Шоттки эмиссия

Термоэмиссионные константы А и <р (табл. 2) определялись методом прямых Ричардсона в экспериментальном диоде с тройным анодом. Катод был прямонакальным на танталовом керне. Измерялась только эмиссия с центральной, равномерно нагретой части катода, чем исключалось влияние охлажденных концов. По полученным данным строились кривые Шоттки, а затем прямые Ричардсона для определения работы выхода. [c.110]

При применении диода насыщения (случай в ) сила тока определяется работой выхода катода ф , и в принципе график зависимости 1п ЛТ от ИТ представляет собой прямую линию с наклоном, равным — eц Jk). Для достижения режима насыщения, однако, требуется относительно высокое положительное напряжение на аноде, и образующееся сильное электрическое поле снижает работу выхода катода (эффект Шоттки [50, 79]). Чтобы получить точные результаты, необходимо определить плотность тока насыщения, экстраполируя приложенное поле к нулю. Поскольку уменьшение работы выхода пропорционально обычно строят график зависимости 1п / от и полученную прямую экстраполируют до значения 7 = 0 для каждой температуры катода. В полученную величину фс и в этом случае преимущественный вклад дают области заниженных значений, но в отличие от других ун>е описанных методов этим методом мон,но определить работу выхода, экстраполированную к ОК. как это моншо видеть, подставляя ф = фс(т> = фс (О) + в уравнение (14). Существенным недостатком метода, препятствующим его практическому применению, является то, что эмиссия бывает значительной только при высоких температурах. Этот метод применялся только для исследования многих тугоплавких металлов (в частности, для определения ПП для адсорбированных частиц), но тем не менее даже в этом случае возникают трудности, если только адсорбат не связан с поверхностью очень сильно (например, кислород на вольфраме) или не приводит к значительному уменьшению ф ., что позволяет использовать более низкие температуры (например, Сз на У). Иначе возможна экстенсивная десорбция. Типичное устройство для экспериментального определения работы выхода этим методом описано Смитом [99]. [c.115]

Механизм образования положительных ионов на нагретой поверхности электрода, а также убывание термоэмиссии ионов во времени состоит, вероятно, в испарении адсорбированных щелочных ионов. Для тренированного электрода эмиссия ионов определяется балансом между приходом адсорбируемых (из глубины вещества и из окружающей газообразной фазы) на поверхность электрода атомов и их тепловым испарением. Установлено, что наложение электрического поля способствует увеличению эмиссии ионов с нагретой поверхности зонда-электрода, имеющего положительный потенциал. Это явление может быть объяснено тем, что внешняя энергия электрического поля уменьшает работу выхода иона с нагретой поверхности электрода (эффект Шоттки). [c.74]

Существуют три принципиальные структуры транзисторов на горячих электронах. Они отличаются в структуре эмиттера и механизме инжекции горячих электронов в металл базы. Это туннельно-эмиссионный транзистор, транзистор на эмиссии, ограниченной пространственным зарядом, и транзистор с эмиттером Шоттки. В нервом случае электроны инжектируются в металлическую базу через тонкий слой изолятора. Во втором случае горячие электроны инжектируются в диэлектрик и затем в металл базы. Поток электронов в этом случае определяется пространственным зарядом, образующимся в диэлектрике у инжектирующего контакта. В третьем случае горячие электроны инжектируются в металлическую базу выпрямляющим контактом металл — полупроводник. [c.72]

При дальнейшем повышении напряженности поля происходит инжекция носителей зарядов из электродов в диэлектрик вследствие облегчения процесса термоэлектронной эмиссии за счет наложения электрического поля (эмиссия Шоттки). Прикладываемое поле снижает потенциальный барьер <р, который необходимо преодолеть носителю заряда при переходе из металла в диэлектрик. Зависимость тока от напряженности Е и температуры при термоэлектронной эмиссии [c.87]

Аналогичная картина наблюдается и для N1, активность которого выше, но в этом случае увеличение выхода при действии поля составляет лишь 30%. Полученные результаты объяснены с применением эмиссионной теории Шоттки [13]. По существу, происходит термоионная эмиссия электронов, которая облегчается наложением поля, в граничный слой и обратный переход электронов с адсорбированных ионов в металл. Эта работа очень интересна в плане влияния электронных эффектов в катализе. Однако пока имеются некоторые неясные моменты [c.9]

