Физическая_электроника

положительном напряжении на аноде растет с ростом анодного напряжения. Следует отметить, что влияние электрического поля тем больше, чем ниже рабочая температура.

Рабочие температуры большинства металлических катодов, выполненных из тугоплавких металлов (вольфрам, тантал и др.), составляют (2000 – 2800) 0С. Эмиссионная способность сильно зависит от температуры: повышение температуры вольфрама с 2400

до 2500 0С приводит к росту тока эмиссии на 150% и для указанного диапазона составляет несколько сот мA/см2. Недостатком металлических катодов является небольшая величина

JT при значительной потребляемой мощности и малый ресурс. Для увеличения эмиссионных характеристик используют сплавы тугоплавких и легкоплавких металлов,

включая щелочно-земельные металлы. Тугоплавкая компонента композиционного катода обеспечивает высокую механическую прочность, а легкоплавкая, образующая тонкую пленку на поверхности катода, способствует увеличению эмиссионного тока благодаря уменьшению работы выхода. Снижение потенциального барьера в этом случае связано с тем, что на поверхности катода формируется поверхностный дипольный слой,

электрическое поле которого противоположно полю потенциального барьера. Так для катода Th-W работа выхода составляет eφ= 2.7 эВ, а плотность тока достигает 1.5 A/см2. У

катодов Ba-W (eφ= 1.6 эВ) , Cs-W (eφ= 1.5 эВ) эффективность выше в связи с меньшей работой выхода.

Широкое распространение получили также оксидные катоды и катоды из тугоплавких боридов, щелочно- и редкоземельных металлов. Если первые в большинстве своем применяются в отпаянных электровакуумных приборах, то вторые могут применяться и при не столь высоких требованиях к вакуумным условиям.

Наиболее часто на практике реализуются два типа конструкций термоэмиссионных катодных узлов: катоды прямого накала (ток пропускается непосредственно через эмитирующий электрод) и катоды косвенного накала (нагреватель размещен внутри полой металлической детали, наружная поверхность которой эмитирует электроны).

Основными характеристиками термоэмиссионных катодов являются

рабочая температура - температура поверхности катода в нормальных рабочих условиях.

удельная эмиссия - величина тока электронной эмиссии с единицы поверхности катода.

Плотность тока при автоэлектронной эмиссии может быть определена при помощи упрощенного выражения закона Фаулера-Нордгейма:

имеет порядок 109В/см. Согласно формулам плотность тока автоэмиссии резко зависит от напряженности электрического поля. Поэтому в экспериментах увеличения напряженности поля добиваются применением катодов, имеющих остроугольную геометрию, на остриях которых достигается максимальная напряженность электрического поля. Для получения еще больших токов необходимо иметь еще и достаточно большую эмиссионную поверхность.

Поэтому катод делают либо многоострийным с радиусом закругления 10-4— 10 -5 см, либо плоским, поскольку даже на полированной плоской металлической поверхности имеются острия микроскопических размеров.

Рис. 11

В области сильноточной электроники (106А/см2), чтобы обеспечить большой ток эмиссии, необходимо применение катодов с большой плотностью тока. При более высоких плотностях тока (108А/см2) происходит омический разогрев отдельных участков.

Пондеромоторные силы, действующие на материал катода, приводят к взрывообразному разрушению отдельных участков катода. Из продуктов эрозии катода образуется прикатодная плазма. Это явление взрывной электронной эмиссии, эффективно используемое в физике сильноточных релятивистских электронных пучков (СРЭП).

Автоэлектронная эмиссия может наблюдаться и при напряжениях сотен вольт при малых радиусах кривизны 20-50 Ǻ. Использование явления автоэлектронной эмиссии

позволили создать современные фундаментальные методы исследования топологии поверхности с атомным разрешением – электронная микроскопия, туннельная микроскопия и др. В качестве примеров на рис. 11а представлена фотография острия-

монокристалла W полученная с высоким разрешением (8Ǻ) в растровом микроскопе S900 (Hitachi), а на рис. 11б - многоострийная матрица с сотовым анодом современного плоского дисплея (радиус острия (20 -30 Ǻ), расстояние анод катод 1-2 мкм).

