2. Розподілвторинних електронів по енергіях.

Розподіл вторинних електронів по енергіях можна досліджувати методом гальмуючого поля. Для цього в принципову схему рис. 4.1 потрібно внести лише невеликі зміни: на колектор повинен подаватися відємний за величиною щодо вторинно-електронного катода потенціал. Вимірюючи струм вторинних електронів на колектор при різних негативних потенціалах і графічно диференціюючи криву І₂ = f(u)), отримуємо криву розподілу вторинних електронів по енергіях

2.При збільшенні коефіцієнта об”ємної іонізації α (наприклад,

підвищенням прикладеної до електродів напруги) член γ^{(еаа -1)} знаменника стане дорівнювати одиниці, а весь знаменник - нулю, то при дуже малих кінцевих значеннях І_ек рівняння дає дуже великі значення анодного струму І_еа. Фізично це означає, що анодний струм буде спостерігатися навіть за відсутності емісії електронів з катода за рахунок зовнішніх чинників. Електронно-іонні лавини стають настільки могутніми, що емісія електронів з катода під дією іонного бомбардування забезпечує розряд. Отже, рівність

𝛾(е^а -1) = 1

визначає умову, при якій розряд перетворюється з несамостійного у самостійний.

Вираз у дужках пропорційний до кількості іонів, утворених в об'ємі внаслідок виходу з катода одного електрона. Добуток γ(е^а -1) дорівнює кількості електронів, що знову вибиваються з катода цією іонною лавиною. Отже, умова самостійності розряду має просте фізичне тлумачення: 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. Якісно нова картина виникає тоді, коли анодна напруга підвищується до значення U_а , яке дорівнює або більше від напруги виникнення самостійного розряду U_а._в._р. Напруженість поля при цьому Е = и_аХі коефіцієнт об'ємної іонізації а і, як випливає з

визначення напруги виникнення розряду, γ(е^аа -1) > 1. В міжелектродному просторі почне нагромаджуватися помітний об'ємний заряд електронів і позитивних іонів. Основна маса електронів і позитивних іонів буде генеруватися перед анодом приладу, оскільки процес іонізації лавиноподібний. Саме перед анодом виникає шар сильно іонізованого газу - плазми, що має високу електропровідність. Перепад потенціалу на цій ді­лянці буде невеликий.

3. Гетеропереходи.Енергетична діаграма гетеропереходу

Електронно - дірковий перехід в таких напівпровідниках, як германій, кремній, арсенід галію та ін.., став основним і невід'ємним елементом майже кожного напівпровідникового приладу .

Останнім часом поряд з переходами, утвореними всередині кристалу напівпровідника одного типу (гомогенні переходи або гомопереходи) посилився інтерес і до переходів, що виникають на стику кристалічних граток двох різних напівпровідників . На відміну від гомогенних переходів такі переходи прийнято називати гетерогенними або гетеропереходами .

Найбільший інтерес представляють звичайно гетеропереходи, утворені напівпровідниками з різною шириною забороненої зони. При цьому для того, щоб отримати переходи з досить гарними характеристиками, кристалічна решітка одного напівпровідника повинна з мінімальною кількістю порушень переходити в кристалічну решітку іншого напівпровідника. Це висуває досить жорсткі вимоги до близькості параметрів кристалічної решітки зрощених напівпровідників , що утворюють гетероперехід . Розглянемо енергетичну діаграму гетероструктури, у якій між зовнішніми р- і п-областями напівпровідника з великими величинами ширини забороненої зони Е_д2, Е_д3 розташований тонкий шар з меншою шириною Е_д1. Товщину цього шару можна зробити дуже малою, порядку сотень або навіть десятків атомних шарів. Крім потенційного бар'єру звичайного р-п переходу на гетерограниці шару утворюються потенційні бар'єри для електронів ∆Е_с і дірок Якщо прикласти до переходу пряме зміщення, виникне інжекція електронів і дірок з обох сторін у вузькозонний шар. Електрони будуть прагнути зайняти положення з найменшою енергією, спускаючись на дно потенційної ями в шарі, дірки кинуться вгору - до краю валентної зони в шарі, де мінімальні їх енергії. Зовнішні частини гетеропереходу можна сильно легувати з обох сторін, домагаючись великих концентрацій в них рівноважних носіїв. І тоді, навіть не легуючи активну вузькозонну область домішками, вдається досягти при інжекції значних концентрацій нерівноважних електронно-діркових пар в шарі. Відмова від легування активної області є принципово важливим, оскільки атоми домішки, як уже говорилося, можуть служити центрами безвипромінювальної рекомбінації. Потрапивши в яму, інжектовані електрони наштовхуються на потенційний бар'єр ∆Е_С, дірки - на бар'єр ∆Е_У, тому й ті, й інші перестають дифундувати далі і рекомбінують в тонкому активному шарі з випусканням фотонів.

