Тунельна емісія (автоелектронна, холодна, електростатична, польова), випускання електронів твердими і рідкими провідниками під дією зовнішнього електричного поля Е високої напруженості ( Е ~ 10 7 в/см ) . Т. е. була виявлена в 1897 Р. Вудом (США). У 1929 Р. Міллікен і К. Лорітсен встановили лінійну залежність логарифма щільності струму j Т. е. від зворотної напруженості електричного поля: 1/Е. В 1928—29 Р. Фаулер і Л. Нордхейм дали теоретичне пояснення Т. е. на основі тунельного ефекту . Т. е. — результат тунельного «просочування» електронів крізь потенційний бар'єр, провідник, що існує на кордоні, — вакуум (або ін. середовище). Сильне електричне поле знижує цей бар'єр і робить його досить проникним (тобто відносно тонким і невисоким). Поширений термін «автоелектронна емісія» відображає відсутність енергетичних витрат на збудження електронів, властивих ін. видам електронній емісії . В зарубіжній літературі прийнятий термін «польова емісія» (field emission).
Щільність струму Т. е. j складає частину щільності потоку електронів n, падаючих зсередини провідника на бар'єр, і визначається прозорістю бар'єру D:
. (1)
Тут d — доля енергії електрона, пов'язана з компонентой його імпульсу нормальною до поверхні провідника, Е — напруженість електричного поля в поверхні, е — заряд електрона. З формули (1) виходить залежність j від концентрації електронів в провіднику і їх енергетичного спектру, а також від висоти і форми бар'єру, що визначають його прозорість D.
якнайповніше вивчена Т. е . металів у вакуум. У цьому випадку величина j слідує закону Фаулера — Нордхейма:
(2)
Тут h — Планка постійна, m — маса електрона, j — потенціал роботи виходу металу, t (y) і J(y) — табульовані функції аргументу . Підставивши значення констант і поклавши t 2 ( в ) » 1,1, а J( в ) » 0,95—1,03 в 2 , отримаємо з формули (2) наближене співвідношення:
(3)
(величини j, Е і j відповідно в а/см 2 , в/см і ев ) . Значення lg j для деяких Е і j приведені в таблиці.
j = 20
j = 4,5
j = 6,3
Е •10 –7
lg j
Е • 10 –7
lg j
Е • 10 –7
lg j
1
1,2
1,4
1,6
1,8
2,0
2,2
2,4
2,6
2,98
4,45
5,49
6,27
6,89
7,40
7,82
8,16
8,45
2,0
3,0
4,0
5,0
6,0
7,0
8,0
9,0
10,0
12,0
–3,33
1,57
4,06
5,59
6,62
7,36
7,94
8,39
8,76
9,32
2,0
4,0
6,0
8,0
10,0
12,0
14,0
16,0
18,0
20,0
–12,90
–0,88
3,25
5,34
6,66
7,52
8,16
8,65
9,04
9,36
Формула (2) отримана в припущеннях, що температура Т = 0 До і що поза металом у відсутність поля на електрони діють лише сили дзеркального зображення (див. Робота виходу ) . Форма потенційного бар'єру для цього випадку показана на мал. 1 . Прозорість бар'єру D може бути розрахована по методу Венцеля — Крамерса — Бріллюена. Не дивлячись на спрощення, теорія Фаулера — Нордхейма добре узгоджується з експериментом.
На практиці зазвичай вимірюють залежність струму I = js ( S — площа емітуючої поверхні) від напруги V: Е = a V (а — так званий польовий множник). Т. е. металів характеризується високою граничною щільністю струму до величин j ~ 10 10 а/см 2 , що пояснюється теорією Фаулера — Нордхейма. Лише при j ~ 10 6 —10 -9 а/см 2 мають місце відхилення від формули (2), пов'язані з впливом об'ємного заряду або ж з деталями форми потенційного бар'єру поблизу поверхні металу. Необмежене підвищення напругу приводить при j ~ 10 8 —10 10 а/см 2 до електричного пробою вакуумного проміжку і загибелі емітера, якому передує інтенсивна короткочасна вибухова емісія електронів.
Т. е. слабо залежить від температури. Малі відхилення від формули (2) із зростанням температури Т пропорційні T 2 :
. (4)
Формула (4) вірна з точністю до 1% для приростів струму £ 18%. Для великих змін струму застосовують громіздкіші формули і графіки, розраховані на ЕОМ(електронна обчислювальна машина). Із зростанням температури і пониженням Е так звана термоавтоелектронна емісія змикається з термоелектронною емісією, посиленою полемо (Шотки ефектом ) .
Енергетичний спектр електронів, що вилітають з металу при Т. е., вузький ( мал. 2 ).
Напівширина s розподілу електронів по повних енергіях E (у ев ) при Т = 0 До визначається формулою:
(5)
При j = 4,4 ев s змінюється від 0,08 до 0,2 ев (для змін j від 0 до 7). З підвищенням Т s Т зростає, зокрема при 300 До (і тих же змінах j ) s Т змінюється від 0,17 до 0,3 ев. Характер енергетичного розподілу електронів відхиляється від теоретичного в разі складної конфігурації Фермі поверхні або за наявності на поверхні металу адсорбованих атомів (особливо неметалічних). Якщо на поверхні металу є адсорбовані органічні молекули (або їх комплекси), то електрони проходят крізь них, вони грають роль хвилеводів для відповідних хвиль де Бройля . При цьому спостерігаються типові для хвилеводів розподіли електронної щільності по перетину хвилеводу. Енергетичні спектри електронів в цьому випадку відрізняються аномаліями.
