Avtoelektron emissiya Reja: Avtoelektron emissiyaning umumiy tushunchalari Metallar avtoelektron emissiyasi nazariyasi

Avtoelektron emissiya
Reja:
1. Avtoelektron emissiyaning umumiy tushunchalari
2. Metallar avtoelektron emissiyasi nazariyasi
3. Avtoelektron emissiyani eksperemental tadqiq etish
Xulosa

Avtoelektronli (elektrostatik) emissiya- bu hodisa qattiq jismdan kuchli elektrostatik maydon yordamida elektronlarni urib chiqarish. Ushbu emissiya birinchi bo‘lib 1897 yilda Vud tomonidan kashf qilingan, avtoelektron emissiyaning nazariyasi 1929 yilda Nordgeym tomonidan rivojlantirilgan.

Avvalroq ko‘rsatib o‘tilganidek, termoelektron tok ortadigan haroratda tashqi elektr maydoni katodning sirtida chiqish ishini kamaytiradi. Bu hodisa Shottki effekti deyiladi :

Ushbu formulaga ko‘ra yuqori kuchlanganlikka ega bo‘lgan elektr maydoni qo‘yilganda potensial to‘siqni (43.rasm) Fermi satxigacha kamaytirish mumkin va elektronlarning emissiyasi ushbu sathdan ketadi. Buning uchun kuchlanganligi quyidagicha bo‘lgan elektr maydonini qo‘yish kerak bo‘ladi
(5.1)
Biroq amaliyot shuni ko‘rsatadiki katta elektr maydonlarida Shottki effekti bajarilmaydi. Buning sababi quyidagicha: bunday maydonlarda past haroratlarda ro‘y beradigan va katodning haroratiga bog‘liq bo‘lmaydigan elektronlar emissiyasi qayd etiladi. Bu aynan o‘sha avtoelektronli yoki sovuq emissiyadir.
Avtoelektron emissiya hodisasini tushunish uchun qattiq jism ichida kvant-mexanik qonuniyatlar bilan aniqlanadigan elektronlarning energetik taqsimoti haqida tasavvurlarga ega bo‘lish talab etiladi. Bundan tashqari, “qattiq jism-vakuum” bo‘linish chegarasidagi potensial to‘siqning tabiatini bilish talab etiladi. Haqiqatdan metall-vakuum chegarasida shunday potensial bo‘sag‘a borki, u metallda elektronlarni ushlab turadi. Birinchidan, metallning sirtida tashqi elektr maydonining borligida, balandligi Wa –bo‘lgan potensial bo‘sag‘a pasayadi (Shottki effekti), ikkinchidan, kengligi elektr maydon kuchlanganligi E kattaligi bilan aniqlanadigan potensial to‘siqqa aylanadi: maydon qanchalik kuchli bo‘lsa, potensial to‘siq shunchalik tor bo‘ladi.
Klassik tasavvurlarga ko‘ra bu to‘siq orqali shunday elektronlar o‘tishi mumkinki, ularda x-impulsga to‘g‘ri keluvchi energiya, potensial o‘raning chuqurligidan Wa katta bo‘lishi kerak :
Agar ushbu shart bajarilmasa, elektronlar emissiyasi kuzatilmaydi.
Kvant – mexanik nuqtai – nazardan boqacha manzara kuzatiladi, unga ko‘ra elektronlarning metalldan chiqishi quyidagi shartda ham bo‘lishi mumkin
.
Bunday holatda elektronlar potensial to‘siq orqali “tunnellandi” deyiladi, sababi ular to‘lqin xossasiga egaligidadir. Elektron – to‘lqin, metall ichidan potensial to‘siqqa tusha turib, undan shunday o‘tish ehtimolligiga ega bo‘ladiki, klassik nuqtai nazardan “taqiqlangan” Ex sathda 1 va 2 energiya sohasiga kiradi (65.rasm) va uning davomida ruxsat etilgan energiyalar 2 sohasiga kirib qoladi.
Ushbu mexanizm “tunellanish” effekti degan nom oldi. Potensial to‘siqning D – shaffofligi to‘siqning balandligi va kengligiga bog‘liq bo‘ladi, ya’ni tashqi elektr maydoni kuchlanganligi kattaligiga bog‘liq bo‘ladi. Shuning uchun avtoelektron emissiya toki zichligi j ham tashqi maydonga bog‘liq bo‘ladi. Tajribalardan kelib chiqadiki, bog‘liqlikni quyidagicha ifodalanish mumkin
(5.2)
bu yerda A va V lar –doimiy kattaliklar.