Білет № 10

1. Вторинна емісія напівпровідників і діелектриків. Емісія електронів під дією іонного бомбардування.

Якщо бомбардувати поверхню металів у вакуумі електронами, то спостерігається зустрічний потік емітованих металом так званих вторинних електронів. При досить великій енергії первинних електронів число вторинних електронів стає більшим числа електронів, що за той же час попадають на досліджувану поверхню.

Величина коефіцієнта σ у діелектриків і складних напівпровідникових вторинно-електронних катодів значно більше, ніж у металів. Наприклад, у кисневоцезієвого фотоелектронного катода при бомбардуванні електронами з енергією eU1, рівною 600-1100 еВ, коефіцієнт σmax =7 - 11, у сурм'яно-цезієвого катода при енергії первинних електронів близько 500 еВ коефіцієнт σmax =8 - 12. Це зумовлює широке застосування напівпровідникових вторинно-електронних катодів в фотоелектронних помножувачах та інших приладах.

Рис. 4.5. Характер залежності коефіцієнта вторинної емісії напівпровідників

від енергії первинних електронів

У цьому випадку на поверхню катода приходить електронів більше, ніж відходить і, оскільки надлишкові заряди не можуть піти в товщу діелектрика і в ланцюг, поверхня вторинно-електронного катода заряджається негативно. Між поверхнею цього катода і прискорюючим анодом електронної гармати виникає гальмівне поле. Енергія первинних електронів, що приходять на емітер, стає меншою від енергії, що задається потенціалом прискорюючого анода і коефіцієнт σ зменшується. Внаслідок цього відбувається подальше накопичення негативного заряду на поверхні вторинно-електронного катода, що приводить до зменшення фактичної енергії первинних електронів і коефіцієнта σ. Так буде продовжуватися, поки потенціал вторинно-електронного катода не стане трохи менше потенціалу катода елеронной гармати і не припиняться первинний і вторинний струми. Таким чином, при енергіях первинних електронів, що відповідають області I кривої, вимірювання або зовсім не дають результату, або дають помилкові значення коефіцієнта, тобто σ → 0. Накопичення заряду на поверхні емітера і збільшення реальної енергії первинних електронів буде відбуватися до тих пір, поки поверхня не матиме потенціал,що відповідає точці b. При фактичній енергії eUlb первинних електронів, коефіцієнт σ = 1. Це означає, що по досягненні первинними електронами цієї енергії зростання поверхневого заряду, а отже, і енергії eU1 припиниться. Отримаємо сталий режим з коефіцієнтом σ = 1. Нарешті, якщо потенціалом прискорюючого анода встановимо енергію первинних електронів, що відповідає області III кривої, де σ < 1, то поверхня вторинно-електронного катода буде заряджатися негативно, фактична енергія первинних електронів буде зменшуватися. Сталий режим наступить тоді, коли поверхня емітера прийме потенціал, що відповідає точці b, і

зрівняються первинний і вторинний струми. Таким чином, при енергіях первинних електронів, більших від енергії, що відповідають точці а кривої σ = f(U1), кожен раз отримуємо помилковий

результат, тобто σ = 1.

2. Виникнення тліючого розряду. Структура та фізичні процеси, які пояснюють структуру тліючого розряду

Для тліючого розряду, як було показано в попередньому розділі, характерна наявність двох ділянок, що різко відрізняються по довжині: прикатодної ділянки, в якій зосереджено падіння потенціалу значної величини (зазвичай порядка 75—250 в), так званим катодним падінням

потенціалу, і ділянки стовпа розряду, що є сильно іонізованим газом (плазмою) із високою електропровідністю, а тому порівняно малим перепадом потенціалу на ньому.

На рис. 14.1, а схематично показана картина свічення розряду між катодом К і анодом А розрядної трубки. На рис. 14.1, б дана крива інтенсивності свічення різних ділянок розряду.

