книги из ГПНТБ / Власов В.Ф. Электронные и ионные приборы Учеб.пособие для радиотехн.вузов и фак

Величина внешней работы выхода у полупроводников обыч­ но меньше, чем у металлов, так как сила взаимодействия между электроном и его электрическим изображением в полупровод­ никах, имеющих диэлектрическую постоянную °о , меньше, чем в металлах. У примесных электронных полупроводников и внутренняя работа выхода невелика вследствие малой ширины «запрещённой» полосы энергий Д Wn . Поэтому полная работа выхода у примесных электронных полупроводников обычно меньше, чем у металлов

Этим, в частности, объясняется широкое применение полу­ проводников при изготовлении катодов электровакуумных приборов.

У полупроводников с дырочной проводимостью внутренняя работа выхода значительно больше, чем у полупроводников с электронной проводимостью, так как для перехода электронов из заполненной зоны в зону проводимости требуется затратить значительно большую энергию, чем для перехода с донорных уровней. Поэтому в отличие от полупроводников я-типа у полу­ проводников p-типа полная работа выхода <р„ обычно больше, чем работа выхода металлов

Соотношения (2.15) (2.17) обусловливают наличие выпря­ мительного эффекта в контактах полупроводников с металлами и в контактах двух полупроводников с различными типами про­ водимости. Эти явления рассмотрены в гл. 22.

§ 2.2. Термоэлектронная эмиссия

Закон термоэлектронной эмиссии

Испускание электронов нагретыми металлами или полупро­ водниками (термоэлектронная эмиссия) является весьма рас­ пространённым в электровакуумных приборах видом электрон­ ной эмиссии. При нагревании металла или полупроводника ско­ рости и энергии некоторых электронов проводимости увелйчиваются настолько, что эти электроны оказываются в состоянии преодолеть силы, удерживающие их, и, совершая требуемую работу выхода, вылетают с поверхности. Чем выше температура

30

твёрдого тела, тем большее количество электронов имеет зна­ чительную энергию и в состоянии покинуть твёрдое тело. Сле­ довательно, с повышением температуры растёт количество испу­ скаемых электронов, иначе говоря, увеличивается ток электрон­ ной эмиссии.

Уравнение, выражающее основные закономерности термо­ электронной эмиссии металлов, имеет следующий вид:

ковой для всех чистых металлов; её числовое значение равно

эмиссию как процесс испарения электронов с поверхности ме­ талла и использовал в своих выводах законы термодинамики.

На основании современной электронной теории, считающей, что распределение энергии электронов внутри металла подчи­ няется статистике Ферми, уравнение термоэлектронной эмиссии может быть выведено следующим образом.

В качестве исходного выражения возьмём ф-лу (2.3), опре­ деляющую распределение энергии электронов, соответствующей нормальной составляющей их скорости.'

Термоэлектронная эмиссия имеет место.только при доста­ точно высокой температуре, при которой' электроны имеют

Выйти из металла смогут только те электроны, которые, как было сказано в § 2.1, имеют полную энергию W i - j - W g .

31

Следовательно, ток эмиссии электронов с 1 си*2 поверхности металла будет равен:

В этом уравнении постоянная А имеет такое же значение, как в ф-ле (2.18), и разность энергии (Wa—Wг) равна работе выхода данного металла е-г>0. Расхождение этой формулы с ф-лой (2.18) (за счёт коэффициента 2) объясняется тем, что в ур-ние (2.22) должен быть введён коэффициент отражения электронов от поверхности металла. Коэффициент отражения учитывает, что не все электроны, двигающиеся к поверхности металла с энергией большей, чем W а , выйдут из металла, неко­ торое количество их не пройдёт сквозь потенциальный барьер. Обозначая через Rc относительное количество отражающихся электронов, получим

2А( 1— fie) через Аи можно представить ф-лу (2.23) в виде

Величина коэффициента отражения зависит от формы потен­ циального барьера; при очень узком барьере коэффициент отра­

жения равен Rc — -Ь и постоянная А\= А, что приводит к пол­

ному совпадению ф-л (2.24) и (2.18). При плавкой форме кривой распределения потенциала у поверхности металла коэф­ фициент отражения R близок к нулю и постоянная Ах^2А . Экспериментальное определение постоянной A j показывает, что величина её очень сильно зависит от химической чистоты по­ верхности металла; для сложных поверхностей величина Л!

колеблется в пределах от 10—7 до 10 ~4------— , для чистых же

см2 град2

металлов исследования последних лет дают в соответствии е

смг град*

Экспериментальная проверка ф-л (2.18), (2.24) подтверж­ дает экспоненциальную зависимость тока термоэлектронной

32

эмиссии от температуры. Главное влияние на величину тока

_ Ьо_

эмиссии имеет множитель е т .