65. Rasm. Elektronni potensial to‘siq orqali tunellanishi

(5.2) tenglama termoelektron emissiya toki zichligi (3.1) tenglamasini eslatadi, lekin T haroratni E – elektr maydoni kuchlanganligi bilan almashtirish kerak. J(E) bog‘liqlikning eksponensial o’zgarishi avtoelektron emissiya VAXini katta buzilishlarga olib keladi.

Metallar avtoelektron emissiyasi nazariyasi
Avtoelektron emmisiya toki zichligini quyidagi oddiy formula yordamida hisoblash mumkin
(5.3)
bu yerda – sirtga normal yo‘nalgan impulsning x-tashkil etuvchisiga mos keluvchi elektronning energiyasi; n(-energiyasi dan intervalda yotuvchi metall ichidan chiquvchi vaqt birligida yuza birligiga tushuvchi energiyali elektronlar soni; D(-metall sirtidagi potensial to‘siqning shaffoflik koeffitsienti bo‘lib, to‘siq orqali o‘tuvchi elektron to‘lqini intensivligini tushayotgan to‘lqinlar intensivligiga nisbatidir.

Bu yerda r(Ex,E)- elektron to‘lqinining qaytish koeffitsienti.
D va r koeffitsientlar mutlaq kvant-mexanik xarakteristikalar hisoblanishadi.
(5.3) formula bir o‘lchamli holat uchun qo‘llaniladi; unga kiruvchi n( kattalik Fermi-Dirak taqsimotiga bo‘yinsunadi. Metall chegarasida energiyasi potensial to‘siqning balandligidan katta bo‘lgangina elektronlarni hisobga olishga to‘g‘ri keluvchi termoelektron emissiyadan farqli ravishda, avtoelektron emissiya vaqtida – metall ichidan to‘siqqa kelayotgan barcha elektronlarni hisobga olishga to‘g‘ri keladi, umuman, ular barchasi metallni tark etishi mumkin faqat turli ehtimolliklar bilan.
Avtoelektron emissiya toki zichligini j – tashqi elektr maydoniga, katodning haroratiga va uning chiqish ishiga ga bog‘liqliligini hisoblab topish umuman olganda ixtiyoriy E va T lar uchun murakkab masala sanaladi. Shuning uchun maqsadga muvofiq bo‘lar ediki elektronlar butun energetik spektrini birnechta sohalarga ajratish (65.rasm) va har bir soha uchun o‘zining matematik usulini qo‘llash zarur.
T da elektronlar faqat I sohaga mos keluvchi energiyaga ega bo‘lishadi: ushbu sohadagi elektronlarning emissiyasi – toza avtoelektronli emissiyaga ta’luqli bo‘ladi.
T0 K bo‘lganda, energiyasi II, III va IV sohalarga mos keluvchi elektronlar paydo bo‘ladi. II sohadan elektronlarning emissiyasini termoavtoelektronli emissiya deb atash mumkin, elektronlarning III sohadan emissiyasini Shottki effekti natijasida yuzaga kelgan termoelektronli emissiya deyiladi. Va nihoyat, IV soha elektronlari toza Richardson termoelektron emissiyasini yuzaga keltirishadi (E0).

5.2.1. T0 K da avtoelektron emissiya toki zichligi va potensial to‘siqning shaffoflik koeffitsienti

Potensial to‘siqning Shaffoflik koeffitsientini hisoblashda Nodgeym VKB (Vensel-Kramers-Brillyuen) usulidan foydalandi. Shryedinger tenglamasi quyidagi ko‘rinishga ega bo‘ladi.

