Чистяков Ч1

Рис. 9. Зависимость коэффициента γ от энергии ионов инертных газов.

Рис. 10. Потенциальная картина, возникающая при взаимодействии иона с поверхностью металла.

21

Таким образом, для потенциальной эмиссии оказывается существенной разность eUi – 2eφ, которая представляет кинетическую энергию эмиттированного электрона. Можно предположить, что чем больше эта энергия, тем с большей вероятностью электрон покинет поверхность металла. Это подтверждается рис. 11.

Исследовалась и была обнаружена зависимость γ от работы выхода металла φ для одного и того же вида ионов (рис. 12). Однако даже при самой малой работе выхода коэффициент γп при потенциальной эмиссии не достигает 0,5 (тонкие слои натрия и калия и ионы Ne+), что свидетельствует о малой эффективности потенциальной ионноэлектронной эмиссии.

При увеличении заряда иона (кратности ионизации) коэффициент γп возрастает. Это объясняется увеличением энергии, передаваемой электрону металла, и облегчением условий его выхода в вакуум.

Потенциальная эмиссия, как было указано выше, возникает и при взаимодействии с поверхностью металла нейтральных возбужденных атомов. При этом энергия возбужденного атома передается одному из электронов металла. Условие существования этой эмиссии

где Uе - потенциал возбуждения соответствующего атома. В 1924 г. этот процесс был обнаружен при взаимодействии возбужденных метастабильных атомов ртути (Uе = 4,9 эВ) с поверхностью никеля ( = 4,6–4,8 эВ) в условиях, когда соотношение (12) имеет место.

Потенциальная эмиссия исследовалась в основном с металлов, однако в последние годы этот вид эмиссии обнаружен также с диэлектрических (стекла, щелочно-галоидных монокристаллов) и полупроводниковых (германия, кремния, арсенида галлия) мишеней.

22

Рис. 11. Зависимость коэффициента γ от величины Ui – 2φ.

Рис. 12. Зависимость коэффициента γ от работы выхода металла φ

23

Механизм потенциальной эмиссии металлов, который принят сейчас, предложил в 1937 г. советский физик Шехтер. По Шехтеру при нейтрализации положительного иона электрон с энергией, близкой к –e (уровень Ферми), переходит непосредственно на основной уровень атома, энергия его изменяется от –e до –еUi и может быть испущена в виде фотона. Однако с вероятностью на несколько порядков большей эта энергия передается за счет безизлучательного оже-процесса другому электрону металла, и за один этап энергия первого электрона понижается до –еUi , а второго повышается до нулевого уровня - энергии свободного электрона, или даже становится положительной (см. рис. 10). Второй электрон и может покинуть металл. Если энергия недостаточна, то оже-процесс тоже происходит, но эмиссия отсутствует. Теория, предложенная Шехтером, была усовершенствована Хегструмом, при этом оказалось возможно объяснить все основные закономерности потенциальной электронной эмиссии. При эмиссии, вызванной возбужденными атомами, и столкновении возбужденного атома с поверхностью металла происходит одновременный переход электрона атома в основное состояние и электрона проводимости в состояние с энергией, соответствующей энергии свободного электрона.

Потенциальная эмиссия играет большую роль в некоторых видах электрического разряда в газе, таких, как стадия пробоя газа и тлеющий разряд.

3.2. Кинетическая эмиссия

При энергиях ионов и нейтральных возбужденных атомов, превышающих 1–1,5 кэВ, зависимость = f( ) изменяется. На рис. 13 показана эта зависимость в диапазоне энергий от 0 до 10 кэВ [8]. Результаты даны для ионов Ne+ и молибденовой мишени ( Ui = 21,6 В и φ = 4,2 В), когда условие Ui > 2φ выполняется, т.е. имеет место потенциальная эмиссия, а также для ионов Na+ и молибденовой мишени (Ui = 5,14 В, φ = 4,2 В), когда потенциальной эмиссии не должно быть. В первом случае коэффициент возрастает, начиная с энергии ионов около 1 кэВ, и продолжает увеличиваться во всем диапазоне энергий приблизительно по линейному закону. Во втором случае эмиссия в диапазоне энергий 0–1 кэВ (потенциальная эмиссия) отсутствует, и заметный рост коэффициента γ начинается только с энергии, большей 1 кэВ. Для всего диапазона энергий от 0 до 10 кэВ зависимость = f( ) может быть представлена эмпирическим соотношением

