Вакуумная и плазменная электроника.-6

Эту прямую, позволяющую определить эмиссионные константы иссле-

дуемого материала, называют прямой Ричардсона.

1

T

Рис. 9.1

9.2 Распределение термоэлектронов по скоростям

Электроны в металле, способные к эмиссии, принадлежат к числу наибо-

лее быстрых, так как для них

Для быстрых электронов распределение скоростей в квантовой статисти-

ке совпадает с максвелловским распределением, и остается решить, сохраняет-

ся ли оно после того как электроны будут эмитированы.

Как показали теоретические исследования, распределение электронов ос-

тается максвелловским и после эмиссии только для металлов. Т.к. для них Д≈1

и не зависит от x (составляющей скорости перпендикулярной поверхности).

Но если форма потенциального барьера отлична от формы барьера металлов, D

32

может зависеть от x и максвелловское распределение может оказаться нару-

шенным.

Распределения скоростей неоднократно исследовались экспериментально методом тормозящего поля (рис. 9.2).

Рис. 9.2

Сущность метода тормозящего поля можно понять из упрощенной схемы

( рис. 9.2) . Плоская система электродов состоит из анода А и катода К – ленты,

накаливаемой током и отделенной узкими зазорами от охранной пластины О.

Поле в приборе однородно, и, следовательно, при движении электронов к аноду

изменяется нормальная к поверхности катода составляющая скорости – x .

Если между анодом и катодом существует поле, тормозящее электроны

причем тормозящее напряжение Ua считается отрицательным.

Для анодного тока получим уравнение Больцмана

где Sk – площадь катода и Ie – эмиссионный ток, равный Ia при Ua=0.

33

Из (1) следует

Зависимость (2) изображается наклонной прямой (рис. 9.3).

Рис. 9.3

При Ua ≤ 0 часть вольт-амперной характеристики называется участком начальных токов, наклон прямой зависит от температуры электронов.

При Ua = 0 начинается участок характеристики, на котором Ia остается постоянным и равным Ie – участку насыщения. Оба участка отделены переход-

ным участком ab, на протяжении которого сказываются действия отрицатель-

ного пространственного заряда.

Из теории контактной разности потенциалов, при Ua = 0, Uбат = –Uкн. Следовательно, по месту излома характеристики можно определить Uкн, причем ре-

зультаты измерения будут тем точнее, чем меньше эмиссионный ток.

34

9.3 Термоэлектронная эмиссия при наличии ускоряющего электрического

поля на поверхности металла

В рабочих условиях у поверхности электродов-эмиттеров в электронных приборах всегда существует поле, тормозящее или ускоряющее электроны. Ес-

ли, например, в диодном промежутке анодное напряжение положительно, но не очень велико, то вблизи катода накапливается пространственный заряд. Поле пространственного заряда тормозит электроны, и, в итоге, даже при положи-

тельном анодном напряжении, поле на катоде оказывается тормозящим, а часть электронов возвращается обратно на катод. При увеличении анодного напря-

жения анодный ток растет, пространственный заряд постепенно исчезает, и при достаточно большом анодном напряжении поле на катоде делается ускоряю-

щим. В этих условиях все эмитированные электроны будут попадать на анод,

т.е. наступает режим насыщения и, казалось бы, анодный ток должен перестать зависеть от анодного напряжения. Но оказывается, что в области насыщения анодный ток продолжает расти при увеличении анодного напряжения, хотя и медленнее, чем раньше. Это происходит потому, что при возрастании уско-

ряющего поля на катоде уменьшается работа выхода.

Wa

A

B

Рис. 9.4

35

На рисунке 9.4 кривая а, приближающаяся асимптотически к уровню АА,

показывает изменение потенциальной энергии электрона в отсутствие внешне-

го поля, т.е. обычный потенциальный барьер металла, и линия В – изменение энергии во внешнем ускоряющем однородном поле. Когда оба поля наклады-

ваются, кривая изменения потенциальной энергии электрона, иными словами,

форма потенциального барьера изобразится кривой c, суммой кривых а и в.

Слева от вершины холма на электрон действует тормозящая сила, справа ускоряющая, а на вершине сила равна нулю, т.е.

где Е – напряженность внешнего электрического поля;

xm – расстояние от вершины холма до поверхности эмиттера.

Подсчитаем уменьшение работы выхода.

Во-первых, отпадает работа, совершаемая против сил изображения, начи-

ная от xm , т.к. после прохождения через максимум электроны будут уже нахо-

диться в ускоряющем поле. Это дает уменьшение работы выхода:

Во-вторых, на участке от поверхности катода до вершины холма внешнее поле совершает положительную работу, вследствие чего работа выхода умень-

шается на

В итоге, работа выхода при наличии ускоряющего поля будет

Выражение для плотности термоэлектронного тока примет вид

36

Увеличение плотности тока термоэлектронной эмиссии под влиянием действующего у поверхности катода ускоряющего электрического поля назы-

вают эффектом Шотки.

Многочисленные эксперименты с чистыми металлами дали хорошее сов-

падение с теорией при не очень сильных электрических полях, подтвердив пра-

вильность уравнения Шотки. Однако при сильных электрических полях ток эмиссии возрастает быстрее, чем это следует из уравнения Шотки. Причина со-

стоит в том, что при выводе уравнения учитывалось только снижение потенци-

ального барьера и не учитывалось его сужение. Между тем заметное сужение потенциального барьера при сильных электрических полях приводит к тому,

что начинает проявляться туннельный эффект просачивания сквозь барьер электронов с энергией ниже We. Это и приводит к дополнительному увеличе-

нию плотности тока эмиссии. Таким образом, применимость уравнения Шотки для расчета плотности тока эмиссии ограничивается не очень сильными элек-

трическими полями.

9.4 Типы катодов

Термоэлектронные катоды, применяемые в современных электровакуум-

ных приборах, по их физическим и электрическим свойствам подразделяются на 4 группы:

1) катоды из чистых металлов и сплавов;

37

верхности, из-за действия положительных ионов покрытия будет, наоборот, по-

вышенная плотность электронов. Такое распределение зарядов создает у по-

верхности эмиттера обращенный положительными зарядами наружу диполь-

ный слой с расстоянием между зарядами порядка междуатомных расстояний в решетке (рис. 9.5).

Рис. 9.5

При адсорбции атомов, имеющих сильное сродство к электрону, т.е. атомов,

легко присоединяющих к себе электроны, получается затягивание электронов из решетки в покрытие и образование дипольного слоя, обращенного наружу отрица-

тельными зарядами.

Распределение потенциала в дипольном слое и вблизи него, если расстоя-

ние между диполями порядка их длины, представлено на рисунке 9.6.

Рис. 9.6

40