускани полупроводници, показва, че източник на емисии поле може да бъде не само проводимост и валентната зона. Ако условията за издаване на двете области са около една и съща, а след това на спектъра на електрони поле емисии трябва да се състои от два пика, разделени от разстояние, равно на ширината на забранената зона ΔE г. При опити за силиция на п-тип бяхме наистина получи "две-прегърбен" спектри с разстоянието между върховете на ΔE г = 1,1 ЕГ (фиг. 10.10).

В случая на р-тип силиций, когато емисиите на област идва само от валентната зона, кривата на разпределението на енергия на електроните поле емисии има само един максимум, ширината на която, както следва от теорията, се увеличава с увеличаване анод напрежение. Когато емисията на електрони от проводимост разширяването на спектъра с увеличаване на силата на полето E на е свързано с въпроса за "горещи" електрони. Времето на широчината на спектъра също се увеличава с повишаване на температурата, като повишаване на температурата води до по-голяма вероятност за уреждане на електрона енергийните състояния, лежащи над дъното на проводимата зона (не дегенерация) или над нивото на Ферми (присъствието на дегенерация). Разширяването на енергийния спектър на електроните поле емисии се наблюдава само когато отхвърлите въх на линеен прогрес, и има ясна връзка между увеличаването на половин ширина на спектъра и увеличаване на напрежението в емитера. Когато ширината на обхвата на депозит AE, по-голяма от ширината на пропастта, има рязко увеличение на тока на емисията (област 3 в въх фиг. 10.8) се дължи на йонизация въздействие.

Сам процес електрон тунелиране е почти свободен ход, обаче, създаването на дифузия-дрейф равновесие с настоящите потоци поле емисии на в полупроводника се характеризира с ограничен време за релаксация. Ето защо, в полупроводника катоди са преходни импулс прилагане анод напрежение в региона 2 и 3 въх, фиг. 10.8. В едно поле-емисионен ток е независим от времето. В района на 2, настоящите спадове, и в регион 3 по време на пулса го увеличава с постоянна анод напрежение. Такова поведение на ток поле емисии се обяснява с процеса на пълнене и изпразване на електронни капани в повърхностните пространство на зареждане и повърхностни членки. Постепенното изчерпване на тези центрове е, че настоящата рецесия, но в момента, в областта е освобождаването на електрони от центъра увеличава тока на полето емисии. Остатъчни ефекти при изключване и включване отново на терена или на светлинния емитер, свързани с инерцията на преструктурирането на региона на пространство такса се дължи на факта, че тя отнема крайно време да се запълни електронни капани. текущото време за релаксация, зависи от концентрацията на капани в пробата, температурата и напрежението на източника на звук. За високо съпротивление Si и Ge в пробата в зависимост от концентрацията на капани е време за релаксация в диапазона до τ≤10 -5 τ≈10 -3 ите.

Практическото значение на полупроводникови катоди е, че електронните "обеднен" режим (област Вах 2) може да бъде фиксиран на емисиите на полето в не много добри условия на вакуум (р ~ 10 -4 Pa) в продължение на дълги интервали (до стотици часове). Например за N-тип се получава силициев неподвижно емисии плътност на тока 4 до 10 А / ст2.

<== Предишна лекция | На следващата лекция ==>
| Феноменът на електрони емисии. емисионни линии

; Дата: 05.01.2014; ; Прегледи: 820; Нарушаването на авторските права? ;


Ние ценим Вашето мнение! Беше ли полезна публикуван материал? Да | не



ТЪРСЕНЕ:


Вижте също:



zdes-stroika.ru - Studopediya (2013 - 2017) на година. Тя не е автор на материали, и дава на студентите с безплатно образование и използва! Най-новото допълнение , Al IP: 66.102.9.24
Page генерирана за: 0.061 сек.