Безпосередньо біля катода розташований дуже тонкий темний шар 1 газу — Астоновий темний простір (перший катодний темний простір). За ним слідує також дуже тонка плівка 2 газу, що світиться,— перше катодне свічення. Далі розташовується область 3, яка називається другим катодним темним простором або Круксовим темним простором. За Круксовим темним простором знаходиться область 4 - катодне тліюче свічення. Це досить яскраве свічення визначило назву всього розряду. Область тліючого свічення має помітну протяжність і велику яскравість з боку катода. У напрямі до анода яскравість свічення зменшується і відбувається плавний перехід до області 5 — Фарадєєвого темного простору, що поширується на відстань порядку діаметра трубки. За Фарадєєвим темним простором розташований стовп 6 розряду, що займає найбільшу частину розрядної трубки. За деяких умов перед анодом спостерігається ділянка 7 зниженої

і нтенсивності свічення — анодний темний простір, а на поверхні анода — плівка анодного свічення 8. Характерним для тліючого розряду є те, що при зменшенні відстані між електродами (наприклад, при пересуванні анода до катода) зменшується лише протяжність стовпа розряду, поки він не зникає зовсім. Прикатодні частини розряду при цьому не змінюються. При подальшому пересуванні анода зникає Фарадєєвий темний простір, а потім починає зникати тліюче свічення. Переміщення анода в межі Круксового темного простору вимагає різкого збільшення напруги горіння розряду, але оскільки величина напруги джерела живлення є обмежена - розряд гасне. Розряд, що горить при малій відстані між електродами з підвищеним потенціалом горіння, називається утрудненим розрядом. Пояснити виникнення описаних темних і світлих шарів газу в розряді можна на основі кривої розподілу потенціалу між електродами, показаної на рис. 14.1, в. Електрони, що виходять з катода під дією γ-процесів (емісія за рахунок бомбардування катода іонами, метастабільними і швидкими нормальними атомами), мають дуже малі початкові швидкості. Тому в тонкому шарі біля катода переважають пружні зіткнення їх з атомами газу. Збудження і іонізації атомів тут немає, а отже, немає і свічення газу. При переміщенні від катода в сильному електричному полі катодного падіння потенціалу енергія електронів збільшується. Межа першого катодного свічення розташована там, де енергії електронів є достатньо для збудження атомів газу. Випромінювання

збуджених атомів і є причиною свічення газу в цій області. Характерним є те, що свічення в цій області змінюється по мірі просування у бік анода від довгохвильового до більш короткохвильового, оскільки електрони з більшою енергією можуть збуджувати атоми до вищих енергетичних рівнів. На деякій відстані від катода (в межах першого катодного свічення) енергії електронів є достатньо для іонізації атомів. Перше катодне свічення є початковим пунктом формування електронної лавини, що створює плазму за межами ділянки катодного падіння потенціалу. Збільшення енергії електронів до значень eUi приводить до того, що одночасно зростає вірогідність іонізації та швидко падає вірогідність збудження атомів. Тому за областю першого катодного свічення розташовується темніша область — Круксовий темний простір. Слабке свічення цієї області викликане випромінюванням невеликої кількості збуджених атомів, а також рекомбінацією електронів і іонів. Зовнішня межа цього темного простору приблизно співпадає з межею катодного падіння потенціалу. Крива розподілу потенціалу (рис. 14.1, в) тут має максимум, а напруженість поля (рис. 14.1, г) падає до нуля. Починаючи з цієї ділянки різко змінюється характер руху електронів і іонів. Якщо на ділянці катодного падіння потенціалу частинки рухалися в сильному електричному полі в основному направлено, збільшуючи свою енергію, то в області сильного іонізованого газу і практично відсутнього електричного поля переважає хаотичний їх рух.

3. Фізичні процеси в р-н переході при прикладенні зворотної напруги

Т ак як область об'ємного заряду збіднена носіями і володіє підвищеним опором, то переважна величина напруги, прикладеної ззовні, буде падати саме в цій частині напівпровідника. Падінням напруги в обємі напівпровідника, що знаходиться за межами області об'ємного заряду, практично можна нехтувати. Прикладена ззовні напруга сумується з напругою контактної різниці потенціалів. Висота потенційного бар'єра в цьому випадку зміниться на величину, яка визначається зовнішнім напругою ( рис. 1). Середня швидкість теплового руху і концентрація неосновних носіїв для даного напівпровідника при даній температурі є постійними величинами. Отже, струм провідності через перехід не залежатиме від висоти потенційного бар'єру, і, навпаки, дифузний струм через перехід сильно залежить від висоти потенційного бар'єру. Легко собі уявити, що в міру збільшення потенційного бар'єру все менша і менша кількість основних носіїв заряду буде в змозі його подолати. Дифузний струм через перехід зменшується зі збільшенням висоти потенційного бар'єру . Якщо висота бар'єру перевищить величину 1 то жодна дірка і жоден електрон не зможуть більше подолати потенційний бар'єр. Дифузійна складова струму через перехід прямуватиме до нуля. Можна зробити висновок, що в разі прикладення зворотньої напруги величина струму через перехід буде визначатися зменшенням дифузійного струму із збільшенням напруги. Повний струм через перехід буде прямувати до величини, яка визначається струмом провідності . Отже, розподіл електронів по енергіях буде пропорційний щільності рівнів N і функції Фермі для електронів n f( .

