Білет 1

1.Термоелектронною емісією називається явище виходу (емісії) електронів із нагрітих тіл.

За законом Кулона сила дзеркального відображення

З електростатики відомо, що точковий заряд (яким можна вважати електрон), розташований на деякій відстані х від поверхні металу (рис. 1.1), взаємодіє з нею за законом дзеркального відбивання.

Повна робота виходу електрона з металу

Величина , що характеризує висоту потенціальногоного бар'єру на границі метал - вакуум, називається повною роботою виходу електрона.

Повна робота виходу по Ленгмюру

Дані про величину повної роботи виходу (висоту потенційного бар'єру) можна одержати тільки дослідним шляхом. Експериментально висота потенційного бар'єру може бути оцінена за допомогою дослідження дифракції електронів на кристалічній решітці даного металу . В результаті експериментів отримують значення для різних металів в межах 3,5-18 ев.

Розподіл електронів по енергіях в твердих тілах описується статистикою Фермі - Дірака.

- енергія електрона, відлічена від дна валентної зони.

Рис. 1.4. Розподіл електронів по енергіях в металі:

1- за статистикою Фермі при Т = 0°К;

2- за статистикою Фермі при Т > 0°К

3- за статистикою Максвелла – Больцмана.

Енергія Фермі це та найбільша енергія, якою володіють електрони в металі при абсолютном нулі температури. Цей рівень енергії називається рівнем Фермі.

2.Розряд на змінному струмі промислової частоти Розряд низького тиску

У кожен півперіод розряду в деякий момент відбувається «перезапалювання» розряду, що характеризується швидким зростанням сили струму і провідності плазми, тобто електронної концентрації . Оскільки це зростання обмежене параметрами зовнішнього ланцюга, то в деякий момент часу величина досягає максимального значення (цей момент не повинен збігатися з моментом максимуму струму (див. п. 2.5)), потім величина починає зменшуватися, і в деякий момент часу розряд гасне, що супроводжується спадом струму практично до нуля. У наступні півперіоди описана послідовність явищ повторюється.

Д ругий з основних параметрів плазми - електронна температура Те - також періодично змінюється з часом в умовах розряду на змінному струмі. Однак характер залежності докорінно відрізняється від . Дійсно, величина характеризує середню енергію електронів в плазмі відповідно за формулою

П ри врахуванні тільки двох типів процесів зіткнень електронів з частинками газу (збудження та іонізація) баланс електронної концентрації відповідно можна, в наближеному вигляді записати.

Р івняння балансу енергії електронів в умовах розряду на змінному струмі можна записати у вигляді

При низьких частотах (50 Гц) напруженість поля змінюється порівняно повільно (форма близька до прямокутної,), а електронна концентрація змінюєся в одній фазі з розрядним струмом. При цьому величини Nе і Е, а також концентрація метастабільних атомів Nm досягають тих же значень, що і в розряді на постійному струмі ( в цьому сенсі розряд є «квазістаціонарним»). З підвищенням частоти напруженість поля набуває більш виражену залежність від часу, наближаючись до синусоїдальної форми. Форма струму залишається близькою до синусоїдальної, як і форма залежності Nе(t), проте в ній з'являється явно виражений зсув по фазі між Nе(t) і i(t) (див. рис. 4, г). Це пояснюють інерційністю метастабільних атомів ртуті в плазмі, внаслідок якої їх концентрація Nm не змінюється синфазно з нулем; в той же час частота іонізації змінюється за півперіода горіння розряду, що обумовлює синфазну зміну величин E і Nе. рівняння для визначення «середньої» температури То:

Зміна напруженості поля визначається виразом (2.70), з якого випливає E t

Для концентрації

3.Власний напівпровідник. Енергетична діаграма

В цьому випадку умова нейтральності зводиться до рівності концентрацій електронів зони провідності і дірок у Валентній зоні. Тоді на підставі рівності виразів

з відки

Виявляється, що у діелектриків і чистих напівпровідників рівень Фермі розташовується в середині забороненої зони. (При врахуванні різниці в ефективних масах електрона і дірки в праву частину виразу входить доданок. Ця поправка проте дуже невелика, тому що kT навіть при T 1000° K менше 0,1 ев і - дробова величина.)