Для практических расчётов обычно пользуются ф-лой (2.24). Значение постоянных Л] и Ь0 этой формулы для ряда применяю­

На рис. 2.12 представлена экспериментально снятая кривая, показывающая зависимость тока эмиссии вольфрамового като­

3—322

Выражение (2.25) показывает, что величина lg^£i линейно

зависит от величины — . Следовательно, если измерить на

опыте значения эмиссии при различных температурах и постро­

ить на основании этих опытных данных зависимость Ig - ^ =

= f ’ то расположение опытных точек на прямой будет

свидетельствовать о справедливости экспоненциальной зависи­

ние (2.26) было получено впервые Т. П. Козляк овской на основе применения максвелловской статистики к электронному газу полупроводников. Постоянные Ь0 и Вь входящие в это уравне­ ние, можно найти экспериментально тем же способом, что и постоянные Ь0 и At для металлов.

Опыты показали, что распределение скоростей электронов, вылетевших как из металлов, так и из полупроводников, подчи­ няется закону Максвелла. Объяснение этого факта видят в том, что при повышенных температурах «хвост» кривой распреде­ ления Ферми (для энергий больших, чем № t ) почти не отли­ чается от кривой распределения по Максвеллу. В особых режи­ мах работы (например, импульсном) распределение термоэлект-

34

ронов по скоростям в полупроводниковых катодах может су­ щественно отличаться от максвелловского.

Термоэлектронная эмиссия с активированных поверхностей

Эмиссионная способность металла в сильной степени зависит от находящихся в нём примесей и, в частности, от чистоты его поверхности. Вольфрам с примесью тория, подвергнутый спе­ циальной термической обработке, даёт электронную эмиссию во много раз большую, чем чистый вольфрам. Увеличение эмис­ сионной способности металлов в этих случаях обусловлено соз­ данием на поверхности одного металла тонкой плёнки.другого металла, который по отношению к первому должен являться электроположительным, т. е. иметь меньшую работу. , выхода. Такие поверхности называются активированными.

Например, торированный катод изготовляется из вольфрамог вой проволоки с примесью окиси тория (от 0,5 до 2%). Обра-; ботка такой проволоки заключается в нагревании её в вакууме

втечение 0,5 1 мин до температуры 2800°К; дри этом нагреве окись тория восстанавливается в металлический торий. ;; При такой высокой .температуре атомы тория, находящиеся на пот верхности нити, очень быстро испаряются и на их место про­ двигаются — диффундируют — новые атомы тория изнутри проволоки. Во избежание испарения всего тория, содержащегося

впроволоке, этот нагрев длительным быть не может; от правиль­ ного выбораего режима сильно зависит эмиссионная способ­

к поверхности её, но количество приходящих атомов больше числа испаряющихся и поэтому на поверхности катода обра­ зуется слой тория. Толщина этого слоя не превышает одного атома, так как при указанной температуре атом тория удер­ живается на поверхности силами взаимодействия с частицами вольфрама, образующего сердечник (керн) катода, но другими атомами тория он уже не удерживается:

Выходящие изнутри нити атомы тория частично отдают свои валентные электроны атомам вольфрама и в виде положитель­ ных ионов, как говорят, адсорбируются на поверхности катода. Благодаря адсорбированным положительно заряженным ионам и атомам тория на поверхности вольфрама создаётся двойной электрический слой, положительная сторона которого располо­ жена с внешней стороны (рис. 2.14а). Поле электрического двойного слоя концентрируется в основном внутри последнего (это схематически показано на рис. 2.146) и является ускоряю­ щим для электронов, движущихся изнутри катода наружу, вслед­ ствие чего значительно уменьшается работа выхода - д л я - этих

электронов. Следует отметить, что работа выхода такого торированного вольфрама получается равной 2,63 э-в, т. е. оказывает­ ся меньше работы выхода чистого металлического тория (3,35 э-в). Уменьшение работы выхода обусловливает получение значительной электронной эмиссии с торированного вольфрама

ПнтиВный металл----

при таких низких температурах, при которых эмиссия с чистого вольфрама ничтожно мала.

Для практических расчётов величины тока термоэлектронной эмиссии с различных активированных катодов можно пользо­ ваться ф-лой (2.18). Постоянные этой формулы А и bQ зависят от степени покрытия поверхности катода активным слоем и рав­ номерности этого слоя. Поэтому определяемые из опыта зна­

Влияние ускоряющего поля на термоэлектронную эмиссию

В электронных лампах электроны, испускаемые накалённым катодом, двигаются к аноду под действием ускоряющего элект­ рического поля, которое создаётся в пространстве между като­ дом и положительно заряженным анодом. Ускоряющее поле, действуя у поверхности катода, способствует выходу электронов

36

из катода и увеличивает электронную эмиссию. Это явление получило название эффекта Шоттки.