Н егативні струми через p n перехід можуть бути дуже малими і

можуть становити десятки і одиниці микроампер для германієвих переходів і

частки микроампер для кремнієвих переходів з площею близько декількох

квадратних міліметрів. Струми, що протікають в напрямку замикання, - зворотними струмами .

Білет № 11

1. Розподіл термоелектронів за швидкістю за межами металу.

Скориставшись формулою що описує розподіл за швидкостями швидких електронів металу, можна записати вираз для числа електронів, що підходять кожну секунду до 1м² поверхні металу: Мова йде про емітовані катодом електрони, у яких Число таких електронів, що залишають катод, отримаємо множенням рівняння на коефіцієнт прозорості D потенційного бар'єру: Складові vy і vz швидкості електронів, що покинули катод, виявляються рівними цим же складовим vy і vz всередині металу. Складова vx їх швидкості після вильоту зменшується в порівнянні з vx всередині металу відповідно до співвідношення . Розподіл емітованих електронів за швидкостями описується виразом (1.1) де Як вказувалося, коефіцієнт прозорості D потенційного бар'єру в металі виявляється близьким до одиниці навіть для електронів, енергія яких незначно перевищує висоту бар'єру W0. Тоді можна вважати, що коефіцієнт D не залежить від енергії електронів. У цьому випадку формула (1.1) показує, що електрони, емітовані катодом, мають розподіл за швидкостями по статистиці Максвелла - Больцмана.

2. Кількісна теорія катодної області тліючого розряду.

Побудова кількісної теорії катодної області тліючого розряду, встановлення залежності ΔUк від природи газу і його тиску, щільності розрядного струму та інших параметрів. У катодній області тліючого розряду є значний об'ємний заряд е лектронів і іонів, тому в основу теорії покладене рівняння Пуассона для випадку руху зарядів двох знаків в газі Запишемо співвідношення щільності струмів Складний характер зміни напруженості поля в катодній області ускладнює рішення задачі. Тому при побудові теорії катодної області ця

крива апроксимується прямою лінією, як показано пунктиром на рис. 14.2,

б. Тоді напруженість Е0 поля на катоді можна виразити через ΔUк і ширину

dк ділянки катодного падіння потенціалу: Враховуючи, що емісія електронів з катода відбувається в результаті γ-процесів, можна записати співвідношення між щільністю jек електронного струму з катода і щільністю jік іонного струму на катод: .

Р ис.14.2Розподіл потенціала (а) і

напруженості поля (б) в катодній області тліючого розряду

Тоді отримаємо

Знак мінус показує, що напрям струму від анода до катода є протилежним позитивному напряму осі х.

шукана залежність ΔUк від jк представлена на рис. 14.3

Д ійсна вольтамперная характеристика розряду показана на рис. 14.4.

Ділянку ab характеристики прийнято називати ділянкою нормального тліючого розряду, а ділянку bс — ділянкою аномального тліючого розряду. Отже, для нормального тліючого розряду характерними є деяка постійна по величині нормальна щільність струму jк.н на катоді і постійне, незалежне від сили струму, нормальне катодне падіння потенціалу ΔUк.н. Для кожної комбінації газ —матеріал катода характерним є певне значення ΔUк.н.

3. Вах р-н переходу

В ольтамперна характеристика електронно-діркового переходу буде мати вигляд, представлений на рис. 3. Величина I s називається зазвичай струмом насичення.

Білет №12

1. Експерементальне визначення констант рівняння термоелектронної емісії Річардсона-Дешмана.