У правій частині рис. 1.14 показаний вид функції ймовірності Фермі, відповідно такому розташуванню рівня εf.

Енергетична діаграма діелектрика і власного напівпровідника; імовірність заповнення рівнів електронами

Білет №2

1.Рівняння термоелектронної емісії Річардсона Дешмана

Рівняння Річардсона - Дешмана:

J=AT²

де χ0 - відстань в енергетичній діаграмі від рівня Фермі до верху

потенціального бар'єру. Отже, рівняння Річардсона - Дешмана застосовується не тільки до

металів, а й до напівпровідникових катодів будь-якого типу.

Слід, однак, звернути увагу на те, що якщо в металів положення рівня Фермі можна було вважати, в першому наближенні, не залежних від температури і розглядати χ0 як константу для даного металу, то у напівпровідників положення рівня Фермі залежить від температури.

2. Розряд на змінному струмові змінної частоти при високому тиску газу

Як вказувалося стан плазми розряду високого тиску (порядку атмосферного і вище) істотно відрізняється - від розряду НТ, зокрема, зниженням ролі дифузійних і зростанням ролі рекомбінаційних процесів у деіонізації плазми, що веде до збільшення ступеня іонізації («щільності») плазми, оскільки швидкість рекомбінації на відміну від коефіцієнта дифузії

зменшується з підвищенням електронної температури. Підвищення щільності плазми обумовлює наближення її стану до термічно рівноважного, що дозволяє застосувати термодинамічні методи опису плазмових процесів. Однак стосовно до розряду на змінному струмі використання цих методів викликає труднощі, оскільки зміна параметрів плазми з часом неминуче викличе відхилення від стану локальної термодинамічної рівноваги .

3. Розподіл електронів по енергіях в діелектриках і напівпровідниках

У діелектриків характерна особливість енергетичної діаграми складається в тому, що зона повністю заповнених при T = 0К рівнів валентних електронів (з верхньою границею εi-) відділена від дозволених вільних рівнів (з нижньої межі-цею εпр) широкою (кілька електрон-вольт) забороненою зоною (рис. 1.14).

Рис. 1.14. Енергетична діаграма діелектрика і власного напівпровідника; імовірність заповнення рівнів електронами \

Відсутність вільних рівнів у валентній зоні призводить до того, що зміна енергії електронів під дією електричного поля затруднена, що і визначає ізоляційні властивості такої речовини.

Перехід електронів з рівнів заповненої зони на рівні вільної зони підвищує електропровідність: по-перше, наявність тут великого числа вільних рівнів дозволяє електронам змінювати свою енергію під дією електричного поля, звідси і назва цієї зони - зона провідності, по-друге, перехід електронів на рівні зони провідності приводить до утворення вільних, «вакантних», рівнів в заповненій зоні, що дає деяку можливість електронам заповненої зони змінювати свою енергію під дією електричного

поля.

Білет №5

1.Експерментальне визначення констант рівняння термоелектричної емісії оксидного катода.

Цей вираз показує, що залежність ⁄ від 1/T повинна зображатися на графіку прямою лінією

Пряма відсікає на вертикальній осі відрізок, рівний InВ, і нахилена до горизонтальної осі під кутом α, що визначається співвідношенням

Таким чином, визначення констант рівняння термоелектронно] емісії оксидного катода зводиться до вимірювання щільності струму емісії катода при декількох значеннях температури та побудові прямої Річардсона:

2.Класифікація розрядів. Несамостійний і самостійний розряди.

Електричні розряди в газі поділяють на несамостійні і самостійні.

Несамостійним називають електричний розряд, для підтримання якого потрібна емісія електронів з катода або утворення заряджених частинок в розрядному проміжку під дією зовнішніх чинників (нагрів катода,

опромінення катода або газу в розрядному проміжку світлом, рентгенівським або радіоактивним випромінюванням та інше).

