Файл: Ненакаливаемые катоды..pdf

токов в области насыщения вольт-амперных кривых (см. рис. 6.12) эмиссия становится слабо зависящей от проз­ рачности потенциального барьера и начинает опреде­ ляться объемными свойствами кристалла. Использо­ вание этого эффекта для получения стабильной АЭЭ в условиях технического вакуума предложено в работах

Рис. 7.17. Стабильность эмиссии Si-автокатода от времени (эксперимент проводился при давлении р=10~6 мм рт. ст.).

рис. 7.16, 7.17. Как можно видеть, зависимость эмиссион­ ного тока от давления остаточных газов практически от­ сутствует. Вплоть до давлений 10~5 мм рт. ст. эмиссия стабильна во времени.

Кроме этого, можно отметить, что многие полупровод­ ники и полупроводниковые соединения обладают значи­ тельно меньшей активностью по отношению к адсорбции и изменению конфигурации поверхности, чем металлы. Нишида [80] показал, что нейтральный к адсорбции АЭК из низкоомного (З-Si в вакууме 10-8 мм рт. ст. обеспечи­ вает в течение часа и более достаточно стабильные плот­ ности тока и может с успехом использоваться в качестве точечного источника электронов в электронно-лучевых пушках.

Недавно Уцуми и Далманом [81] описана методика получения стабильных полупроводниковых катодов 'из Ge и Si, основанная на формировании большого количе­ ства микроострий с помощью прерванного вакуумного пробоя. Плотность острий достигает нескольких десятков тысяч на квадратный сантиметр. С поверхности общей протяженностью 0,01 см2 авторам удавалось снимать токи плотностью 1 ... 2 А/см2 в течение 100 ч.

240

7.5. Мощные импульсные источники электронов, формируемые на основе АЭЭ

Предельные плотности тока АЭЭ. В настоящее время в ряде важнейших областей техники имеется ост­ рая потребность в мощных интенсивных источниках электронов, которые не могут быть построены на основе оксидных и других эффективных термокатодов. Принци­ пиально новые возможности здесь открываются при ис­ пользовании АЭЭ. Эти возможности связаны со специ­ фикой механизма высвобождения электронов в процессе АЭЭ, обусловленной тем, что отсутствие энергетических затрат на эмиссионный акт исключает необходимость внешнего воздействия на материал катода и прнципиально позволяет получать огромные плотности тока, на мно­

электронов, падающй на границу раздела металл — ва­ куум, способен принципиально обеспечить в очень силь­ ных полях плотности токов до 1010 А/см2. Практически достигаемые плотности тока оказываются меньшими вследствие нестабильности АЭЭ при больших плотностях тока, приводящей к возбуждению вакуумной дуги. При этом эмиттер оплавляется и оказывается далее непригод­

ным для использования в качестве контролируемого АЭК. Дайку и его сотрудникам [85, 86] серией изящных экспе­ риментов удалось показать, что разрушение эмиттера связано с перегрузкой его собственным эмиссионным то­ ком. В случае чистых и сглаженных эмиттеров развитие нестабильности происходит за счет разрушения всего эмиттирующего острия. Эта перегрузка может быть также локальной при образовании на эмиттере отдель­ ных микронеоднородностей, формируемых в результате ионной бомбардировки катода или по другим причинам [19, 23]. Устранение условий образования таких микро­ неоднородностей позволило достичь при стабильной ра­ боте АЭК в стационарном режиме плотностей тока до 107 А/см2 [19] и в импульсных (при длительностях им­ пульсов около 10~6 с) до 108 А/см2 [85, 86].

