Магистерская программа «Прикладная физика и физическая информатика» Дисциплина: физическая электроника кредит icon

Магистерская программа «Прикладная физика и физическая информатика» Дисциплина: физическая электроника кредит


Смотрите также:
Программа-минимум кандидатского экзамена по специальности 05. 27...
Учебная программа Дисциплины р3 «Высокочастотная релятивистская электроника» по направлению...
Учебная программа дисциплины «Физическая механика сплошных сред» Бакалавриат 010600 (СД. В. 01...
Весь курс фокусируется на «физике» с самого начала...
Рабочая программа дисциплины «физическая химия»...
Учебная программа Дисциплины р6 «Сканирующая зондовая микроскопия» по направлению 011800...
Магистерская программа "Физическая география и природопользование" Время Нед. Дисциплина...
Учебная программа Дисциплины р2 «Основы дифракционного структурного анализа» по направлению...
Рабочая программа дисциплина «физическая химия» Специальность...
Рабочая программа по дисциплине: Частная патология Специальность...
Рабочая программа дисциплины физическая культура Степень выпускника...
Учебно-методический комплекс дисциплины физическая реабилитация (наименование дисциплины)...



Загрузка...
страницы:   1   2   3
скачать
«ФИЗИЧЕСКАЯ ЭЛЕКТРОНИКА»


1.1 Направление: магистерская программа «Прикладная физика и физическая информатика»

Дисциплина: ФИЗИЧЕСКАЯ ЭЛЕКТРОНИКА


Кредит: 8


Статус дисциплины: СДМ (специальные дисциплины, обязательная)

(9, 10 семестр магистратура, лекций – 72 часа, лабораторные (практические занятия) – 72 часа, самостоятельная работа студентов – 144 часа, зачет по лабораторному практикуму в семестр, два экзамена, контрольное практическое задание или курсовая работа (по выбору).

лаборатории: 253, 255 - научно-учебная лаборатория «Физическая электроника-I», 6 - научно-учебная лаборатория «Физическая электроника-II».

^ Часы консультаций: по назначению.

Преподаватель: к.ф.м.н., доцент Андреев Виктор Викторович

Телефон: 955-08-13, 955-08-27

Email: vvandreev@mail.ru

^

2.1 Описание курса


Цель курса – Цель курса «Физическая электроника» заключается в приобретении студентами глубоких и современных знаний о закономерностях электронного строения вещества и рассмотрении на этой основе его электромагнитных характеристик, физики полупроводников, различных видов эмиссионной и вакуумной электроники, физики и техники ускорителей, генерации и усиления электромагнитных сигналов.

Основные задачи курса:

  • развитие у студента навыка анализа процессов и их взаимосвязей, происходящих при изучении сложных физических явлений;

  • изучение прикладных аспектов дисциплины, затрагивающих наиболее динамично развивающиеся направления прикладной физики;

  • приобретение студентами знаний и практических навыков для самостоятельной работы в рамках магистерской программы;

  • понимание студентом роли и места «Физической электроники» в ряду физических и технических наук.



^ ЭМИССИОННАЯ ЭЛЕКТРОНИКА


3.1. Электронная эмиссия

Электроны проводимости свободно перемещаются по всему металлу. Их выходу наружу препятствуют силы, действующие у поверхности металла. В результате разнообразных внешних воздействий происходит процесс испускания электронов в вакуум, когда электрон приобретает энергию, достаточную для преодоления потенциального барьера, существующего на границе вещество-вакуум. В зависимости от типа внешнего воздействия различают следующие основные виды электронной эмиссии:

  • фотоэлектронную эмиссию;

  • термоэлектронную эмиссию;

  • автоэлектронную эмиссию;

  • вторичную электронную эмиссию;

  • ионно-электронную эмиссию.

Во всех указанных явлениях электронно-эмиссионные свойства вещества определяются, в основном, распределением по энергии свободных электронов. Интенсивная эмиссия — это выход достаточно большого количества электронов в единицу времени через единицу площади поверхности, отделяющей вещество от вакуума.

Металлы являются кристаллическими телами, где электроны, находящиеся на внутренних оболочках, остаются связанными с ядром своего атома, а, слабо связанные валентные электроны, как бы обобществляются, т.е. оказываются связанными не с конкретными атомами, а со всей системой («электронный газ») и могут, при определенных условиях, квазисвободно перемещаться. Количество частиц, образующих электронный газ, может быть оценено исходя из числа узлов кристаллических решеток в единице объема вещества. Оно составляет величину порядка 1022 – 1023. Таким образом, с точки зрения интенсивной эмиссии, металлы, являясь «резервуаром» с большим количеством свободных электронов в единице объема, обладают неоспоримым преимуществом.