Пунктир обозначает теоретический наклон Шоттки. I — плотность тока электронной эмиссии V—ускоряющая разность потенциалов [c.342]

В которой эффективное значение работы выхода фи неоднородной поверхности не зависит от потенциала ионизации частиц V, если разность значений (F — фи) больше 0,5—1,0 в. Следовательно, в рассматриваемом случае рост ионного тока происходит по закону Шоттки, и формула (7) может использоваться для определения потенциала ионизации слабоионизирующих частиц, а также и для экспериментального определения эффективного значения работы выхода ф для поверхностной ионизации на неоднородных эмиттерах. Практическая контрастность неоднородной поверхности по отношению к ионной и электронной эмиссии фи — фя для тугоплавких металлов составляет [c.140]

ГИИ, но и момента количества движения. Только электроны, близкие к потенциальному барьеру поверхности, удовлетворяют этому требованию [1001. Экспериментальным следствием такого положения является то, что суммарный фототок чрезвычайно мал, обычно находится в пределах от 10 до 10 А. Необходимы чувствительный электрометр или вибрационные усилители, а на электрод-коллектор необходимо подать дополните.чьное напряжение, чтобы он мог уловить все электроны эмиссии. Напряжение, необходимое для осуществления этой цели, зависит от геометрии ячейки, причем в случае сферической симметрии достаточно +10 В. Эйзингер [29] подавал на цилиндрический коллектор +20 В. Больших величин дополнительного напряжения следует избегать ввиду уменьшения работы выхода из-за эффекта Шоттки и возможности участия холодной эмиссии в образовании тока. Ток, идущий с фотокатода, необходимо измерить до поступления на коллектор, чтобы устранить возможность искажения результатов небольшими ложными токами фотоэмиссии под действием отраженного от других поверхностей и.ти рассеянного ими света. [c.155]

Процессы сосредоточиваются в области между горячим пятком поверхности катода и высокоионизированной плазмой, непосредственно примыкающей к пятну. Вследствие амбиполярной эффузии плазмы в вакуум образуется пространственный заряд, создающий прикатодный скачок потенциала, на 30—70 В превышающий потенциал анода. В целом это приводит к падению потенциала катода на 50—90 В в зависимости от материала. Падение потенциала ограничено очень тонким двойным слоем, соответствующим длине свободного пробега. Вследствие высокого давления в плазме (температура пятна соответствует давлению пара порядка 100 атм) длина свободного пробега электронов составляет приблизительно 10 нм и напряженность результирующего электрического поля превышает 10 В/см. Положительные ионы из плазмы ускоряются в направлении к пятну, нагревая поверхность катода. Пятно эмиттирует струю пара, который поглощается плазмой. Кроме того, высоковольтное поле у горячего пятна вытягивает из него электронный пучок высокой плотности (10 —10 А/см ). Это так называемая термоавтоэлектронная эмиссия, создающая электронный ток чрезвычайно высокой плотности, значительно более высокой, чем обычная эмиссия Фаулера—Нордхейма или термоионная эмиссия Ричардсона—Шоттки (Долан, Дайк, 1954 Мэрфи, Гуд, 1956 Ли, 1959). [c.39]

Холодная (автоэлектронная) эмиссия. Согласно формуле Ричардсона-Дёшмэна, эмиссионный ток существует при всяком Т. При малом Т этот ток очень мал. С другой стороны, внешнее поле, уменьшая работу выхода, увеличивает эмиссионный ток. Спрашивается, нельзя ли настолько увеличить внешнее поле, чтобы эмиссионный ток достиг заметной величины при температуре металла порядка комнатной Опыт показывает, что подобное явление, называемое автоэлектронной эмиссией, а также холодной эмиссией, действительно имеет место. Если в вакууме поместить на очень близком расстоянии два металлических электрода и постепенно увеличивать -наложенную между ними разность потенциалов, то вакуум, как бы высок он ни был, пробивается. Однако, как показали исследования Милликена и Эйрика [189], формула Шоттки к этому случаю не приложима, и автоэлектронная эмиссия наблюдается при напряжённостях поля, в 100 раз меньших, чем это вытекает из формулы. [c.103]