Применив импульсный метод воздействия и регист­ рации, Дайк и его сотрудники при исследованиях на вольфрамовых эмиттерах обнаружили характерные эф­ фекты, предшествующие переходу АЭЭ в вакуумную ду-

ют, однако, что определяющий вклад в тепловой баланс при прохождении через острие сквозного тока при эмис­ сии вносит энергетический обмен, обусловленный Нот- тингам-эффектом [99]. Суть этого обмена заключается в том, что при эмиссии электронов из энергетической области ниже уровня Ферми (что всегда имеет место при сравнительно низких температурах) электроны, по­ кидающие поверхность металла в процессе эмиссии, замещаются более «горячими», приходящими из внеш­ ней цепи с энергией, приблизительно равной энергии Ферми. Этот процесс приводит к нагреву решетки.

Наоборот, при достижении достаточно, высоких темпе­ ратур, когда максимум распределения .эмиттирующих электронов смещается в область энергий над уровнем Ферми, происходит охлаждение острия. Баланс нагрева и охлаждения достигается при некоторой температуре, называемой температурой инверсии, соответствующей симметричному распределению эмиттирующих электро­ нов относительно уровня Ферми. Эксперименты [95] позволяют сделать вывод, что нагрев, обусловленный эффектом Ноттингама, при температурах ниже темпера­ туры инверсии в большинстве случаев превалирует над джоулевым нагревом. В результате инверсии Ноттин- гам-эффекта (перехода от нагрева решетки к охлажде­ нию) в определенных режимах должна иметь место ста­ билизация температуры острия и смещения максималь­ ной температуры от вершины эмиттера к периферии. По-видимому, этот эффект позволяет объяснить появле­ ние интенсивно эмиттирующих областей в виде колец (рис. 7.18,а), а также насыщение самопроизвольного воз­ растания тока при нагреве эмиттера, наблюдаемое на осциллограммах (рис. 7.18,6).

Поскольку процесс нагрева эмиттера инерционен, более высокие значения плотности тока .могут быть полу­ чены при уменьшении длительности импульса. Экспери­ менты с очень короткими импульсами 1СН7 ... 10-9 с выполнены недавно авторами работ [100, 101]. В этих исследованиях получены плотности тока до 109 А/см2.

Елинсон и его сотрудники [65, 87] обнаружили суще­ ственную зависимость предельной плотности тока от геометрии эмиттера и показали, что при возрастании угла конуса острия вследствие улучшения условий теп­ лоотвода плотность тока может быть увеличена без разрушения острия почти на порядок. Так, для углов

244.

лизующих покрытий еще раз отмечалась также в [37]. Интересно заметить, что предельное значение полного тока через острие, несмотря на существеннейшее умень­ шение эмиттирующей площади при локализации, сохра­ няется таким же, как и для случая равномерной эмис­ сии со своей поверхности, а в некоторых случаях даже превосходит это значение. В работе [95] высказано пред­ положение, что увеличение предельного тока при адсорб­ ции Zr связано с возрастанием устойчивости эмиттера к разрушению его эмиссионным током вследствие более эффективного охлаждения острия в результате инверсии Ноттингам-эффекта при пониженной работе выхода по­ верхности. В заключение этого параграфа подчеркнем основные результаты.

1. Возможность получения больших плотностей эмис­ сионных токов, в миллионы раз превышающих плотности токов термоэмиссви, является установленным экспери­ ментальным фактом.

2. Основной причиной, ограничивающей предельные значения плотности тока, является тепловое разрушение АЭК собственным эмиссионным током. Предельные зна­ чения плотности токов в зависимости от длительности импульса изменяются от 107 до 109 А/см2.

3. При создании специальных условий улучшения теплоотвода, понижении работы выхода и сокращении длительности импульса могут быть достигнуты плотности токов более 109 А/см2. Отметим, что эти плотности тока

246

рые принципиально могут обеспечить электроны зоны проводимости металла (табл. 7.1).

Пути получения больших абсолютных токов. Чрезвы­ чайно высокая эмиссионная способность АЭК дает воз­ можность получать большие электронные токи при ма­ лых размерах источника электронов. Так, например, при плотностях тока 107...1 0 8 А/см2 ток 10е А может быть получен от катода с линейным размером порядка милли­ метра. Для получения таких токов, однако, необходимы очень высокие анодные напряжения.