E- berilgan energetik sathdagi elektronlarning energiyasi; Er() – potensial energiya; 65.rasm.da keltirilgan potensial to‘siq uchun u quyidagiga teng:

Ta’rifiga ko‘ra potensial to‘siqning shaffoflik koeffitsienti

atush, aqayt, ao‘tg – mos ravishda tushayotgan, qaytgan va o‘tgan elektron to‘lqini amplitudasi. F()( belgilash kiritib, Shredinger tenglamasini quyidagicha yozamiz :
(5.5)
Vensel, Kramers va Brillyuenlarga ko‘ra uchun (5.5) tenglamaning yechimi quyidagi tenglama hioblanadi
(5.6)
potensial to‘siqning Shaffoflik koeffitsienti quyidagi formula bilan beriladi
(5.7)
Bu yerda E x–x sathdagi elektronning energiyasi (65.rasm).
(5.7) formuladan ko‘rinadiki klassik holatga o‘tiladigan bo‘lsa , shaffoflik koeffitsienti nolga aylanadi, ya’ni potensial to‘siq orqali elektronlarning o‘tishi mumkin bo‘lmay qoladi.

66.Rasm. Elektrik tasvir kuchlarini hisobga olinmagan holdagi ideallashtirilgan potensial to‘siq.
1. Elektrik tasvir kuchlarini hisobga olinmagan holdagi ideallashtirilgan potensial to‘siq shaffofligini hisoblaymiz (66.rasm). Bunda Shottki effekti nolga teng bo‘ladi va to‘siqning balandligi doimiy bo‘ladi. Er potensial energiyaning sirtdan -masofaga bog‘liqligi quyidagicha bo‘ladi:
(5.8)
Bu yerda E0 -elektrokimyoviy potensial sathi.
Bu holatda 10 ga. 2 –masofani quyidagi shartdan topamiz: Ex2, bundan
holda potensial to‘siqning shaffofligini hisoblash quyidagi integralni hisoblashga keladi:
(5.9)
hisoblashlardan so‘ng Shaffoflik koeffitsienti uchun quyidagi ifodani hosil qilamiz
(5.10)
2.Elektrik tasvir kuchlarini hisobga olgan (65.rasm) holda, potensial to‘siqning shafofligini hisoblaymiz. Bunda Er potensial energiyaning sirtdan -masofaga bog‘liqligi quyidagicha bo‘ladi:
(5.11)
1va 2 masofalarni quyidagi Shartdan topamiz :

bulardan kelib chiqib, potensial to‘siqning shaffofligi uchun quyidagini hosil qilamiz :
(5.16)
) –Nordgeymning tabuliyasiyalangan funksiyasi (67 rasm).



67.Rasm. Nordgeymning tabuliyasiyalangan funksiyasi

Shunday qilib, (5.16) formula (5.10) formuladan ) ko‘paytuvchi bilan farq qiladi.