В оксидных катодах работа выхода очень сильно зависит от напряжённости приложенного к ним внешнего поля формула (61) к ним неприменима. У оксидных катодов в большинстве случаев ие имеет места ток насыщения [269] (т. е. максимальный для данной температуры ток, почти не зависящий от внешнего поля). Поэтому определение работы выхода и константы А в случае оксидных катодов несколько условно. Одно из объяснений, даваемых отсутствию насыщения тока при увеличении разности потенциалов между катодом и анодом, заключается в том, что на очень шероховатой поверхности оксидного катода много острий и бугорков, приводящих к наличию сильных полей, вызывающих местами сильный эффект Шоттки , а возможно и автоэлектронную эмиссию. Может играть роль и то обстоятельство, что внешнее поле проникает в толщу оксидного слоя. [c.118]

Аналогичные измерения для ПЭТФ, проведенные автором совместно с Джабаровым [126] показали, что при повышенных температурах (около 120°С) наблюдается прямая пропорциональность логарифма тока проводимости от Е / (рис. 59). При напряженности --20 кВ/см наблюдается излом на этой зависимости. Если при более низких напряженностях соблюдается соотношение (93), то при более высоких — соотношение (95), причем тангенс угла наклона зависимостей (96) в точности в два раза меньше тангенса -угла наклона предыдущей зависимости (94). Таким образом, если при низких напряженностях Ихмеет место термоактивированная ионизация по Френкелю, то при более высоких напряженностях имеет место термоэлектронная эмиссия по Шоттки. Экспериментальные зависимости соответствуют теоретическим (93) и (95). [c.88]

Таким образом, при низких температурах электрода (7 э<Гц) часть разности потенциалов, поданной на электроды, расходуется на создание иеобходимой интенсивности эмиссии за счет эффекта Шоттки. Вслед стБие этого падение потенциала на внутреннем сопротивлении межэлек тродного промежутка уменьшается за счет уменьшения плотности тока Это фиксируется измерительными приборами как уменьшение эффектив ной электропроводности системы электрод — поток — электрод, в срав нении с тем, как если бы эмиссия обеспечивалась без эффекта Шоттки Это дает основание считать, что сопротивление межэлектродного проме жутка складывается из сопротивления собственно потока Reu, сопротив ления прикатодного слоя Як и сопротивлений пограничных слоев Rn (когда температура электродов ниже температуры собственно потока) [c.316]

О, 0(Ю0 в.]см когда влияние очень сильного в-нешнего поля значительно превышает влияние поверхностных полей, экспериментальные кривые переходят в прямую Шоттки. Отклонения от прямой Щоттки получаются наибольшими при средних значениях степени покрытия в/в, , при которых неравномерность покрытия также оказывается наибольшей (см. электронные изображения на фиг. 3 вкл. I), в то время как при покрытии, соответствующем максимуму -эмиссии (ЬЯд=1), эти отклонения оказываются меньше. [c.78]

Первые указания на только что выведенное уравнение зиис-сии оксидного катода и на связь механизму его эмиссии с ме низмом электропроводности полупроводника были даны Фа ром [302] и Рейманом Уравнение эмиссии (ИЗ), а та уравнение (109) для внутренней работы выхода были выве Хейнце я Вагенером [162], тогда как уравнение эмиссии (114) за несколько лет до этого было получено Шоттки [310] с мощью подробного термодинамического разбора эмиссио1 Ы[х процессов в оксидном катоде 2). . [c.341]

В заключение своей работы Спрулл указывает йа возможную связь между исследованным им падением импульсной эмиссии с явлениями флуктуации эмиссии с оксидного катода, т. е. явле ввем так называемого мерцания оксидного катода или фликкер-эффекта , который мы рассмотрим в последнем параграфе (I 63) который был исследован Джонсоном [353], Шоттки [29] и Граффувдером [354]. Во всяком случае, постоянная времени определяющая собой это явление (порядка 1 миллисекунды), получается одного порядка с временем падения импульсной эмиссии, допуская возможность объяснения обоих явлений с помощью одного, общего для них физического процесса. [c.466]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология