Вторинна електронна емісія
 
а б в г д е ж з и й к л м н о п р с т у ф х ц ч ш щ ъ ы ь э ю я
 

Вторинна електронна емісія

Вторинна електронна емісія, випускання електронів поверхнею твердого тіла при її бомбардуванні електронами. Відкрита в 1902 німецькими фізиками Аустіном і Г. Штарке. Електрони, бомбардуючі тіло, називаються первинними, випущені — вторинними. Частина первинних електронів відбивається тілом без втрати енергії (пружно відбиті первинні електрони), останні — з втратами енергії (непружно відбиті електрони), що витрачається в основному на збудження електронів твердого тіла, перехідних на вищі рівні енергії. Якщо їх енергія і імпульс виявляються чималими для подолання потенційного бар'єру на поверхні тіла, то електрони покидають поверхню тіла (істинно вторинні електрони). Всі три групи електронів присутньо в реєстрованому потоці вторинних електронів ( мал. 1 ).

загрузка...

  У тонких плівках Ст е. е. спостерігається не лише з тієї поверхні, яка бомбардується (емісія на віддзеркалення, мал. 2 , а), але і з протилежної поверхні (емісія на простріл, мал. 2 , би).

  Кількісно Ст е. е. характеризується коефіцієнтом Ст е. е. σ = i Вт / i п , де — i Вт струм, утворений вторинними електронамі, i п — струм первинних електронів, коефіцієнт пружного r = i r / i п і непружного η = i η / i п віддзеркалення електронів, а також коефіцієнтом емісії істинно вторинних електронів δ = i δ / i п ( i r , i η , i δ — струми відповідні пружно відбитим, непружно відбитим і істинно вторинним електронам, i Вт = i r + i δ + i δ ).

  Коефіцієнт σ, r η і δ залежать як від енергії первинних електронів E п і кута їх падіння, так і від хімічного складу, методу виготовлення і стану поверхні опромінюваного зразка. У металах, де щільність електронів провідності велика, вторинні електрони, що утворилися, мають малу вірогідність вийти назовні. У діелектриках, де концентрація електронів провідності мала, вірогідність виходу вторинних електронів більша. В той же час вірогідність виходу електронів залежить від висоти потенційного бар'єру на поверхні. В результаті в ряду неметалічних речовин (оксиди лужноземельних металів, щелочногалоїдниє з'єднання) σ > 1 ( мал. 3 ). В спеціально виготовлених ефективних емітерів (інтерметалеві з'єднання типа сурьмянощелочних металів, спецтальним чином активовані сплави Cualmg, Agalmg, Agalmgzi і ін.) s 1. В металів же і власних напівпровідників значення порівняно невелике ( мал. 4 ). У вуглецю (сажі) і оксидів перехідних металів σ < 1,і вони можуть застосовуватися як антиемісійні покриття.

  Із збільшенням енергії E п первинних електронів σ спочатку зростає ( мал. 3 , 4 ). Це відбувається до тих пір, поки збудження електронів тіла відбувається поблизу поверхні на відстані меншому, ніж їх довжина пробігу. При подальшому зростанні E п загальне число збуджених електронів продовжує зростати, але основна частина їх народжується на більшій глибині і число електронів, що виходять назовні, зменшується. Аналогічно пояснюється зростання s із збільшенням кута падіння пучка первинних електронів.

  Монокристали анізотропни по відношенню до руху електронів (див. Анізотропія ). При русі електронів уздовж каналів, що утворюються щільно упакованими ланцюжками атомів, вірогідність розсіяння електронів і іонізації атомів підвищується (каналування). Спостерігається також дифракція електронів в кристалічній решітці. В результаті цього залежності s, h і r від кута падіння первинних електронів і криві s ( E п ), r ( E п ) і h( E п ) для монокристалів мають складну форму з рядом максимумів і мінімумів ( мал. 5 ).

  що Приводяться для полікрісталлов коефіцієнти s, h, r , d зазвичай є величинами, усередненими по різних напрямах.