Оценочный расчет показывает, что уже для получе­ ния токов порядка 104 А необходим эмиттер с радиусом кривизны гт 10~2 см и соответствующая разность потен­ циалов, требуемая для создания автоэмиссионного поля примерно 5 ... 7 - 107 В/см, более 106 В.

Возможности получения больших токов от одиночного острийного катода при различных напряжениях и радиу­ сах эмиттера проиллюстрированы на рис. 7.1. Представ­ ленная номограмма рассчитана по уравнению Фауле­ р а — Нордгейма без учета влияния на АЭЭ пространст­ венного заряда эмиттированных электронов [84]. На са­ мом деле рабочие напряжения должны быть существенно выше. Как мы видели в (6.4), учет электронного прост­

к возрастанию необходимого прикладываемого напря­ жения в 5 ... 6 раз. Таким образом, применение в каче­ стве сильноточного катода одиночного АЭК оказывается эффективным в том случае, когда наряду с большими токами требуются также высокие энергии в электронном пучке. Такие острийные катоды большого радиуса с успе­ хом могут применяться в сильноточных импульсных ускорителях с энергиями 3 ... 10 МэВ и более.

Для того чтобы получать большие токи при значи­ тельно меньших напряжениях, в сотни и десятки кило­ вольт, необходимо тем или иным образом увеличивать эмиттирующую площадь при сохранении малого радиуса кривизны катода. Одной из таких возможностей является создание многоострийных систем [15, 30, 46, 103, 104], другой — развитие поверхности в одном измерении, фор­ мирование катодов в виде лезвий [105—108].

Проблема эффективности многоэмиттерных автоэмис-

сионных систем. Одной из основных проблем при созда­ нии многоострийного катода является вопрос одновре­

247

менного эмиттирования всех млн большей части его эле­ ментов. Под эффективностью многоэмиттерной системы здесь и в дальнейшем мы будем понимать отношение числа элементов системы, вносящих вклад в эмиссию, к их общему числу при дисперсии в значениях тока меж­ ду отдельными эмиттерами не более 20%.

Из уравнения Фаулера — Нордгейма следует, что эмиссионный ток чрезвычайно сильно зависит от напря­

ХЮ7 В/см и работе выхода ср = 4,5 эВ отклонение 0 на 1% приводит к изменению в токе приблизительно на 15%. Вычисление [3 производилось в ряде работ [10, 11, 48]. Наиболее строго вопрос рассмотрен Дайком с сотрудни­ ками [10], Дрехслером и Хенкелем [11].

Для приближенных оценок удобно воспользоваться полуэмпирическим соотношением, полученным Шарбонье

можно видеть из (7.12), (3 довольно ощутимо зависит так­ же от угла конуса эмиттера.

В связи с вышесказанным, для того чтобы обеспечить одновременное срабатывание большей части эмигрирую­ щих элементов многоострийного катода, необходимо обеспечить высокую идентичность их геометрических па­ раметров. Основная трудность при этом состоит в том, что необходимо формировать острия с радиусом кривиз­ ны порядка 10~4 см и разбросом по геометрии не более

1%.

На первый взгляд, такая проблема кажется трудно­ разрешимой. Однако специфические свойства АЭК: ма­ лый радиус кривизны, ничтожный объем активной части эмиттера, монокристалличность и почти идеальные меха­ нические свойства кончика острия— дают возможность применить процессы, позволяющие регулировать измене­ ние размеров и формы острийного элемента катода на атомарном уровне. К таким процессам относятся: поверх­ ностная самодиффузия, десорбция и испарение в силь­ ном электрическом поле, травление поверхности эмитте­ ра в атмосфере различных газов, эпитаксиальное выра­ щивание и др.

248