ТУННЕЛЬНАЯ ЭМИССИЯ

ТУННЕЛЬНАЯ ЭМИССИЯ (автоэлектронная,
холодная, электростатическая, полевая), испускание электронов твёрдыми
и жидкими проводниками под действием внешнего электрич. поля Е высокой
напряжённости (Е10⁷ в /см). Т. э. была обнаружена в
1897 Р. Вудом (США). В 1929 Р. Милликен и К. Лоритсен
установили линейную зависимость логарифма плотности тока j Т. э.
от обратной напряжённости электрич. поля: 1/Е. В 1928-29
Р. Фаулер и Л. Нордхейм дали теоретич. объяснение Т. э. на основе туннельного
эффекта. Т. э.-результат туннельного "просачивания" электронов сквозь
потенциальный барьер, существующий на границе проводник - вакуум
(или др. среда). Сильное электрическое поле снижает этот барьер
и делает его достаточно проницаемым (т. е. относительно тонким и невысоким).
Распространённый термин "автоэлектронная эмиссия" отражает отсутствие энергетических
затрат на возбуждение электронов, свойственных др. видам электронной
эмиссии. В зарубежной литературе принят термин "полевая эмиссия" (field
emission).

Плотность тока Т. э. j составляет
часть плотности потока электронов п, падающих изнутри проводника
на барьер, и определяется прозрачностью барьера D:

Здесь б - доля энергии электрона,
связанная с компонентой его импульса, нормальной к поверхности проводника,
Е - напряжённость электрич. поля у поверхности, е - заряд
электрона. Из формулы (1) следует зависимость j от концентрации
электронов в проводнике и их энергетич. спектра, а также от высоты и формы
барьера, определяющих его прозрачность D. Наиболее полно
изучена Т. э. металлов в вакуум. В этом случае величина j следует
закону Фаулера - Нордхейма:

Здесь h - Планка постоянная, т -
масса электрона,ф - потенциал работы выхода металла, t(y) и
- табулированные функции аргумента
Подставив значения констант и положив

получим из формулы (2) приближённое соотношение:

(величины j, E и ф соответственно
в а/см², в/см и эв). Значения lg j для
нек-рых Е и ф приведены в табл.

Формула (2) получена в предположениях,
что темп-pa Т = О К и что вне металла в отсутствие поля на электроны
действуют только силы зеркального изображения (см. Работа выхода). Форма
потенциального барьера для этого случая показана на рис. 1.

Рис. 1. Потенциальная энергия и
электрона вблизи поверхности металла (х-расстояние от поверхности);-'
в отсутствии электрического поля;
- в однородном внешнем электрическом поле;-суммарная
потенциальная энергия электрона;
- энергия Ферми металла; - ширина
потенциального барьера в присутствии поля.

Прозрачность барьера D может
быть рассчитана по методу Венцеля - Крамерса - Бриллюэна. Несмотря на упрощения,
теория Фаулера - Нордхейма хорошо согласуется с экспериментом.

На практике обычно измеряют зависимость
тока I = jS (S - площадь эмитирующей поверхности) от
напряжения V: (а - т. н. полевой
множитель). T. э. металлов характеризуется высокими предельными
плотностями тока до величин j 10¹⁰ а/см²,
что объясняется теорией Фаулера - Нордхейма. Лишь при у10⁶-10^-9
а/см² имеют место отклонения от формулы (2), связанные
с влиянием объёмного заряда или же с деталями формы потенциального барьера
вблизи поверхности металла. Неограниченное повышение напряжения приводит
при j 10⁸-10¹⁰ а/см²
к электрич. пробою вакуумного промежутка и гибели эмиттера, к-рому предшествует
интенсивная кратковременная взрывная эмиссия электронов.

Т. э. слабо зависит от темп-ры. Малые
отклонения от формулы (2) с ростом темп-ры Т пропорциональны
Т²:

Формула (4) верна с точностью
до 1% для приращений тока <= 18%. Для больших изменений тока применяют
более громоздкие формулы и графики, рассчитанные на ЭВМ. С ростом темп-ры
и понижением Е т. н. термоавто-электронная эмиссия смыкается с термоэлектронной
эмиссией, усиленной полем (Шотки эффектом).

Энергетич. спектр электронов, вылетающих
из металла при Т. э., узок (рис. 2).

Рис. 2.< Энергетический спектр
электронов, испускаемых при туннельной эмиссии для разных температур Т
и электрических полей Е; ф = 4,5 эв.

Полуширина (сигма) распределения
электронов по полным энергиям
(в эв) при Т=0 К определяется формулой:

При ф = 4,4эв а изменяется от
0,08 до 0,2 эв (для изменений j от 0 до 7). С повышением
Т (сигма)изменениях j) (сигма).
Характер энергетич. распределения электронов отклоняется от
теоретического в случае сложной конфигурации Ферми поверхности или
при наличии на поверхности металла адсорбированных атомов (особенно
неметаллических). Если на поверхности металла есть адсорбированные
органич. молекулы (или их комплексы), то электроны проходят сквозь
них, они играют роль волноводов для соответствующих волн де Бройля.
При этом наблюдаются типичные для волноводов распределения электронной
плотности по сечению волновода. Энергетич. спектры электронов в этом случае
отличаются аномалиями.