6. Вторичная электронная эмиссия

Явление эмиссии электронов при бомбардировке поверхности вещества потоком электронов получило название вторичной электронной эмиссии. Причина этого эффекта заключается в том, что первичные электроны, взаимодействуя с электронами твердого тела, передают им часть своей энергии. Если эта энергия достаточна для преодоления электронами твердого тела поверхностного потенциального барьера, то они покидают его и регистрируются как вторичные электроны. Вторичные электроны обладают энергиями от нуля до энергии первичных электронов. Энергетическое распределение вторичных электронов имеет сложный характер и отражает разнообразные и часто связанные между собой процессы взаимодействия первичных электронов с твердым телом.

На рис. 12 представлена функция распределенияРис. 12 электронов, испущенных поверхностью

металла при его бомбардировке первичными электронами с энергией 200 эВ. Видно, что вторичные электроны разбиты на три группы: истинно вторичные электроны (1), упруго отраженные поверхностью первичные электроны (2) и группа неупруго рассеянных первичных электронов (3). Максимум распределения электронов в группе 1 приходится на энергию ~10 эВ, причем основная масса этих электронов сосредоточена в энергетическом интервале 5 – 20 эВ. Экспериментально было показано, что эта закономерность практически не зависит от энергии первичных электронов. Отношение тока (количества)

истинно вторичных электронов к току (количеству) первичных называется

коэффициентом вторичной эмиссии – δ. Механизм возникновения истинной вторичной эмиссии состоит в том, что первичные электроны с энергией ε0, проникая в металл,

тормозятся вследствие кулоновского взаимодействия с электронами проводимости.

Потери первичных электронов описываются законом Виддингтона: εx = (ε02 −αx)12 ,

где εx – энергия первичных электронов, прошедших путь x в материале мишени, α – постоянная Виддингтона, значения которой лежат в диапазоне (1010 - 1012)эВ2/см. Ввиду того, что энергия первичных электронов существенно превышает энергию ионизации и возбуждения атомов εа (сечения взаимодействия малы), первичный электрон в начале пути теряет энергию, не создавая вторичных электронов.

На некоторой глубине энергия первичных электронов снизится до оптимальной,

при этом вероятность ионизации резко возрастет. При каждом взаимодействии возникают возбужденные электроны (вторичные), а скорость первичных резко изменяется по величине и направлению. Часть этих электронов движется из глубины металла,

взаимодействуя с электронами проводимости, узлами кристаллической решетки и их количество уменьшается по экспоненциальному закону. С ростом энергии первичных электронов, увеличивается число электронов, обладающих энергией, достаточной для эмиссии. Вместе с тем образование вторичных электронов происходит в глубине материала и этим затрудняет их выход. Совместное действие этих факторов приводит к тому, что существует оптимальная энергия первичных электронов, при которой коэффициент δ имеет максимальное значение. На рис. 3.13 представлена зависимость выхода вторичных электронов от энергии бомбардирующих электронов.

Основной характеристикой эмиссионных свойств вещества является зависимость коэффициента вторичной электронной эмиссии δ от энергии первичных электронов ε. Для большинства веществ максимальное значение коэффициента δ больше единицы.

Характерная зависимость δ(ε) имеет практически одинаковый вид для большинства веществ (металлов, диэлектриков и полупроводников, рис. 13).

Рис.13

Для чистых металлов 0,5 < δмакс< 1,8, что соответствует энергии первичных электронов от 0,2 до 0,9 кэВ (рис. 14а). Малые значения коэффициента δ в металлах связаны со значительными потерями энергии вторичных электронов.

Рис. 14

Электроны, образовавшиеся на большой глубине, при подходе к границе вещество-

вакуум обладают энергией, недостаточной для преодоления потенциального барьера.

Однако вторичные электроны (истинно вторичные электроны), возникшие в приповерхностном слое, обладают достаточно большой энергией и, преодолевая потенциальный барьер, покидают металл. Кроме того, коэффициент вторичной эмиссии зависит от угла падения первичных электронов α (рис. 14б) согласно формуле:

δ e (α ) = δ e (0)cosβ α , где β= 1.3 – 1.5.

Детальное изучение энергетических спектров и угловых распределений вторичных электронов позволяет получить достаточно полную информацию об основных микроскопических характеристиках поверхности: составе, структуре, электронном строении.