В разделе 2.3 были рассмотрены основные положения зонной теории строения металлов. Энергетическая диаграмма в модели электрона, находящегося в потенциальной яме, напоминает картину жидкости, налитой в стакан (рис. 3.1а). Дно зоны – дно зоны проводимости. Потенциальная энергия электрона вне металла полагается равной нулю, а внутри металла она отрицательна. Для того чтобы электрон мог покинуть металл, его кинетическая энергия должна быть больше глубины потенциальной ямы Up. Концентрация электронов, обладающих энергиями в интервале от ε до ε+, описывается формулой: , где - функция плотности энергетических состояний, - среднее число частиц с данной энергией (распределение Ферми-Дирака), - энергия Ферми (максимальная энергия, которой могут обладать электроны в отсутствие теплового движения). При температуре абсолютного нуля и ε>UF в металле нет электронов с энергией больше UF, а при ε<UF (рис. 3.1б). С повышением температуры в распределении частиц появляется небольшая часть электронов, обладающих энергиями, превышающими UF (обычно kT<<UF: при комнатной температуре kT1/40 эВ, UF порядка нескольких эВ). Энергию, равную разности между глубиной потенциальной ямы Up и уровнем Ферми UF , называют работой выхода электрона из металла и обозначают Φ= (е — заряд электрона, φ - потенциал выхода). При конечных значениях температуры энергетическая граница размывается, и часть электронов с энергией, превышающей работу выхода, может покинуть металл. Этот процесс перераспределения электронов по энергии приводит к возможности замены распределения Ферми-Дирака максвелловским распределением. Например, для вольфрама UF =8 эВ при температуре Т = 2000 К, представляющей практический интерес (рабочая температура вольфрамового катода), отношение UF/kT = 40. Для электронов с энергией, превышающей UF хотя бы на 10%, величина . Вэтом случае в выражении для распределения Ферми-Дирака можно пренебречь единицей. Тогда , что соответствует распределению Максвелла. Таким образом, при термоэлектронной эмиссии, катод покидают наиболее быстрые частицы, при этом их распределение можно описывать согласно статистике Максвелла-Больцмана.

Газокинетическое давление электронного газа внутри металла можно оценить, исходя из средней энергии свободных электронов, которая может быть получена путем усреднения по распределению Ферми-Дирака в пределах от нулевой энергии до уровня Ферми . При плотности электронного газа 1023 см-3 и Т=300 К давление составит величину порядка 109 Па. Такое гигантское внутреннее давление не приводит к разрушению кристаллической структуры металла ввиду того, что на границе металл- вакуум существует потенциальный барьер, который препятствует выходу электрона. Его существование обусловлено двумя факторами (рис. 3.2):

  • наличие двойного электрического слоя, образованного граничным рядом узлов кристаллической решетки;

  • уход электрона из металла приводит к наведению в нем положительного заряда.

Высота барьера по порядку величины может быть оценена исходя из выражения: , где а – ширина двойного электрического слоя. Таким образом, полная работа выхода различна не только для разных металлов, но и, в значительной степени, определяется кристаллографической ориентацией грани монокристалла, с которой происходит эмиссия электронов (рис. 3.2).

В таблице приведены значения работы выхода, усредненной по различным кристаллографическим граням, для некоторых металлов:

Металл

Fe

Ba

Ca

Ta

Ni

Mo

W

Работа выхода, эВ

4,25

2,11

2,24

4,07

4,60

4,41

4,52


Ввиду того, что толщина двойного слоя по порядку величины совпадает с размерами атома, напряженность поля в слое достигает значений порядка 108В/см, что позволяет уравновесить гигантское внутреннее давление электронного газа.

Явление электронной эмиссии из металла будет наблюдаться, если электронам сообщена тем или иным образом энергия, превышающая высоту потенциального барьера. Этот процесс характеризуется плотностью тока эмиссии.


^ 3.2. Фотоэлектронная эмиссия

Явление испускания электронов поверхностью вещества под воздействием электромагнитного излучения называется фотоэлектронной эмиссией или внешним фотоэффектом. Поток электромагнитного излучения, частично проникая внутрь вещества, поглощается в нем и передает энергию электронам проводимости. В случае однофотонной эмиссии (фотон взаимодействует только с одним свободным электроном, отдавая ему полностью свою энергию), явление наблюдается, когда выполнено условие: , где - пороговая частота падающего электромагнитного излучения, начиная с которой фотон может вырвать электрон из металла, - пороговая длина волны или красная граница фотоэффекта (рис.3.3а). Величина тока насыщения пропорциональна величине светового потока - (рис. 3.3б).

