Щука А.А. Электроника (2005) (1152091), страница 13
Текст из файла (страница 13)
Термоэлектронная эмиссия Т ермоэхекглроляая эхиюсэя — это явление испускания электронов нагретыми телами в вакуум или в лругую среду. ))ля преодоления потенциального барьера на границе "твердое тело †ваку" необходимо, чтобы их энергия была больше работы выхода электронов. Зн, начение тока термоэлектронпой эмиссии поверхности в вакуум при температуре Т(К) определяется формулой Ричардсона — дешмана: УГТ) = х!7'Г! — г)ехр~ — <р(Т)74Т1, ГЗ.!) где Л вЂ” постоянная величина, для металлов определяемая как А = !20,4 Лтсм К', й-- по .
остоянная Больцмана, г коэффициент отраженна электронов от потенциального барьера на границе "твердое тело--вакуум", 7' — температура, К. Часть ). Вакуумная и плазменная электроника Работа выхода электРонов <Р зависит как от темпеРатУРы, так и от состоЯниЯ змнтиРУю- шей поверхности, наличия на поверхности адсорбированных атомов и молекул. 7(<<я эмиттеров на основе собственных полупроводников формула Ричардсона.— 7(ешма- па принимает следуюший вид; /(Т) = АкТ (! — г)ехр -Ч,(Т)77<Т3, (3.2) где,)л = А (1 - г) ехр(- а 7 7<), а — температурный коэффициент работы выхода при темпе- ратуре эмиссии, <рк- — экстраполированная к Т= О 'К величина <з(7). Вся комбинация сомножителей называется ричардсоновской постоянной термоэмнс- сии А, Уравнение (3.2) лп<жно записать в анде: з„1 7.— А,,Т ехр~- — '~, и' (3.3) (3.4) 7(ля определения величин Ал и <рк из экспериментальных данных применяется так назы- ваемый "метод прямых Ричардсона".
После десятичного логарифмирования формулы (3.4) она приобретает вид: )й! —;~ = )(г(А,) — <р,— 7 =,т'~ '' ' Т Зависимость 7(7), построенная в координатах у =- )я(77 Т ) и х = 5040 7 7; представляет собой прямую, коэффициент наклона которой равен 4„, а отрезок, отсекаемый этой прямой на осп оРдинат, численно Равен )й(Ак). Коэффициент наклона РичаРдсоновской пРЯмой лает значение <зл непосредственно в злектронвольтах (рис.
33). Рермозлектронная эмиссия неоднородных по значению работы выхода электронов Ч< поверхностей, именуемых "пятнистыми", вычисляется по >равнению Ричардсона -- 7(ешмана при условии введения усредненных характеристик эмиссии Л, 4<„. ))ол действием внешнего ускоряющего электрнческо<о поля поннжае<ся потенциальный энергетический барьер, вследствие чего уменьшается работа выхода электронов на вели<<я чину <Зф —. <7 Е '. Это так называемый эффект Шоп.ки, бла<-одаря которому растет змис< сионный электронный ток.
Величина Е не должна превышать значения )О Втсм, при котором начинается автоэлектронная эмиссия. При создании электрического поля у поверхности полупроводников наблюдается не только понижение внешнего потенциального барьера, но и проникновение электрического поля внутрь полупроводника ! лубина проникновения злелтрического поля зависит от концентрации свободных зарядов. Это приводит к значительно большел<у влиянию электрического поля на работу выхода элсктронон из полупроводников, чем у металлов где А„ — ричардсоновская термозлектронпая постоянная, а <р„ -- ричардсоцовская пли термозлектронная работа выхода.
Связь между истинной, эффективной и ричардсоновской работами выходов определяется выражением: З, Вакуумная электроника Рис. З.З. Метод "прямых Ричардсона": теоретическая прямая и экспериментальные точки иллюстрируют зависимость 100( тг) от 5040 Г Т 3.2.2. Фотоэлектронная эмиссия Фотоэлектронная зилсгил или внешний фотозффекп~ — это явление испускания электронов под действием квантов электромагнитного излучения. фотоэлектронная эмиссия была открыла в 1337 году немецким физиком Генрихом Рудольфом Герцем.
В 1888 году русский ученый Александр Григорьевич Столетов, ал-гивно исследовавший явление фотоэффекта, установил пропорциональность тока фотоэлектронной эмиссии интенсивности светового потока. Закон Слголетова гласит: при неизменном спектральном составе излучения сила тока фотоэмиссии (т. е. количество эмитируемых в единицу времени электронов) пропорционатьна интенсивности падающего излучения. В 1905 году немецкий физик Альберт Эйнштейн установил закон сохранения энергии для фотоэлектронов в виде: Ь =у+ Е„„„,„„,, (3.5) "де й — постоянная Планка, ~р — работа выхода электронов, Е„„, „„,„- максимальная кинетическая энергия эмитированных электронов. Из этого соотношения следует, что максиь имальная кинетическая энергия эмитируемых электронов не зависит от интенсивности изл зтучения при неизменном спектральном составе излучения и линейно возрастаег с его частотой Есл ли кинетическая энергия эмитированных электронов близка к нулевому значению, то знач ление частоты г †.
1, называется пороговой, а соответствующая ей длина волны излучеии ии" йа — краснои или длинноволновой границей внешнего фотоэффекта, Вне г оргию кванта электромагнитного излучения (фотона) удобно выражать во внесистемиы ых единицах (электронвольтах и микронах): )гт(зй) =- Ц) =1,24/Х (мкм] Часть !. Вакуумная и плазменная электроника или (3.7) 1,24/Л[чкм) =2,84х10 г (м/с)+гР(эВ). Нз выражения (3,5) видно, что при предельном условии 1„„, = 0: Ьс)Лч =гз, (3.8) где )м —. длинноволновая граница фотоэффекта; д — работа выхода фотоьа~ ода. В лгеталлах положение уровня Ферми, определяющее рабозу выхода, совпадает с наивысшим заполненным уровнем, с которого и происходит фотоэмиссия.