Маємо рівняння термоелектронної емісії металів Річардсона - Дешмана

Константа А, що включає в себе прозорість потенційного бар'єру, повинна бути різною для різних металів. Якщо обидві частини рівняння розділити на T2 і прологарифмувати, то отримаєм Залежність являє собою пряму лінію ( Пряму Річардсона-Дешмана)

Ц я пряма нахилена до осі абсцис під кутом α, для якого виконується

співвідношення: де φ – висота потенціального барєру, виражена в вольтах

Пряма Річардсона відсікає на осі ординат відрізок 0K = lnA. Це

дозволяє визначити одночасно і константу А. Таким чином, визначення констант А і φ при цьому методі зводиться до вимірювання густини струму емісії при декількох температурах катода і побудови залежності Треба пам'ятати, що повинні

застосовуватися виключно чисті метали і строго дотримуватися правила вакуумної гігієни. найменше забруднення поверхні металу сильно впливає на величину констант А і φ.

2. Нормальний і аномальний тліючий розряд

На рис зображено Залежність катодного падіння потенціалу ΔUк від розрядного струму Ia. Ділянку ab характеристики прийнято називати ділянкою нормального тліючого розряду, а ділянку bс — ділянкою аномального тліючого розряду. Для нормального тліючого розряду характерними є деяка постійна по величині нормальна щільність струму j_к.н на катоді і постійне, незалежне від сили струму, нормальне катодне падіння потенціалу ΔU_к.н . Особливість нормального тліючого розряду — добуток тиску на ширину ділянки катодного падіння потенціалу постійний для даного газу і матеріалу катода . Для режиму аномального тліючого розряду закономірності складніші Тому зазвичай користуються емпіричними формулами для розрахунку величин ΔUк і dк де к, а і b емпіричні константи, залежні від природи газу і матеріалу катода.

3. Фізичні процеси в р-н переході при прикладені прямої напруги та його ВАХ.

Б уде відбуватися направлення пропускання (позитивні напруги на переході). При невеликих позитивних напругах на переході (декілька

десятих доль вольта) ці ж переходи пропускають струми близько одного

ампера. Струми, що протікають через перехід у напрямку пропускання , прийнято називати прямими струмами

Білет № 13

1.Електростатична емісія.Рівняння електростатичної емісії

Електростатичною(автоелектронною)емісією називається емісія електронів,обумовлена наявністю біля поверхні тіла сильного електричного поля.

Длязагальноговипадку коли температуракатода недорівнює 0 К і є

електричне поле, рішення значно складніше. На практиці часто користуютьсяемпіричної формулою

2.Умови переходу тліючого розряду в дуговий.Самостійний дуговий розряд.

П ри збільшенні розрядного струму звичайний тліючий розряд стає аномальним ( мал. 3 ) і починається стягання (контракція) позитивного стовпа. Стовп відривається від стінок судини, в нім починає відбуватися додатковий процес втрати заряджених часток (рекомбінація в об'ємі). Передумовою цього є висока щільність заряджених часток. При подальшому підвищенні розрядного струму газ нагрівається настільки, що стає можливою його термічна іонізація. Зіткнення між атомами або молекулами в цьому випадку настільки сильні, що відбувається відщеплення електронів. Такий розряд називається дуговим розрядом . Із зростанням струму електропровідність стовпа підвищується, вольтамперная характеристика дугового розряду набуває падаючого характеру ( мал. 3 ). Слід зазначити, що хоча він може «горіти» в широкому діапазоні тиску газу і інших умов, в більшості випадків дуговий розряд спостерігається при тиску порядку атмосферного.

Дугови́й розря́д — вид самостійного газового розряду, який виникає за високої температури між електродами, розведених на невелику відстань і супроводжується яскравим світінням у формі дуги.

Для дугового розряду характерні: велика густина струму і напруга між електродами порядку кількох десятків вольт. Він є результатом інтенсивного викидання термоелектронів розжареним катодом. Електрони прискорюються електричним полем і спричинюють ударну іонізацію молекул газу, тому електричний опір газового проміжку між електродами невеликий. При збільшенні сили струму дугового розряду провідність газового проміжку настільки сильно збільшується, що напруга між електродами дуги спадає (спадна вольт-амперна характеристика). Температура катода (при атмосферному тиску) досягає 3000 °C.

3.Світлодіод.Енергетична діаграма та рекомбінаційні процеси в p-n переході

Світлодіод - ценапівпровідниковий прилад з двома контактами щоперетворює енергію електричного струму в світлову.

Р ис.1 енергетична діаграма p-n переходуПрацюючи, одиночний світлодіод споживає дуже невелику енергію:

при напрузі 2-4 В і струмі 10-30 мА, електрична потужність змінюється від

20 до 120 мВт. При ККД в 5-25 % у вигляді світла випромінюється 1-30 мВт

Білет 14