Для внешнего фотоэффекта справедливо уравнение Эйнштейна: , где vmax - максимальная скорость фотоэлектронов, которая связана с задерживающей разностью потенциалов UЗ соотношением . Таким образом, задерживающая разность потенциалов UЗ связана с частотой света соотношением: , где - потенциал работы выхода (рис. 3.4). Продолжение прямой до пересечения с осью ординат определяет потенциал выхода электронов из металла, а точка пересечения прямой с осью абсцисс дает граничную частоту фотоэффекта. Тангенс угла наклона прямой к оси частот определяется только постоянной Планка и зарядом электрона.

В таблице представлены экспериментальные значения для различных металлов. Разброс обусловлен тем, что работа выхода зависит от многих факторов: состояние поверхности, химическая чистота материала и др.

Металл

W

Mo

Ta

Na

Ba

Cs

(мкм)

230-290

280-380

260-300

580-690

540-780

900-1700


Из представленных в таблице данных и графических зависимостей (рис. 3.5), видно, что фотоэмиссия в видимом диапазоне характерна для щелочных металлов.

Законы фотоэффекта, установленные экспериментально и объясненные теоретически на основе фотонной теории света, сводятся к следующим основным положениям:

  • величина фототока насыщения Iфэ пропорциональна величине светового потока - (Рис. 3.3б);

  • существование длинноволнового порога фотоэффекта (Рис. 3.3а);

  • максимум энергии эмитируемых электронов определяется частотой излучения;

  • безынерционность – одномоментное (~10-9с) появление или исчезновение эффекта с падающим излучением.

Основными характеристиками фотоэмиссии являются величина квантового выхода и спектральная чувствительность. Квантовый выход определяется как отношение числа эмитированных электронов (Ne) к числу падающих на поверхность фотонов (Nф): . Величина квантового выхода зависит от рода материала и от частоты падающего на фотокатод света. Для монохроматического излучения с длиной волны λ квантовый выход определяется соотношением: .

При однофотонном фотоэффекте, когда энергия фотона порядка работы выхода, величина для чистых металлов не превосходит 10-2 эл./квант. Увеличение частоты падающего электромагнитного излучения выше порогового значения приводит к резкому увеличению величины , что связано с уменьшением отражательной способности металлов при .

Дальнейшее увеличение частоты приводит к возрастанию величины квантового выхода (рис. 3.5). При некоторой частоте на характеристике наблюдается максимум. Зависимость квантового выхода электронов от частоты света называется спектральной характеристикой фотокатода. Величина плотности фототока (однофотонная эмиссия) вблизи длинноволновой границы описывается параболическим законом Фаулера при Т= 0 К. Многофотонная эмиссия, когда в результате поглощения нескольких фотонов испускается один электрон, происходит при большой интенсивности света (>1012 вт/см2). Спектральная чувствительность фотокатода определяется как коэффициент пропорциональности между величиной фототока и величиной монохроматического светового потока: . Спектральная чувствительность фотокатода, как и квантовый выход, зависит от материала фотокатода (типа кристалла) и частоты падающего излучения. Зависимости фототока, чувствительности катода и его квантового выхода от длины волны падающего излучения или частоты этого излучения называются спектральными характеристиками фотокатода, которые определяются материалом фотокатода.


^ 3.3. Термоэлектронная эмиссия

Явлением термоэлектронной эмиссии (ТЭ) называется испускание электронов нагретыми телами (эмиттерами). Термоэлектронная эмиссия является одним из видов эмиссии электронов поверхностью твердого тела. В случае термоэлектронной эмиссии внешнее воздействие связано с нагреванием твердого тела. Источником энергии возбуждения электронов является энергия теплового движения решетки твердого тела. Основным недостатком металлических катодов является высокая работа выхода, что требует высоких рабочих температур. Например, для получения ТЭ заметной величины большинство тугоплавких металлов необходимо нагревать до температуры (2000 – 2500) К. Для выхода электрона из металла необходимо, чтобы его энергия была больше потенциального барьера. Однако этого недостаточно. Необходимо также, чтобы электрон с этой энергией мог двигаться перпендикулярно поверхности металла, имея ввиду то, что с какой бы скоростью ни двигался электрон параллельно поверхности, он никогда не покинет металл. Число электронов, эмитируемых при фиксированной температуре с единицы площади поверхности в единицу времени в перпендикулярном направлении, равно . Согласно квантово-механической теории, не все электроны выходят в вакуум. Есть вероятность отражения их от потенциального барьера. Поэтому вводится понятие прозрачности барьера D. Тогда плотность тока определяется формулой (формула Ричардсона-Дэшмена): , где индекс Т указывает на термоэлектронный характер эмиссии, а - средний коэффициент прозрачности потенциального барьера, и - работа выхода. Формула Ричардсона-Дэшмана носит универсальный характер. С помощью логарифмирования получаем: , где .