Avtoelektron emissiya toki zichligini topamiz.
Vaqt birligida emitter sirti yuza birligiga tushayotgan elektronlar oqimi termoelektron emissiya masalasini o‘rganishdan ma’lum bo‘ldiki u quyidagiga teng:
(5.17)
(5.17) tenglamaxyo‘nalishda (metall sirtiga normal yo‘nalish) kinetik energiyaga ega bo‘lgan elektronlar soni. Mos ravishda termoelektron emissiyasi toki zichligi quyidagiga teng
(5.18)
D- potensial to‘siq Shaffofligi koeffitsienti. Avtoelektron emissiya uchun Shu kabi tok zichligining ifodasini keltirib chiqaramiz. Bir qator hisoblashlardan so‘ng
(5.27)
T da avtoelektron emissiya uchun Fauler-Nordgeym tenglamasi.
Belgilash kiritamiz
(5.28)
Ko‘rinib turibdiki, (5.28) tenglama Richardsonning (3.21) termoelektron emissiya toki uchun tenglamasi bilan bir qiymatli bog‘langan, faqat (5.28) da harorat rolini elektr maydon kuchlanganligi o‘ynaydi. Tashqi elektr maydoni kuchlanganligi qanchalik katta bo‘lsa, avtoelektron emissiya toki shuncha katta bo‘ladi. Termoelektron emissiyada lg bog‘lanish grafigi to‘g‘ri chiziq bo‘lsa, bu yerda lg bog‘lanish ham to‘g‘ri chiziq grafigiga ega bo‘ladi.
Avtoelektron emissiyada kalorimetrik effekt mavjud emas, chunki elektronlar Fermi satxidangina chiqishadi. Biz bilamizki, Fermi satxidan chiqayotgan elektronlar o‘zlari bilan energiya olib ketishmaydi, ya’ni katodni sovushiga olib kelishmaydi. Bu narsa tajriba yo‘li bilan 1930 yillarda Myuller va Flemingolar tomonidan isbotlangan. Bundan tashqari, Nottingam ko‘rsatganidek, avtoelektron tokning katta zichliklarini tanlashda, emissiyada asosiy rolni elektronlar o‘ynaydi, hamda ularning energiyasi Fermi satxi energiyasidan kichik bo‘ladi, bunda bo‘shayotgan quyi energetik satihlarga elektr zanjiri yuqori energetik sathlaridan kelayotgan elektronlar o‘tishi hisobiga emitterning qizishi kuzatiladi.
5.2.2. Termoavtoelektron emissiya toki zichligi
Agar emitterning harorati noldan katta bo‘lsa (T K), ya’ni bo‘lsa, u holda avtoelektron emissiyaga Fermi satxida joylashgan elektronlar energiyasidan katta energiyaga ega bo‘lgan elektronlar “hissa” qo‘shishlari mumkin. Shu sababli biz (5.19) dan (5.20) logarifmning ikkinchi qiymatini exr olganligi uchun undan integral olamiz. U holda emissiya toki zichligi uchun quyidagi tenglamani yozamiz
(5.29)
(5.29) integralni yechish uchun λ dan bo‘lishligini talab qilishimiz kerak. Agar λ, Ya’ni λ bo‘lsa, u holda (5.29) tenglama ajraluvchi integral ko‘rinishida bo‘ladi.

λ (ya’ni. λkT<1) bo‘lganligi uchun λkT kattalikni hisobga olmasa ham bo‘ladi va unda oxirgi tenglama quyidagi ko‘rinishni oladi:
(5.30)
ga tenglamani ko‘paytiramiz va bo‘lamiz natijada quyidagini hosil qilamiz
. (5.32)
tenglama emitterning uncha katta bo‘lmagan haroratlarida termoavtoelektron emissiya toki zichligi ifodasini beradi.
pastki (Fermi satxi va undan pastroqdan) va yuqorigi (Fermi satxidan yuqoridan) energetik satihlardan quyidagi formula bilan aniqlanadi
(5.33)
emissiya paytida sovutish effekti sezilarliroq bo‘lishi kerak. I.S. Andreevga ko‘ra yuqori sathlardan elektronlar tomonidan olib ketiladigan energiya quyidagicha :