  Ст е. е. реалізується за час, менший чим 10 -12 сік , тобто є практично безінерційним процесом.

  Самостійне значення отримало дослідження і вживання Ст е. е. у сильних електростатичних полях і електричних полях надвисоких частот. Створення в діелектриці сильного електричного поля (10 5 —10 6 в|см ) приводить до збільшення s до 50—100 (вторинна електронна емісія, посилена полемо). Крім того, в цьому випадку величина s істотно залежить від пористості діелектричного шару, оскільки наявність пір збільшує ефективну поверхню емітера, а поле сприяє «витягуванню» повільних вторинних електронів, які, ударяючись об стінки пір, можуть викликати, у свою чергу, Ст е. е. з s > 1 і виникнення електронної лавини. Розвиток лавини за певних умов приводить до холодної емісії, що самоподдержівающейся, продовжується протягом багатьох годинника після припинення бомбардування електронами.

  Ст е. е. застосовується в багатьох електровакуумних приладах для посилення електронних потоків ( фотоелектронні помножувачі, підсилювачі зображень і т. д.) і для запису інформації у вигляді потенційного рельєфу на поверхні діелектрика ( електроннопроменеві прилади ). У ряді приладів Ст е. е. є «шкідливим» ефектом (динатронний ефект в електронних лампах, поява електричного заряду на поверхні скла і діелектриків в електровакуумних приладах ).

  У високочастотному електричному полі E = E 0 coswt, унаслідок Ст е. е., на поверхнях електродів спостерігається явище лавиноподібного розмноження електронів (вторинно-електронний резонанс). Це явище відкрите Х. Е. Фарнсуортом в 1934. Для виникнення резонансу необхідно, щоб час між двома послідовними зіткненнями електронів з поверхнями електродів ( мал. 6 , а) дорівнював непарному числу напівперіодів високочастотного поля Е (умови синхронізму). При цьому електрони можуть придбати в полі енергію, при якій s > 1. Розмноження електронів відбувається на поверхнях двох електродів, між якими прикладено високочастотне електричне поле, або на одній поверхні, поміщеній в схрещені електричне і магнітне поля ( мал. 6 , би). Швидке наростання концентрації електронів обмежується зростанням просторового заряду, що порушує умову синхронізму. Явище вторинного електронного резонансу грає істотну роль в механізмі виникнення щільного прікатодного об'ємного заряду в магнетронах і амплітронах, а також в механізмі роботи динамічних фотоелектронних помножувачів. З іншого боку, це явище може бути причиною нестабільної роботи цих приладів і може обмежувати їх вихідну потужність.

  Літ.: Добрецов Л. Н., Гомоюнова М. Ст, Емісійна електроніка, М., 1966; Брюїнінг Р., Фізика і вживання вторинної електронної емісії, пер.(переведення) з англ.(англійський), М., 1958; Браун С. Елементарні процеси в плазмі газового розряду, М., 1961; Гавічев Д. А. [і ін.], Дослідження резонансного високочастотного розряду в схрещених полях, «Журнал технічної фізики», 1965, т. 35, с. 813.

  А. Р. Шульман.

Мал. 5. Залежність s, h і r від кута падіння j первинних електронів для монокристалів кремнію; Е п = 1000 ев ; пунктир — залежність s (j) для плівки кремнію.

Мал. 6. Розмноження електронів у високочастотному електричному полі (а) і в схрещених електричному Е і магнітному Н полях (б). Поле Н перпендикулярно плоскість креслення; стрілками показані траєкторії електронів.

Мал. 1. Розподіл вторинних електронів по енергіях: I — пружно відбиті електрони, II — непружно відбиті електрони, III — власне вторинні електрони; Е п — енергія первинних електронів.

Мал. 2. Вторинна електронна емісія на віддзеркалення (а) і на простріл (б).

Мал. 4. Залежність коефіцієнтів s і h від енергії первинних електронів Е п для деяких металів.

Мал. 3. Залежність коефіцієнта вторинної електронної емісії s від енергії первинних електронів Е п .