Електронна емісія. Катоди

1. Види емісій заряджених частинок

Для одержання вільних заряджених частинок (електрони, іони) використовуються різні види електронної і іонної емісії.

Емісією заряджених частинок називають явище випускання електронів або іонів з поверхні речовин при фізичній дії на цю речовину. В більшості випадків в якості емітерів електронів використовують кристалічні тверді тіла: метали, напівпровідники, плівкові шарові структури; в якості емітерів іонів – плазма.

Діяти на емітер можна різними способами: нагрівом, потоком фотонів, бомбардуванням прискореними електронами і різними атомними частинками, сильним електричним полем, механічною дією.

При цьому виникають такі види емісії:

Термоелектронна, фотоелектронна, вторинно-електронна, геонно-електронна, автоелектронна, вибухова-електронна, екзо-електронна.

2. Енергія електронів в твердому тілі

Твердотільні джерела заряджених частинок, які використовуються в електронній техніці, мають кристалічну структуру. В них атоми розташовані в вузлах просторової решітки і вазємопов’язані між собою завдяки узагальненню валентних електронів (валентиний зв’язок)

В металах валентні електрони слабо пов’язані з ядрами атомів, тому вже при кімнатній температурі сходять зі своїх орбіт і вільно переміщуються по всьому об’єму кристалу. Валентні електрони у вигляді хмарки хаотично переміщуються в міжатомному просторі і належать всьому кристалу в цілому. Концентрація вільних електронів в металі має порядок 10^28 – 10^29 м^(-3) і це визначає велику електропровідність і теплопровідність, а також добрі екрануючі властивості металів по відношенню до зовнішніх електро-статичних полів.

У власних бездомішкових напівпровідниках концентрація носіїв зазвичай не перевищує 10^23-10^24 м^(-3), тому їх електричні і теплофізичні властивості суттєво відрізняються від відповідних властивостей металу.

Яку ж енергію мають електрони в твердому тілі?

Відповідно до квантової теорії в ізольованому атомі електрони можуть мати не будь-які, а тільки деякі «дозволені» значення енергії і магнітного моменту (квантові стани). При об’єднанні атомів в кристалічну решітку між ними виникає взаємодія, в результаті чого відбувається «розщеплення» дозволених рівнів кожного атома і створення енергетичних зон.

В металах енергетичні зони сусідніх атомів зазвичай перекриваються і створюють неперервну зону дозволених значень енергії електронів. В напівпровідниках і діелектриках дозволені енергетичні зони віддалені одна від одної «забороненими».

Загальне число дозволених значень енергії в кристалі перевищує число валентних електронів. Енергетично найбільш вигідними рівнями є самі низькі.

Але оскільки, у відповідності з принципом Паулі, на одному рівні не може одночасно знаходитись більше двох електронів (з протилежно направленими спінами), тому електрони в кристалі навіть при Т=0 К займають широкий діапазон енергій. В металі вони заповнюють нижню частину загальної зони дозволених рівнів від нуля до деякого максимального значення Е_ф – рівня Фермі, а верхня частина залишається незаповненою. В напівпровідниках і діелектриках електрони заповнюють всі рівні нижніх зон, а верхні зони залишаються вільними.

При підвищенні Т електрони з нижньої зони можуть перейти у верхню.

Домішкові напівровідники

Вироджені і не виродженні колективи частинок (приклади)

Дозволені енергетичні стани можуть бути заповнені електронами, або залишатись вільними.

Як розподіляються електрони за енергіями?

В кристалах з виродженим електронним газом (метали) розподіл електронів за енергіями описується статистикою Фермі-Дірака.

Як видно з графіків, навіть дуже при низьких Т велика кількість електронів мають достатньо велику внутрішню енергію. З цієї причини початкове підвищення температури тіла від абсолютного нуля впливає тільки на ті електрони, які знаходяться поблизу рівня Фермі і можуть переходити на більш високі незайняті енергетичні рівні. А ті електрони, що займають низькі енергетичні рівні, не можуть зразу перейти на вищі рівні, тому що вони зайняті іншими електронами. Тільки значне підвищення температури дозволить приймати участь у цьому процесі всім електронам. Але для більшості металів така температура вища їх температури плавлення, тому в реальних емітерах далеко не всі електрони переходять на більш високі рівні.

Для оцінки емісійних властивостей емітера важливо знати кількість електронів, які мають до його поверхні компоненту швидкості Vх, тому що тільки вони можуть виходити у вакуум.

Розрахунки показують, що електрони з достатньо великими значеннями енергії розподіляються за Максвелівським законом.

Поверхневий потенціальний бар’єр і робота виходу електронів

Незважаючи на наявність у металі при Т= 0 К великої кількості вільних електронів з достатньо високою внутрішньою енергією Е_ф , виходу електронів зовні (вакуум) практично не спостерігається не тільки при нульовій, а навіть при кімнатній (Т=290 К).

Цьому заважають електричні сили, які виникають між електронам, які вилетіли з металу, і не скомпенсованим позитивним зарядом іонів кристалічної решітки. Відповідно на границі (межі) металу існує сплеск потенціальної енергії у вигляді електричного потенціального бар’єру, висота якого перевищує рівень Е_ф . Тому, щоб вийти з металу, електрон повинен мати енергію достатню для виконання роботи для подолання потенціального бар’єру.

Для виходу з металу електрона з мінімальною енергією (розміщеного біля дна заповненої зони), здійснювана робота буде максимальною – повна робота виходу.

Розрахуємо силу дзеркального відображення між зарядами +е і –е. Цей розрахунок не придатний, якщо електрон знаходиться на відстані х₀ , співрозмірною з міжатомною відстанню ~10^(-10) м.

З такої відстані поверхня металу являє собою верхній шар іонів решітки, занурений у сукупність електронів, що частково намагаються вилетіти з металу, але не володіючих достатньою енергією або необхідною спрямованістю і тому вони повертаються назад. В результаті над верхнім шаром іонів решітки створюється достатньо густий шар (хмарка) електронів.