Bunda T va T0 lar mos ravishda emitter va o‘tkazgichlarning harorati; - T va T0 lardagi termoavtoemissiya toklari farqi; (E-elektr maydoni kuchlanganligi).
Avtoelektron emissiya – termoelektron emissiyaga qaraganda bir qator prinsipial afzalliklarga egadir. Birinchidan, katod nakalini qizdirishga energiya va vaqt sarflash talab etilmaydi. Ikkinchidan, avtoelektron emissiya VAX da katta egrilikni beradi, avtoelektron tok nihoyatda katta bo‘ladi . Uchunchidan, katod o‘lchamining kichikligi uni qizdirish bilan bog‘liq bo‘lgan bir qator muammolarini hal etadi. Kamchiliklariga – uning nostabilligi va yuqori ta’minot manbaalarini talab etishidadir.
5.3. Avtoelektron emissiyani eksperimental tadqiq etish
5.3.1. Eksperimental texnika
Toza metallar sirtidan yetarlicha katta avtoelektron toklarni olish uchun emitterlar sirtida kuchli elektr maydonlaridan foydalanishga to‘g‘ri keladi. Emitterlar ichki qismi egrilik radiusi 10-7 -10-2 m bo‘lgan ingichka simlardan tayyorlanishadi. Uchning yaqinida taxminan 10-2 m masofada anod joylashtiriladi u disk yoki halqa ko‘rinishida bo‘ladi; anodning shakli emitter sirti yaqinidagi maydonga unchalik ta’sir ko‘rsatmaydi. Anodning emitterga nisbatan potensiali 1-10 kV ga teng.
K uchni issiqlik o‘tkazuvchanlik yo‘li bilan qizdirish uchun D yoysimon o‘tkazgichdan (68.rasm) foydalaniladi, undan nakal toki o‘tadi. Uchni odatda elektrolitik travit qilish bilan olinadi. Issiqlik bilan ishlov berish jarayonida uchning silliqlanishi va aylanasimon Shakl olishi ro‘y beradi. Uchlikning silliqligi kamroq bo‘lishi uchun qiyin eriydigan metallardan qilingan o‘tkazgichni elektrolitik travit qilishdan oldin qo‘shimcha ravishda vakuumda T2200 K qizdiriladi.

68.Rasm. Avtoelektron emissiyani o‘rganish uchun eksperimental qurilmaning sxemasi

Elektrolitik travit qilish quyidagidan iborat: yoysimon o‘tkazgichga uch yasalishi kerak bo‘lgan qo‘shimcha sim kavsharlanadi. Yoysimon o‘tkazgichdan kerakli masofada (69.rasm) diametri 5*10-3 va balandligi 2*103 m bo‘lgan nikelli trubochka joylashgan, unga NaOH elektroliti tomchisi joylashtiriladi va u kapillYarlik kuchlari bilan ushlab turiladi. O‘tkazgichning bo‘sh uchi NaCl eritmali idishga tushuriladi. Nikelli trubochkaga doimiy tok manba’i manfiy ishorali qutbi, NaCl eritmasiga esa musbat qutbi E-elektrod ulanadi.

69.Rasm. Elektrolitik emirish uchun sxema

Natijada NaOH elektroliti yuqori sirti yaqinida trubochkada o‘tkazgichning elektrokimyoviy emirilish jarayoni ro‘y beradi, bunda o‘tkazgich butunlay emirilishi bilan uning oxiri og‘irlik kuchi ta’sirida pastga tushadi.

Emitter sirti yaqinida tashqi elektr maydoni kuchlanganligini kattaligini topish uchun, uning uchi o‘tkirligi va radiusini bilish zarur. Uchning radiusini topish uchun uchlik shaklining bir qator aproksimatsiyalaridan kelib chiqiladi: parabolik, giperbolik yoki oxiri sferasimon bo‘lgan ortogonal konus. O‘z tadqiqotlarida, masalan, Myuller – parabolik aproksimatsiyadan kelib chiqqan; uchni u aylanish paraboloidi ko‘rinishida tasavvur qilgan. Bunday holatda o‘tkir uchning cho‘qqisida elektr maydoni kuchlanganligi quyidagtga teng bo‘ladi
(5.35)
Bunda V- katod (emitter) ga nisbatan anodning potensiali; r1 va r2 –katod va anod uchlari o‘tkirlik radiuslar mos ravishda (jumladan r1 << r2).

5.3.2.Avtoelektron emissiya tokining elektr maydoniga bog‘liqligi

70.rasmda avtoelektron emissiya toki natural logarifmining tezlashtiruvchi potensialning V teskari ishora bilan olingan qiymatiga bog‘liqligining grafigi keltirilgan.