Розряд стає самостійним, якщо один електрон, що виходить з катода, породжує таку кількість іонів, яка, приходячи до катода, знову вибиває з нього не менше ніж один електрон.

Для підтримки самостійного електричного розряду не потрібне утворення заряджених частинок під впливом зовнішніх чинників. Тут генерація і рух зарядів у розрядному проміжку відбувається тільки за рахунок енергії електричного поля, діючого між електродами - катодом і анодом.

3. Область об*ємного електричного заряду та електричного поля на межі р-n переходу

Мал. 11.12. Схема утворення електричного поля на межі розділу електронного і діркового напівпровідників:а) утворення області, об'ємного заряду, б) утворення поля в області об'ємного заряду. Фізична картина виникнення p n переходу на межі розділу електронної та діркової областей германію приведена на рис.11.12. Концентрація електронів і концентрація дірок по той і по інший бік від межі розділу значно різняться. Електрони прагнуть проникнути в діркову область , де концентрація електронів значно нижче. Дірки переміщаються з діркової області в електронну. Це переміщення зарядів також викликано тепловим рухом. Зустрічний рух протилежних за знаком зарядів являє собою дифузійний струм. Електрична нейтральність напівпровідника порушується: з одного боку, електрони і дірки, переходячи через границю розділу, залишають після себе нерухомі іони донорів і акцепторів, з іншого боку, збільшується концентрація електронів в діркової області і концентрація дірок в електронній області. В результаті діркова область стає зарядженою негативно, а електронна область - позитивно. Між областями виникає електричне поле, створене двома шарами об'ємних зарядів (рис. 11.12). Так, поблизу границі розділу електронної та діркової областей напівпровідника

виникають області позитивного і негативного.

Білет №6

1 Вплив зовнішнього прискорюючого поля на термоелектронну емісію металів.

З ростом анодного напруги розподіл потенціалу змінюється, анодний струм збільшується, і при деякому значенні анодної напруги, що відповідає точці а, всі емітовані катодом електрони досягають анода. При цьому анодний струм Ia стає рівним емісії катода Iек. Подальше збільшення анодної напруги не повинно супроводжуватись збільшенням анодного струму, оскільки емісія катода використана повністю. Має настати так зване насичення.

Після досягнення струму насичення наступне збільшення анодної напруги супроводжується зростанням, хоча слабким, анодного струму (ділянка ab).

Це відбувається тому що, при збільшенні напруги Ua з'являється прискорююче електричне поле в прикатодной області яке збільшує емісію катода. Вище вказувалося, що електрон, який виходить з катода піддається впливу гальмівної сили F біля поверхні катода

Рис.1,8 Криві потенціального бар’єру біля поверхні металу

1 - при відсутності зовнішнього електричного поля; 2 - при енергії, що надається електрону зовнішнім прискорюючим полем; 3 - за наявності зовнішнього прискорюючого поля

Нехай тепер біля поверхні катода діє зовнішнє прискорююче поле. Припустимо, що поле однорідне, тобто має постійну напруженість Е. Це поле, діючи на електрон з постійною силою еЕ, зменшить на величину еЕх висоту потенціального барєру, при переміщенні електрона на відстань х від катода. Побудувавши пряму 2, що має ординати еЕх і віднімаючи її ординати від ординат кривої 1, отримаємо криву 3 потенціального бар'єру при наявності прискорюючого електричного поля.

2 Теорія лавинних процесів. Явище газового підсилення.

Якщо до електродів газорозрядної трубки прикласти напругу, що поступово збільшується, то в ній виникне струм, який швидко, вже при напрузі в одиниці вольт, досягне насичення, оскільки концентрація носіїв заряду в об'ємі і густина струму емісії катода, викликані впливом зовнішніх чинників, дуже малі. Густина струму насичення 10-14 – 10-12 А/м2. Цей режим проходження струму певною мірою аналогічний до процесів у вакуумному діоді з тією різницею, що наявність газу створює деяку перешкоду для руху

носіїв заряду. Однак, якщо продовжувати підвищувати різницю потенціалів між електродами, то при досягненні значень, які дорівнюють потенціалу іонізації Ui газу, знову настане збільшення струму. Це явище, зумовлене процесом ударної іонізації газу, називають явищем газового підсилення.