ИНТЕНСИВНЫЕ ЭЛЕКТРОННЫЕ ПУЧКИ

1. Вакуумный диод

Физические свойства пучков заряженных частиц широко используются в целом ряде разделов вакуумной электроники и представляют интерес для многих областей науки и техники. Создание направленных, управляемых пучков (потоков) заряженных частиц осуществляется при помощи разнообразных устройств, непременным атрибутом которых является источник заряженных частиц. Достаточно распространенным элементом такой системы, обеспечивающим получение интенсивного, хорошо сфокусированного пучка электронов является электронная пушка. Наиболее часто применяются термоэлектронные пушки, в которых первичным элементом является вакуумный диод.

Рассмотрим наиболее типичные процессы, влияющие на формирование тока в вакуумном диоде. Для простоты рассмотрим диод, образованный бесконечно протяженными плоскими электродами, один из которых является термоэмиссионным катодом. При отсутствии напряжения между катодом и анодом (внешняя цепь разорвана)

эмитированные с катода при температуре Те электроны заполняют объемным зарядом межэлектродное пространство и движутся к аноду с тепловыми скоростями. В таких

условиях, когда потенциал анода достигнет величины kTe , установится динамическое e

равновесие, при котором скорости эмиссии и поглощения электронов катодом будут равны. Распределение потенциала в межэлектродном пространстве при равновесии изображено на рис. 1(1). Подключение внешней цепи и подача напряжения на анод приводит к появлению тока в анодной цепи. В этих условиях даже малые значения

межэлектродном пространстве. Плавное увеличение анодного напряжения приводит к увеличению анодного тока. В этом случае происходят плавные изменения межэлектродного распределения потенциала. Положение минимума потенциала в межэлектродном пространстве при увеличении потенциала анода, как видно из представленных на рис. 1 зависимостей, смещается к аноду с одновременным уменьшением его абсолютной величины.

Рис. 1

Рассмотрим ВАХ диода (рис.2), соответствующую различным зависимостям распределения межэлектродного потенциала. Как видно из рисунка, ВАХ диода имеет различные характерные участки: область 3 соответствует таким значениям анодного тока,

при которых минимум потенциала приходится на анод; область 2 – в межэлектродном пространстве формируется потенциальная яма («виртуальный катод»), который смещается к катоду при повышении анодного напряжения; область 1 – область насыщения, в которой

dϕ 0 во всем межэлектродном промежутке.

dz

1 T1

I0

3

Ua

U0

Рис. 2

Такая зависимость при постоянном значении тока эмиссии (Тк - const) объясняется увеличением числа электронов, достигающих анода при увеличении напряженности поля.

Если считать, что начальные скорости электронов, эмитированных с катода, равны нулю, т.е. энергия теплового движения электронов гораздо меньше энергии,

приобретаемой ими в межэлектродном промежутке, то в ВАХ будет отсутствовать область 3, так как наличие потенциальной ямы (отрицательного поля) у поверхности катода не позволило бы ни одному электрону достичь анода. Таким образом, в зоне пространственного заряда, на кривой распределения потенциала (рис. 1), не будет наблюдаться минимум. Плавное возрастание тока анода с увеличением анодного напряжения свидетельствует о том, что поле у поверхности катода имеет нулевое значение независимо от величины пропускаемого тока, так как при Е>0 во всем промежутке, ток достигал бы значения насыщения скачком.

В случае движения заряженных частиц в вакууме, когда влиянием пространственного заряда можно пренебречь (объемный заряд мал) распределение потенциала в

решение уравнения Лапласа. Однако в большинстве приборов используются значительные токи и формируются объемные заряды такой плотности, что ими нельзя пренебрегать. Оказывается, что плотность тока в диоде не может превышать некоторого предельного значения. Причина ограничения плотности тока связана с действием пространственного заряда электронов, находящихся в диоде. При достаточно большой плотности тока поле у катода сравнивается с направленным противоположно внешним полем и эмиссия электронов из катода прекращается. Для определения зависимости тока от анодного напряжения и распределения потенциала в межэлектродном пространстве системы плоских электродов без учета тепловых скоростей необходимо воспользоваться уравнением Пуассона. В предположении плоского диода, когда расстояние между электродами d значительно меньше их линейных размеров, можно приближенно считать,

что параметры потока зависят лишь от одной переменной z (расстояние от катода). В

стационарном режиме сохраняется плотность тока: j = −ρυ = const , так как в любой точке z заряд не накапливается и не исчезает. Скорость электрона в межэлектродном