Электрон, выходя с поверхности катода, испытывает тормо­ зящую его движение силу поля электрического изображения. На рис. 2.15 кривая 1 показывает распределение потенциала

поля электрического изображения (потенциальный барьер) в пространстве у катода при отсутствии внешнего электрического поля; кривая 2 показывает величину силы F, действующей меж­ ду электроном и его электрическим изображением.

Если между катодом и анодом создано внешнее поле, то картина распределения потенциала изменится. Пусть кривая 3 показывает распределение потенциала внешнего поля для слу­ чая плоско-параллельных электродов; тогда в результате сло­ жения потенциалов поля электрического изображения и внеш­ него поля в пространстве около катода получается результирую­ щее поле, распределение потенциала которого определяется кривой 4. Сила, с которой действует на электрон это результи­ рующее поле, изображена кривой 5. Из этой кривой видно, что вблизи поверхности катода на электрон действует тормозящая сила, так как сила поля электрического изображения превы­ шает здесь силу, создаваемую внешним полем; при расстоянии х = хд сила поля электрического изображения уравновешивается силой внешнего поля, так что испытываемая электроном сила равна нулю, и далее при х > х 0 на электрон действует ускоряю­ щая сила результирующего поля, так как в этой области сила внешнего поля больше, чем сила поля электрического изобра­

37

жения. Следовательно, в этом случае электрону приходится со­ вершать работу преодоления тормозящей силы только на участ­

Если обозначить нормальную плотность тока эмиссии через 1ед, то плотность тока эмиссии при учёте эффекта Шоттки бу­

где Е — напряжённость ускоряющего поля у катода, — .

см

Учёт влияния ускоряющего поля на термоэлектронную эмис­ сию по ф-ле (2.29) очевидно возможен только для катодов с идеально гладкой поверхностью, для которых можно достаточно точно рассчитать напряжённость поля у их поверхности. В тех случаях, когда катод имеет шероховатую поверхность, и, следо­ вательно, около неровностей этой поверхности электрическое внешнее поле будет иметь очень большую напряжённость, уве­ личение тока эмиссии может быть весьма значительным.

Особенно сильным оказалось влияние внешнего ускоряю­ щего поля на термоэлектронную эмиссию полупроводниковых катодов. В случае полупроводниковых катодов внешнее уско­ ряющее поле не только снижает наружный потенциальный барь­ ер, уменьшая тем самым внешнюю работу выхода, но оно про­ никает и внутрь катода, так как из-за ограниченной концентра­ ции свободных электронов в полупроводнике поверхность его не является таким совершенным экраном, как у металла. Вслед­ ствие этого уменьшается также внутренняя работа выхода; уменьшается ширина запрещённой полосы и электронам, пере­ ходящим с уровней примеси в зону проводимости, требуется меньшая дополнительная энергия. Общее уменьшение полной работы выхода оказывается поэтому значительным. Кроме того, полупроводниковые катоды имеют обычно шероховатую, не­ ровную поверхность, что приводит к увеличению напряжённости внешнего электрического поля и более сильно выраженному эф­ фекту Шоттки.

38

Г Л А В А 3

ТЕРМОЭЛЕКТРОННЫЕ КАТОДЫ

§ 3.1. Характеристики и параметры катодов

Характеристики катодов

Основной зависимостью для тока эмиссии катода, которой пользуются для суждения о возможных режимах работы катода и для выбора наивыгоднейшего рабочего режима, является за­ висимость величины тока эмиссии от температуры катода. Не­ посредственное измерение температуры накалённого катода в обычных условиях эксплуатации ламп в радиоэлектронной ап­ паратуре затруднительно, и поэтому контроль накала катода ведут обычно по показаниям вольтметра или амперметра, вклю­ чённых в цепь накала.

Экспериментально можно получить эмиссионную характери­ стику при помощи схемы рис. 3.1. Вольтметр для контроля ре­

ния ламп брать отрицательный зажим катода; потенциал общей точки условно принимают за нуль, и потенциалы всех остальных точек схемы отсчитывают относительно этой точки. При указан­ ном подключении анодной цепи анодный ток. в положительном конце катода противоположен, как видно из рис. 3.2, току нака­ ла, вследствие чего этот конец нити накала имеет меньший наг­ рев. В отрицательном же конце нити накала анодный ток и ток накала складываются, и этот конец нити перегревается за счёт

39