Припустимо, що з катода під дією зовнішніх чинників виходить щосекунди νeк електронів. Рухаючись в електричному полі, вони нагромаджують енергію і, стикаючись з атомами газу, іонізують їх. Позитивні іони, що з'являються при цьому, рухаються до катода, а електрони (що вийшли з катода і новоутворені) — до анода. Продовжуючи нагромаджувати енергію, електрони знову іонізують газ. Так розвивається електронна лавина,

Ц е означає, що через переріз, що на деякій відстані х від катода, щосекунди буде проходити νex електронів, причому νex>νeк. Через переріз, розташований на відстані x + dx від катода, буде проходити νex + dνex електронів, де dνex - кількість електронів, створених в шарі газу завтовшки dx.

3.Фізичні процеси при утворенні p-n переходу та його стркутура.

p n перехід представляэ собою шар, збіднений носіями заряду

Випадок різного ступеня легування електронної та діркової областей

називають випадком несиметричного переходу. Нерівність концентрацій основних носіїв призведе до того, що перетин, в якому концентрації електронів і дірок вирівнюються ( ), виявляється зміщеним в область більш низької концентрації домішок .

У результаті в деякому шарі діркової області, розташованому між перетинами, позначеними цифрами 1 і 2, за рахунок збагачення електронами і збіднення дірками тип провідності зміниться. Цей шар називають зазвичай інверсним шаром.

Таким чином, перетин, у якому змінюється тип домішок, у разі несиметричного переходу не співпадає з перетином, в якому вирівнюється концентрація електронів і дірок. З цієї точки зору розрізняють металургійний (точка 1) і фізичний (точка 2) переходи. У подальшій для простоти будемо припускати перехід симетричним і металургійний і фізичний переходи збігаються.

Фізична картина виникнення p n переходу на межі розділу

електронної та діркової областей германію приведена на рис.11.12.

Концентрація електронів і концентрація дірок по той і по інший бік від межі розділу значно різняться. Електрони прагнуть проникнути в діркову область , де концентрація електронів значно нижче. Дірки переміщаються з діркової області в електронну. Це переміщення зарядів також викликано тепловим рухом. Зустрічний рух протилежних за знаком зарядів являє собою дифузійний струм.

Білет №7

1.Фотоемісія . Розподіл фотоелектронів по енергіях. Явище фотоелектронної емісії було виявлено в 1887 р. Герцом. Він зауважив, що при освітленні іскрового проміжку розрядника світлом іскри другого розрядника, полегшується пробій іскрового проміжку. Г ерц встановив, що основну роль в цьому явищі відіграє ультрафіолетове випромінювання розряду.

Рис. 3.1 Схема дослідження фотоелектронної емісії Досліди показали, що струм в ланцюзі спостерігається тільки призазначеної на рисунку полярності джерела струму. Це означає, що струм створюється електронами, що виходять з катода під дією світла. Напруга між сіткою і катодом забезпечує їх рух у вакуумі від катода до сітки.

величина фотоструму пропорційна світловому потоку де Ф - світловий потік; к - коефіцієнт пропорційності, названий коефіцієнтом чутливості фотоелектронного катода.

Розподіл фотоелектронів по енергіях повиннозалежати від імовірності поглинання фотона електронами з даною енергією.Найбільш поширеним методом дослідження розподілу фотоелектронів поенергіях є метод гальмуючого поля. У цьому методі вимірюється фотострум зкатода на колектор С, що має негативний по відношенню до катода потенціал При плоских електродах умова досягнення електронами колектора записувалося б

як тобто було б визначено розподіл електронів за

складовими швидкостей в напрямі осі х, перпендикулярній поверхніелектродів.