Отбор тока при низких темп-pax приводит
к нагреву эмиттера, т. к. вылетающие электроны уносят энергию в среднем
меньшую, чем Ферми энергия, тогда как электроны, вновь поступающие
в металл, имеют именно эту энергию (Ноттингема эффект). С возрастанием
Т нагрев сменяется охлаждением (инверсия эффекта Ноттингема)
при переходе через нек-рую темп-ру, соответствующую симметричному (относительно
энергии Ферми) распределению вышедших электронов по полным энергиям.
При больших токах, когда эмиттер разогревается джоулевым теплом, инверсия
эффекта Ноттингема (частично) препятствует лавинному саморазогреву
и стабилизирует ток Т. э.

Автоэлектронные эмиттеры изготавливают
в виде поверхностей с большой кривизной (острия, лезвия, шероховатые края
фольги и т. п.). В случае, напр., острий с радиусом закругления
0,1-1 мкм напряжения 1-10 кв обычно бывает достаточно для
создания у поверхности острия поля Е 10⁷ в/см. Для
отбора больших токов применяются многоострийные эмиттеры.

Стабильность тока Т. э. обеспечивается
постоянством распределения ф и а вдоль поверхности эмиттера. Обе величины
могут изменяться под влиянием адсорбции и миграции атомов как посторонних
веществ, так и материала эмиттера. Локальные а возрастают при миграции
материала поверхности в присутствии сильного электрич. поля. В пространстве
катод-анод и на поверхности анода электронный пучок создаёт положит. ионы,
к-рые бомбардируют эммитер, разрушая его поверхность. Поэтому повышение
стабильности Т. э. связано с улучшением вакуума и очисткой электродов,
использованием импульсного напряжения, умеренным подогревом эмиттера для
защиты от адсорбции остаточных газов и заглаживания дефектов в местах удара
ионов. В сверхвысоком вакууме (где поверхность эмиттера остаётся
чистой в течение часов или суток) была исследована Т. э. монокристаллов
практически всех тугоплавких металлов, а также химич, соединений с металлической
электропроводностью ZrC, LaBэ. W, Мо и Re.

Применения Т. э. металлов связаны с
возможностью получения больших токов либо интенсивных электронных пучков.
Холодные металлич. катоды перспективны и используются в сильноточных устройствах:
для получения рентгеновских вспышек или электронных пучков, выводимых
наружу сквозь тонкую фольгу; для накачки в квантовых генераторах; для
формирования электронных сгустков при коллективном ускорении тяжёлых ионов
(см. Ускорители заряженных частиц). Нелинейность вольт-амперной
характеристики приборов с Т. э. используется в умножителях частоты и
смесителях, в усилителях и детекторах сигналов СВЧ и т. д. Автоэлектронный
эмиттер как интенсивный точечный источник электронов применяется в растровых
электронных микроскопах. Он перспективен в рентгеновской и электронной
микроскопии, в рентгеновских микроанализаторах и электроннолучевых приборах
высокого разрешения. Автоэлектронные катоды перспективны в микроэлектронике
и как чувствительные датчики изменения напряжения. Важное значение
имеет также Т. э. из металла в диэлектрик (см. Диэлектрическая электроника).
Сочетание автрэлектронного эмиттера и анода, совмещённого с люминесцирующим
экраном, образует эмиссионный электронный микроскоп. На его экране
можно наблюдать угловое распределение электронов Т. э. с острия при увеличении
10⁵-10⁶ и раз решающей способности 20-60 А (см.
Электронный проектор).

Т. э. полупроводников изучена менее
полно. Она характеризуется более сложными зависимостями плотности тока
j от поля Е и ф и энергетич. спектров электронов. При Т.
э. полупроводников электрич. поле, проникая в кристалл, смещает энергетич.
зоны и локально изменяет концентрации носителей заряда и их энергетич.
распределения. Кроме того, в полупроводниках концентрация электронов проводимости
меньше, чем в случае металлов, что ограничивает величину j. Внеш.
воздействия, сильно влияющие на концентрацию электронов (темп-pa, освещение
и др.), также заметно изменяют j. Вольтамперные зависимости
j(E) и энергетич. спектры электронов отражают зонную структуру полупроводников.
Ток, текущий через полупроводник, может перераспределять потенциал
на образце и влиять на энергетич. распределение электронов.

Туннельные полупроводниковые эмиттеры,
реагирующие на свет, перспективны как чувствительные приёмники инфракрасного
излучения. Многоострийные системы таких эмиттеров могут служить основой
для мозаичных систем в преобразователях инфракрасных изображений. В нек-рых
случаях, когда вольтамперные характеристики полупроводника всецело определяются
его объёмными свойствами, j слабо зависит от Е и ф. При этом
точечный ненакаливаемый источник электронов может длительно и стабильно
работать даже в относительно невысоком вакууме.

Лит.: Wood R. W., "Phus. Rev.",
1897, v. 5, № 1; Millikan R. A., Lauritsen С. С., "Phys. Rev.", 1929, v
33, № 4, p. 598; Fowler R. H., Nоrdheim L., "Proc. Poy. Soc.", 1928, ser.
A, v. 119, № 781, p. 173; Nordheim L., "Phys. Zs.", 1929,
№ 7, s. 177; Елинсон М.И., Васильев Г. Ф.,
Автоэлектронная эмиссия, М., 1958; Ненакаливаемые катоды, под ред.
М. И. Елинсона, М., 1974; Фишер Р., Нойман X. Автоэлектронная эмиссия полупроводников,
пер. с нем., М., 1971. В. Я. Шредник.

А Б В Г Д Е Ё 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