γ = γn + ( ε – εгр )C1

(где ε – энергия иона; εгр – граничная энергия иона), справедливым при наличии

24

потенциальной эмиссии, и соотношением

γ = C1 ( ε – εгр ),

если потенциальная эмиссия отсутствует. Постоянная C1 зависит от природы иона. Участок линейного роста зависимости = f( ) специфичен для кинетической

эмиссии и имеет место при всех видах ионов. Продолжительность этого участка тем больше, чем больше масса иона. При дальнейшем возрастании кинетической энергии коэффициент к увеличивается медленнее, приблизительно пропорционально скорости иона ( ~ √ ) и намечается максимум функции ( ). Положение максимума зависит от массы иона, что хорошо видно из рис. 14, на котором приведены данные для ионов Н+, Н2+ и Не в широком диапазоне энергий. Максимум для ионов Н+ находится около энергии в 60 кэВ, для Н2+ - около 150 кэВ и для ионов Не - около 300 кэВ.

Величина γk зависит от природы ионов и в максимуме намного превосходит единицу. Для некоторых ионов γkmax > 10 .

По данным, полученным позднее [9], максимум зависимости ( ) для ионов Н+ находится около 80 кэВ. Если данные для γ (см. рис. 14) ионов Н2+ и Не и данные работы [9] для ионов Н+ построить в зависимости от скорости ионов υ, то характер кривых и величины скоростей, при которых достигаются максимальные значения γ, окажутся очень близкими. Таким образом, для получения оптимального значения коэффициента γ важно достижение определенной скорости атомной частицей.

Уменьшение γ при больших энергиях атомных частиц объясняется большой глубиной внедрения этих частиц в твердое тело, а также возможным изменением механизма возбуждения электронов твердого тела при скоростях быстрых частиц, больших скоростей движения электронов в атомах.

25

Наблюдались также следующие особенности кинетической эмиссии:

1. Для данного материала мишени и частиц данного изотопа определенного элемента γk не зависит от зарядового состояния частицы при заданной энергии:

γk(A) = γk(A+) = γk(A++),

что лишний раз подчеркивает зависимость процесса при большой кинетической энергии только от этой энергии и независимость от потенциальной энергии, определяемой зарядностью частицы.

2. При бомбардировке мишеней молекулярными ионами (AB)+ наблюдается кинетическая ионно-электронная эмиссия с коэффициентом γ(АВ)+.

γk(AB)+ = γk(A)+ + γk(B)+.

Такая простая закономерность имеет место, по-видимому, лишь для молекулярных ионов, состоящих из небольшого числа атомов Н+, Н2+, Н3+, N+, N2+ и др. Эта особенность, вероятно, имеет место и для быстрых молекул.

3.Энергетический спектр электронов ионно-электронной эмиссии сплошной, распределение близко к максвелловскому, средняя энергия эмитированных электронов равна нескольким электрон-вольтам, заметное число электронов наблюдается даже с энергиями 20–30 эВ.

4.Распределение эмитированных электронов по направлениям для поликристаллических мишеней следует закону косинуса.

Теория кинетической эмиссии, достаточная для объяснения всех ее особенностей, появилась не так быстро, как теории термо- и автоэлектронных эмиссий.

Кинетическая эмиссия происходит в том случае, когда ион или нейтральный атом с кинетической энергией, превышающей 1 кэВ, сталкиваются с узлом или несколькими узлами кристаллической решетки твердого тела. Таким образом, необходимо рассмотреть механизм передачи энергии быстрой тяжелой частицей узлу кристаллической решетки, нагрев электронов и механизм их выхода из твердого тела. Все эти процессы являются достаточно сложными.

Современная теория кинетической эмиссии развивается в основном в трудах советских физиков [10] , Для процесса передачи кинетической энергии от иона к электронам металла был предложен механизм, аналогичный описанному советским физиком О.Фирсовым [11] для неупругих ионно-атомных соударений. Его применимость к явлению кинетической эмиссии можно обосновать тем, что электроны внутренних оболочек атомов металлов слабо коллективизированы и образуют ионный узел, близкий по своему поведению при столкновениях к изолированному атому или

27

иону. При сближении сталкивающихся частиц происходит деформация и перекрытие их электронных оболочек, между частицами действует диссипативная сила, аналогичная силе трения. Работа этой силы за время столкновения атомов и определяет «энергию разогрева» электронных оболочек.