Зависимость от есть прямая линия. По пересечению этой прямой с осью ординат вычисляют , а по углу наклона прямой определяют работу выхода (рис. 3.6). Кроме полной плотности эмиссионного тока представляет интерес угловое распределение эмиссии, описываемое законом Ламберта: , где γ – угол эмиссии относительно внешней нормали к поверхности катода, – элемент телесного угла. Приложенное внешнее поле формирует параллельный пучок электронов, поэтому данная закономерность не может быть обнаружена экспериментально.

^ 3.4. Контактная разность потенциалов

При электрическом контакте двух металлических тел с разными значениями работы выхода на границе поверхности этих тел появляется электрическое поле: возникает контактная разность потенциалов (рис. 3.7).


Рассмотрим процессы, приводящие к ее возникновению. На рис. 3.8а представлены энергетические диаграммы двух незаряженных металлов с различным потенциалом работы выхода, изолированных друг от друга. В этом случае уровни вакуума у этих металлов совпадают, а уровни Ферми не совпадают. При электрическом контакте (рис. 3.8б) должно установиться равновесие. Электроны из металла с потенциалом φ2 начнут переходить в металл с потенциалом φ1. Это приводит к тому, что проводник, теряя электроны, заряжается положительно, а другой проводник, приобретая дополнительный отрицательный заряд, заряжается отрицательно. По мере перехода электронов уровни Ферми в металлах совпадут. Установившаяся разность потенциалов называется контактной разностью потенциалов.

Следовательно, контактная разность потенциалов определяется разностью работ выхода электронов из контактирующих проводников. Полученный результат справедлив для любых способов обмена двух материалов электронами, в том числе и путем термоэлектронной эмиссии в вакууме, через внешнюю цепь и т.д. Таким образом, возникающее электрическое поле необходимо учитывать при работе электровакуумных приборов.

Простейшим прибором для наблюдения эмиссии и ее сопровождающих явлений является вакуумный диод, состоящий из двух металлических электродов: эмитирующий – катод с потенциалом φк и собирающий – анод с потенциалом φА, помещенных в объем с низким давлением остаточных газов. К электродам подключен источник внешнего напряжения и между катодом и анодом образуется электрическое поле, действующее на электроны.

Типичная вольтамперная характеристика (ВАХ) вакуумного диода представлена на рис. 3.9. Если потенциалы работы выхода материалов катода и анода различны, то между электродами наряду с внешним приложенным напряжением существует контактная разность потенциалов. При наличии контактной разности потенциалов ВАХ в целом смещается по оси анодного напряжения влево или вправо в зависимости от соотношения между величинами φк и φА . Так, при φк < φА анод заряжен отрицательно относительно катода ВАХ, сдвигается на величину контактной разности потенциалов в сторону положительного потенциала. При ином соотношении между φк и φА направление сдвига ВАХ противоположно.

Из рис. 3.9 видно, что на участке выше U0 при увеличении разности потенциалов между катодом и анодом ток не выходит на насыщение согласно соотношению Ридчарсона-Дэшмана, а непрерывно возрастает. Это явление получило название эффекта Шоттки и обусловлено снижением потенциального барьера под воздействием приложенного внешнего электрического поля: С учетом тока термоэмиссии плотность тока определяется выражением:.

Таким образом, в результате эффекта Шоттки ток термоэмиссионного диода при 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 = 2.7 эВ, а плотность тока достигает 1.5 A/см2. У катодов Ba-W (= 1.6 эВ) , Cs-W (= 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.

удельная мощность накала – мощность накала, приходящаяся на единицу поверхности катода.

эффективность катода - отношение тока эмиссии к мощности накала.

ресурс катода - среднее время безотказной работы.