В 1931 году английский физик Ральф 1 овард Фаулер построил полуфеномеиологнческую теорию фотоэмиссии металлов. В основе этой теории лежит предположение, что у электронов, поглотивших энергию фотона, энергия увеличивается, что эквивалентно понижению высоты поверхностно1о потенциального барьера. Г!равеля выкладки в том жс порядке, как и при выводе уравнения Ричардсона для термозлектронной эмиссии, можно получить выражение для плотности тока фозоэмиссии: (3.9) ' /е = аА(1 — ')Г Г(Л), Лн Лир где Л=- ', и,— пороговая частота, )с — — постоянная Больцмана, )г — постоянная )г'Г Планка, а /(Л) = — ~~' ( — 1)" ехр(лЛ)/л', при Л< 0 или з < г„;, /(Л) = к/бч Л/2+~ ~!'-!)" ехр(-пЛ)/и, при Л> 0 или гй г,.
Величины А, г и Т соответствуют значениям величин в формуле Ричардсона — - Дещмана. Заметим, что при г =1ь значение/(Л) = к!! 2. В полупроводниках уровень Ферл~и находится в запрещенной зоне, а наивысший заполненный уровень, с которого происходит фотоэмиссия электронов, соответствует верхней границе валентной зоны Е,. Порог фотоэффекта или минимальная энергия, которую нужно сообщить электрону, чтобы перевести его иа уровень вакуума, соозвегствует энерпги от потолка валентной зоны до уровня вакуума.
Другими словами, порог фотоэффекта полупроводников равен сумме ширины запрещенной зоны Ь;, и энергии электронного сродства Е„; йт=Е, ~-):"„. Работа выхода электронов из полупроводников равна разности энергетических уровней от вакуума до уровня Ферми е = Ея — Еь. На рис. 3.4 представлены энергетические диаграммы собственного полупроводника (!), а также полупроводника с электронной (и) и дырочкой (р) проводимостью. Фотозмиссия из металлов связана с поглощением фотонов электронами проводимости. Фотоэлектронная эмиссия полупроводников определяется процессами возбузкдения электронов из валентной зоны, либо с уровней, связанных с донориой или акцепторной примесями.
Фотоэлектронную эмиссию можно интерпретировать как результат трех последователь. ных процессов. На первой стадии поглощается фотон и появляется возоужденный электрон с энергией выше средней. 11а второй стадии возбужденный электрон движется к по. ч Вакуумная электроника всрхности, рассеивая часть энергии на других электронах, на дефектах кристаллической епгетки, а также на фононах. На третьей стадии электрон преодолевает потенциальный барьер на границе раздела. Рнс. 3.4, Энергетические диаграммы полупроводника с собственной, электронной н дырочной проводимостью Важной количественной характеристикой фотоэлектронной эмиссии является квантовый выход й или число эмитированных электронов, приходящихся на один фотон, падающий на поверхность.
Квантовый выход электронов из металлов в видимой и ближней УФ-области спектра составляет й = 10 электронйфотон. Лля полупроводников величина й, главным образом, определяется процессами рассеяния энерг ии элен-тронов при их движении к г.раннце раздела, а также начальной энергией фото»ов. Эффективные фотокатоды имеют квантовый выход ч = О,! электронтфотон. ггри большой интенсивности падающего излучения возникает мпотофотонная фотоэлектронная эмиссия. Она связана с одновременным поглощением электроном двух и более фотонов, Эмитировщгные в результате фотоэффекта электроны несут в себе информацию об энергии и спине электрона в твердом теле. Эта информация позволяет определить электронную стРуктуру твердых тел, состояние их поверхности, направленность валентных связей вРемя жизни возбуккденных электронов и дырок, квантовый выход и другие парамет- Ры твердого гела.
З.2 3. Вторичная электронная эмиссия йгпо личная электронная эмиссия — это явление испускания твердылги телами вторичных эпект ктронов при их бомоардировке псрвичными электронами. Поток ок вторичных электронов складывается из упруго и неупруго отраженных первичных зггект тронов и истинно вторичных электронов.
Вторичные электроны имеют непрерывный энерг. Ргегический спектр от нуля до энергии первичных электронов. На рпс. 3.5 приведено Раси е, 'Ределение вторичных электронов по энергиям, эмитируемых вольфрамолг Об„„, В асть спектра / соответствует»пруго отраженным первичным электронам, облазь ггеупруго отраженным первичным электронам, и область тП характеризует энергетн- Часть!. Вакуумная и плазменная электроника ческий спектр истинно вторичных электронов. Каждое явление характеризуется своим коэффициентом: (3 г — коэффипиент упруго отраженных электронов, равный отношению числа упруго отраженных электронов к числу первичных электронов; Д к) — коэффициент неупругоотражениых электронов, равный отношению числа неуп- руго отраженных элелтронов к числу первичных электронов; ") б-- коэффициент истинной вторичной электронной эмиссии.
равный отношению числа истинно вторичных электронов к числу первичных»лектронов. Полный коэффициент втори ~ной электронной элкиссии о определяется соотношением: и .=- г ь г1 и Б (3.10) Все составляющие коэффициента втори шой электронной эмиссии в первую очередь зависят от величины работы выхода электронов, а также от параметров пучка первичных электронов и свойств эмиттера В диэлектриках и эмитгерах с широкой запрещенной зоной и малылк сродством к электрону коэффициент о имеет значение порядка 1ОО. Рис. З.а.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