При этом процессе происходит переход части электронов валентной зоны в зону проводимости, а в валентной зоне соответственно появляются дырки. Далее может произойти рекомбинация дырок и электронов проводимости металла, причем освобождающаяся энергия за счет оже-процесса может быть передана электронам проводимости, которые и эмитируются из металла.

Таким образом, согласно этой теории вторые этапы (квантовые переходы) потенциальной и кинетической эмиссий одинаковы.

Кинетическая эмиссия играет очень большую роль в выcоковольтном тлеющем разряде при низких давлениях (условия левой ветви кривой Пашена), разряде с полым катодом и явлениях, предшествующих пробою вакуума. Эмиссия возникает на мишенях ускорителей ионов, масс-спектрометров, а также в приемниках установок для электромагнитного разделения изотопов.

28

ГЛАВА II

ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ПРОЦЕССЫ И СТАТИСТИКА ЭЛЕКТРОНОВ ПРИ ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ ТОКЕ В ГАЗАХ

При протекании электрического тока в газовой среде возникают электроны, ионы положительные и отрицательные, обладающие различной зарядностью (кратностью), фотоны, резонансные и обычные, возбужденные атомы, инстабильные и метастабильные. Все эти частицы вносят вклад в формирование определенного вида электрического разряда в газе. Взаимодействие частиц происходит при соударениях.

4. Виды соударений. Обмен энергиями

Соударения бывают упругие и неупругие. При упругих соударениях для кинетических энергий частиц до соударения E1 и после соударения E2 выполняется соотношение

∑E1 = ∑E2 .

При неупругих соударениях либо часть кинетической энергии переходит в потенциальную ( ∑E1 > ∑E2 - соударения первого рода ), либо часть потенциальной энергии переходит в кинетическую ( ∑E1 < ∑E2 - соударения второго рода).

Пример неупругого соударения первого рода - ионизация атома ударом электрона. Удары второго рода также распространены, например, соударение медленного электрона с возбужденным атомом, в результате которого атом переходит в нормальное состояние, а кинетическая энергия электрона увеличивается.

При упругих и неупругих соударениях происходит обмен энергиями частиц. В случае упругого удара обмен энергиями определяется соотношением масс частиц и направлением удара. При центральном ударе налетающая частица массой m передает

Рассмотрим два сильно отличающихся случая:

29

1. M >> m . Электрон сталкивается например, с атомом водорода δср 0,001. Часть энергии, передаваемая электроном атому, очень мала, и обмен энергиями происходит медленно.

2. M = m. δ = 0,5. Налетающая частица передает большую часть энергии покоящейся частице. Например, обмен энергиями между ионом и атомом одного и того же газа.

Недостаточно интенсивный обмен энергиями между электронами и атомами при электрическом разряде низкого давления приводит к тому, что для электронов устанавливается своя, более высокая, чем у нейтральных атомов, средняя кинетическая энергия и соответствующая мера кинетической энергии - температура. Для ионов по той же причине температура оказывается близкой к температуре нейтральных атомов газа. При стационарных сильноточных разрядах высоких и сверхвысоких давлений изза очень большого числа столкновений частиц всех видов возникает плазма с равными температурами электронов, ионов и нейтральных атомов - изотермическая плазма.

Соударения являются одним из наиболее существенных факторов, влияющих на установление распределения электронов по скоростям.

При рассмотрении соударений следует учитывать закон сохранения движения центра инерции сталкивающихся частиц. Это существенно, например, при определении порога ионизации или возбуждения атомов электронами и ионами. На первый взгляд, для того чтобы эти процессы осуществились, достаточно передать атомам энергии eUi или eUe (Ui и Ue - потенциалы ионизации и возбуждения). При этом следует учитывать энергию, связанную с движением центра инерции, которая при соударении не должна измениться. Оценим эту энергию для различных случаев, рассматривая для простоты центральный удар и одну из частиц покоящейся. Центр инерции расположен на прямой, соединяющей центры обеих частиц. По закону сохранения количества движения

mv = (m + M )vц.и.,

где vц.и. - скорость движения центра инерции:

m vц.и. = m + M v .

Энергия связанная с движением центра инерции,