3.5. Вторинна електронна емісія Основні закономірності.

Вторинна електронна емісія (ВЕЕ) виникає з поверхні твердого або рідкого тіла (емітера) при бомбардуванні її прискореними електронами При використанні тонких емітерів, в яких довжина пробігу прискорених (первинних) електронів перевищує товщину емітера, ВЕЕ спостерігається як з поверхні, яка бомбардується, так і з протилежної сторони (ВЕЕ на простріл).

Експериментально установлено, що для будь-якого матеріалу емітера струм вторинних електронів І₂ змінюється пропорційно струму первинних електронів І_1:

І₂ = σ І_1.

Коефіцієнт пропорційності σ називається коефіцієнтом вторинної емісії. Цей коефіцієнт залежить:

- від природи матеріалу емітера, структури його поверхні, агрегатного стану і температури;

- від параметрів пучка первинних електронів, а саме від його енергії і кута падіння на поверхню.

Типова залежність коефіцієнта σ від енергії первинних електронів Е₁ при нормальному падінні їх на поверхню чистого матеріалу показана на рис.1.21.

Рис.1.21.

Характерною особливістю цієї залежності є наявність максимума з координатами σ _m і Е_1m. Для різних матеріалів криві практично однакові за формою і розрізняються значенням σ _m і Е_1m. В таблиці 3 наведені ці значення для деяких матеріалів.

Таблиця 3

Матеріали	σ m	Е1m, еВ	Матеріали	σ m	Е1m, еВ	Е1''
Ag, Au	1,50	800	Ge	1,1	400
Al	1	300	NaCl	6	600	1400
Cu	1,3	600	Al2O3	4,8	1300
W	1,4	600	оксидний катод	10	1400	3500
Pt	1,8	800	Ag-Cs2O-Cs	8,8	550	20000
			сажа	0,8	500

Ефективними емітерами вторинних електронів є лужно-галоїдні сполуки, оксиди лужноземельних металів та ін. Для напівпровідників і діелектриків, для яких σ >1, важливими параметрами є також значення енергії первинних електронів, при яких коефіцієнт σ _m =1; ці значення називаються відповідно першою (Е₁`) і другою (Е₁``) критичними енергіями.

Важливою характеристикою ВЕЕ є функція розподілу вторинних електронів за енергіями N(Е₂)

Рис.1.22.

Прийнято весь енергетичний спектр вторинних електронів поділити на три частини (Рис.1.22). Електрони з енергіями:

0 < E₂ < 50 eB (частина 1) розглядаються як істинно вторинні, вибиті з матеріалу емітера;

50 еВ < E₂ < Е₁ (частина 2) – непружно відбиті;

Е₂ = Е₁ (частина 3) – пружно відбиті первинні електрони.

В кількісному відношенні найбільше є вторинних електронів. Для металів і напівпровідників E_2m = 1,5..3,5 еВ, напівширина спектра ΔЕ₂ = 3..10 еВ. Форма спектра істинно вторинних електронів , величини ΔЕ₂ і E_2m для металів практично не залежать від енергії первинних електронів, якщо Е₁ > 20 еВ.

Форма кривої σ (Е₁) пояснюється таким чином. При бомбардуванні поверхні емітера прискореними первинними електронами більша їх частина проникає всередину тіла емітера і розтрачує свою енергію головним чином на збудження атомних електронів , при цьому в кожному акті збудження втрачається в середньому 30 еВ. Збудженні електрони переходять на вакантні енергетичні рівні вище рівня Фермі Е_ф. Це внутрішні вторинні електрони. Якщо вони виникають біля поверхні емітера і вектори їх швидкостей направлені до неї, тоді ці електрони з великою імовірністю можуть подолати поверхневий потенціальний бар’єр і вийти зовні. Якщо ж внутрішні вторинні електрони виникли в глибині тіла емітера, тоді при русі до поверхні вони втрачають значну частину енергії на зіткнення з електронами зони провідності і іншими частинками і ймовірність їх виходу мала.

Таким чином, з підвищенням кінетичної енергії Е₁ первинних електронів коефіцієнт σ спочатку зростає, тому що збільшується число внутрішніх вторинних електронів, які виникають біля поверхні і в своїй більшості виходять зовні. В подальшому число внутрішніх вторинних електронів продовжує зростати, але ймовірність їх виходу зовні тим менша, чим глибше вони виникають. Більша їх частина зароджується в кінці шляху, коли швидкість первинних суттєво знижується, оскільки повільний первинний електрон буде довше знаходитись біля атомного електрона і з більшою ймовірністю переведе його на збуджений рівень. Швидкі первинні електрони створюють всередині емітера багато вторинних, але так глибоко, що тільки невелика частина їх виходить зовні. Тому при великих енергіях первинних електронів коефіцієнт σ, досягнувши деякого максимального значення σ_m, починає плавно зменшуватись.

Якщо, не змінюючи енергії первинних електронів Е₁, направити їх пучок під кутом α до поверхні емітера, тоді коефіцієнт σ зросте. В цьому випадку вторинні електрони будуть зароджуватись ближче до поверхні емітера і ймовірність їх виходу зовні зросте (рис.1.23).

Рис.1.23

Кут α відраховується від нормалі до поверхні емітера.

Із всього сказаного слідує, що для вторинної емісії головне значення мають процеси всередині емітера, а не на його поверхні. Цим пояснюється слабка залежність коефіцієнта σ від роботи виходу матеріалу емітера.

Явище вторинної емісії використовується в ряді вакуумних електронних приладів: в підсилювальних приладах НВЧ магнетронного типу, передаючих і запам’ятовуючих електронно-променевих трубках, в фотоелектронних помножувачах струму. При цьому для вторинно-електронних емітерів використовують метали і сплави, їх оксиди, складні сполуки різних елементів.

З чистих металів в основному використовується платина , у якої σ _m = 1,8 (при α = 0), температурний діапазон до 400-500°С. Більш високе значення σ _m (до 3,0) має сплав Pt-Ba. Використовується в потужних магнетронних підсилювачах.

В фотоелектронних помножувачах для виготовлення емітерів використовують сплави, що складаються в основному з міді, срібла або нікелю і містять кілька відсотків (по вазі) берилія і магнію. Діноди з таких активованих сплавів мають σ _m = 8…15.

В ряді випадків вторинна емісія є паразитною ( динатронний ефект в тетродах ). Тоді використовують антидинатронні покриття з матеріалів з малим σ . Такими речовинами можуть бути вуглець(сажа), титан, цирконій.