Відбір струму при низьких температурах приводить до нагріву емітера, оскільки електрони, що вилітають, відносять енергію в середньому меншу, ніж Фермі енергія, тоді як електрони, що знов поступають в метал, мають саме цю енергію (Ноттінгема ефект). Із зростанням Т нагрів змінявся охолоджуванням (інверсія ефекту Ноттінгема) під час переходу через деяку температуру відповідну симетричному (відносно енергії Фермі) розподілу електронів, що вийшли, по повних енергіях. При великих струмах, коли емітер розігрівається теплом джоуля, інверсія ефекту Ноттінгема (частково) перешкоджає лавинному саморазогреву і стабілізує струм Т. е.
Автоелектронні емітери виготовляють у вигляді поверхонь з великою кривизною (вістря, леза, шорсткі краї фольги і т.п.). У випадку, наприклад, вістрів з радіусом закруглення 0,1—1 мкм напруги ~ 1—10 кв зазвичай буває досить для створення в поверхні вістря поля Е ~ 10 7 в/см. Для відбору великих струмів застосовуються многоострійниє емітери.
Стабільність струму Т. е. забезпечується постійністю розподілу j і а уздовж поверхні емітера. Обидві величини можуть змінюватися під впливом адсорбції і міграції атомів як сторонніх речовин, так і матеріалу емітера. Локальні а зростають при міграції матеріалу поверхні у присутності сильного електричного поля. У просторі катод — анод і на поверхні анода електронний пучок створює позитивні іони, які бомбардують емітер, руйнуючи його поверхню. Тому підвищення стабільності Т. е. пов'язано з поліпшенням вакууму і очищенням електродів, використанням імпульсної напруги, помірним підігріванням емітера для захисту від адсорбції залишкових газів і загладжування дефектів в місцях удару іонів. У надвисокому вакуумі (де поверхня емітера залишається чистою протягом годинника або доби) була досліджена Т. е. монокристалів практично всіх тугоплавких металів, а також хімічних сполук з металевою електропровідністю ZRC, Lab 6 і ін. Якнайповніше вивчена Т. е. W, Мо і Re.
Вживання Т. е. металів пов'язані з можливістю здобуття великих струмів або інтенсивних електронних пучків. Холодні металеві катоди перспективні і використовуються в сильноточних пристроях: для здобуття рентгенівських спалахів або електронних пучків, що виводяться назовні крізь тонку фольгу; для накачування в квантових генераторах ; для формування електронних згустків при колективному прискоренні важких іонів (див. Прискорювачі заряджених часток ) . Нелінійність вольтамперной характеристики приладів з Т. е. використовується в помножувачах частоти і змішувачах, в підсилювачах і детекторах сигналів СВЧ(надвисокі частоти) і так далі Автоелектронний емітер як інтенсивний точкове джерело електронів застосовується в растрових електронних мікроскопах . Він перспективний в рентгенівській і електронній мікроскопії, в рентгенівських мікроаналізаторах і електроннопроменевих приладах високого дозволу. Автоелектронні катоди перспективні в мікроелектроніці і як чутливі датчики зміни напруги. Важливе значення має також Т. е. з металу в діелектрик (див. Діелектрична електроніка ) . Поєднання автоелектронного емітера і анода, поєднаного з люмінесцирующим екраном, утворює емісійний електронний мікроскоп. На його екрані можна спостерігати кутовий розподіл електронів Т. е. з вістря при збільшенні ~ 10 5 —10 6 і роздільній здатності 20—60 Å (див. Електронний проектор ) .
Т. е. напівпровідників вивчена менш повно. Вона характеризуються складнішими залежностями щільності струму j від поля Е і j і енергетичних спектрів електронів. При Т. е. напівпровідників електричне поле, проникаючи в кристал зміщує енергетичні зони і локально змінює концентрації носіїв заряду і їх енергетичні розподіли. Крім того в напівпровідниках концентрація електронів провідність менша, ніж в разі металів, що обмежує величину j. Зовнішнє дії, що сильно впливають на концентрацію електронів (температура, освітлення і ін.), також помітно змінюють j. Вольтамперниє залежності j ( E ) і енергетичні спектри електронів відображають зонну структуру напівпровідників. Струм, поточний через напівпровідник, може перерозподіляти потенціал на зразку і впливати на енергетичний розподіл електронів.
Тунельні напівпровідникові емітери, що реагують на світло, перспективні як чутливі приймачі інфрачервоного випромінювання . Многоострійниє системи таких емітерів можуть служити основою для мозаїчних систем в перетворювачах інфрачервоних зображень. В деяких випадках, коли вольтамперниє характеристики напівпровідника цілком визначаються його об'ємними властивостями, j слабо залежить від Е і j. При цьому точкове не розжарюване джерело електронів може тривало і стабільно працювати навіть у відносно невисокому вакуумі.
Літ.: Wood R. W., «Phus. Rev.», 1897, v. 5.№ 1; Millikan R. A., Lauritsen С. С., «Phys. Rev.», 1929 v. 33 № 4, р. 598; Fowler R. H., Nordheim L., «Proc. Poy. Soc.», 1928, ser. A, v. 119 № 781, р. 173; Nordheim L., «Phys. Zs.», 1929 № 7, s. 177; Елінсон М. І., Васильев Р. Ф., Автоелектронна емісія, М., 1958; Нерозжарювані катоди, під ред. М. І. Елінсона, М., 1974; Фішер Р., Нойман Х. Автоелектронная емісія напівпровідників, пер.(переведення) з йому.(німецький), М., 1971.