Основные характеристики типичных термокатодов представлены в таблице:

Тип

Материал

Рабочая температура, 0С

Плотность тока, A/см2

Металлический

W

2000 - 2300

0.7 – 1/5

Торированный

Th-W

2000

3

Оксидный

BaO3

650-900

1

Боридный

LaB6

1500 -1700

50



^ 3.5. Автоэлектронная эмиссия

Автоэлектронная эмиссия представляет собой испускание электронов из катода под влиянием сильного внешнего электрического поля со стороны вакуума. В эксперименте этот вид эмиссии происходит в электрических полях с напряженностью Е ≥ 106 В/см. Суть процесса в том, что при действии сильного внешнего электрического поля на границе металл-вакуум изменяется форма потенциального барьера (рис.3.10). В этом случае потенциальный барьер имеет конечную ширину. Согласно квантовой механике для электронов, находящихся в такой потенциальной яме, становится возможным туннельное прохождение сквозь потенциальный барьер. Чем уже и ниже потенциальный барьер, тем больше вероятность туннелирования электронов. Электроны, имеющие разную энергию ε, имеют и разную вероятность выхода из металла. Наибольшую вероятность выхода имеют электроны с энергией, близкой к энергии Ферми. Высота и ширина барьера существенно зависят от напряженности приложенного электрического поля Е: чем больше напряженность поля, тем ниже и уже барьер и тем больше эмиссионный выход электронов.

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

, где А – константа, определяемая свойствами границы раздела и структурой металла, величина , которая для металлов 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.

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. 3.11а представлена фотография острия-монокристалла W полученная с высоким разрешением (8Ǻ) в растровом микроскопе S900 (Hitachi), а на рис. 3.11б - многоострийная матрица с сотовым анодом современного плоского дисплея (радиус острия (20 -30 Ǻ), расстояние анод катод 1-2 мкм).


^ 3.6. 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. 3.12 представлена функция распределения 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: , 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. 3.13).

Для чистых металлов 0,5 < δмакс< 1,8, что соответствует энергии первичных электронов от 0,2 до 0,9 кэВ (рис. 3.14а). Малые значения коэффициента δ в металлах связаны со значительными потерями энергии вторичных электронов.

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. 3.14б) согласно формуле: , 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


4.1. 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 , установится динамическое равновесие, при котором скорости эмиссии и поглощения электронов катодом будут равны. Распределение потенциала в межэлектродном пространстве при равновесии изображено на рис. 4.1(1). Подключение внешней цепи и подача напряжения на анод приводит к появлению тока в анодной цепи. В этих условиях даже малые значения потенциала на аноде приводят к изменению распределения потенциала в 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. 4.1 зависимостей, смещается к аноду с одновременным уменьшением его абсолютной величины.

Рассмотрим ВАХ диода (рис. 4.2), 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 во всем межэлектродном промежутке.

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. 4.1), 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 межэлектродном пространстве (рис. 4.2, кривая 7) представляет собой 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: , так как в любой точке z заряд не накапливается и не исчезает. Скорость электрона в межэлектродном пространстве равна . Очевидно, что вблизи катода v минимальна, а ρ- максимальна. C учетом граничных условий и указанных выше предположений решение уравнения Пуассона (в режиме ограничения тока пространственным зарядом) позволяет получить связь между текущим через диод током (S – площадь поверхности электродов) и напряжением:. Это формула Чайлда-Ленгмюра (закон степени 3/2). Коэффициент P, равный для тока электронов , где Р выражено в , называется первеансом диода. Потенциал в межэлектродном пространстве диода распределен по закону: , а пространственный заряд описывается законом Ленгмюра-Богуславского: .

С учетом теплового разброса скоростей эмитируемых электронов закон Чайлда-Ленгмюра для плоской системы имеет вид: , ,

где Тк – температура катода. Значение φм определяется из уравнения: , где je - плотность тока эмиссии катода при рабочей температуре. Положение минимума потенциала (виртуального катода) определяется из выражения: , здесь j(А/см2).




Скачать 485.55 Kb.
оставить комментарий
страница1/3
Дата07.12.2011
Размер485.55 Kb.
ТипПрограмма, Образовательные материалы
Добавить документ в свой блог или на сайт

страницы:   1   2   3
отлично
  1
Ваша оценка:
Разместите кнопку на своём сайте или блоге:
rudocs.exdat.com

Загрузка...
База данных защищена авторским правом ©exdat 2000-2017
При копировании материала укажите ссылку
обратиться к администрации
Анализ
Справочники
Сценарии
Рефераты
Курсовые работы
Авторефераты
Программы
Методички
Документы
Понятия

опубликовать
Загрузка...
Документы

Рейтинг@Mail.ru
наверх