70-rasm. Avtoelektron emissiya toki natural logarifmining tashqi elektr maydoni tezlashtiruvchi potensialining V teskari ishora bilan olingan qiymatiga bog‘liqligining grafigi

Uncha katta bo‘lmagan elektr maydonlari uchun grafik ko‘rinishi chiziqli (AS qismi), so‘ngra katod va anod orasidagi katta kuchlanishlarda V chiziqlilikdan tok kamayishi tomoniga chetlanish (SV qism) boshlanadi. Ushbu chetlanish avtoelektronlar hajmiy zaryadining ta’siri bilan tushuntirilib, maydon kuchlanganligi E avtoelektron emissiya toki zichligiga j bog‘liq bo‘ladi. (2 jadval).

2 Jadval
Avtoelektron emissiya toki zichligining E kuchlanganlikka bog‘liqligi

Ko‘rsatilgan qiymatdan uzoqlanishning asosiy sababi, emitter sirti yaqinida juda kichik masofalarda (), elektronga ta’sir etayotgan elektrostatik tasvir kuchi qonunidan chetlanishdir. Agar avtoelektron emissiya toki zichligining qiymatini oshirsak ( E maydon kuchlanganligini siymatini oshirib), u holda fazoviy zaryad bilan deppressiyalangan vaqt bo‘yicha stabil avtoelektron emissiya tok zichligining kritik qiymatiga erishganda (jkr11 A/m2) –vakuum yoyiga o‘tadi. Bunday holatda avtoelektron tokining doimiy kuchlanishda (VD qism) quyunsimon ortish jarayoni boshlanadi (Joul-Lens issiqligi hisobiga) va bu emitterning erib ketishi bilan (vakuumli teshilish) yakunlanadi.
Yoyning hosil bo‘lishi emitter sirtini qoldiq gazlar ionlari bilan ham, anoddagi ionlar bilan ham emas, balki elektronlarni emitterdan chiqish mexanizmlari bilan aniqlanadi. Yoydagi tok –statsionar emissiya tokiga qaraganda ikki tartibga ortadi. Emitter haroratining T1000 K qiymatigacha avtoelektron emissiya uchun haroratviy effekt kichik. Yuqori haroratlarda (T>1000 K) bu effekt yetarlicha ortadi (71.rasm).



71.Rasm. Emitterning turli haroratlarida T, K : 1-0; 2-1000; 3-2000, avtoelektron emissiya toki zichligining elektr maydoni kuchlanganligiga bog‘liqligi.
Elektr maydoni kuchlanganligining ortishi bilan emissiyada haroratning o‘rni pasayadi.
5.3.3. Avtoelektron emissiya tokining chiqish ishiga bog‘liqligi
Fauler- Nordgeym tenglamasiga emitterning chiqish ishi e kiradi, Shuning uchun avtoelektron emissiya tokining zichligi j e chiqish ishiga bog‘liq bo‘ladi.
Tok zichligining chiqish ishiga bog‘liqligi ikki usulda tekshirildi.
Ulardan birinchisi volframli uchga – emitterdan elektronlarning chiqish ishini o‘zgartiruvchi turli aktivlashtiruvchi plenkalar (Th, Ba, Cs va boshqalar) surilgan (napilyat qilingan). Elektr maydoni kuchlanganligining ma’lum qiymati (volframli uchning o‘lchamlari ma’lum) va ma’lum tok zichligi (emitterlovchi yuza ma’lum) bo‘yicha Nordgeym tenglamasidan chiqish ishini hisoblab, uni boshqa usullar bilan aniqlangan (termo – va fotoelektronli emissiya) qiymati bilan taqqoslandi. Tajriba natijalari avtoelektron emissiya toki zichligini kvant – mexanik formulasini tasdiqladi.
Ikkinchi usul toza monokristall sirtining turli qirralaridan avtoelektron emissiyani o‘rganishdan iborat edi. Tajribalar Nordgeym nazariyasining to‘g‘riligini tasdiqlashdi; ularga ko‘ra, monokristall sirtining turli qirralaridan avtoelektron emissiya toki zichligining turlicha qiymatlarga ega bo‘lishi, ushbu qirralar turlicha chiqish ishiga ega bo‘lishlari bilan tushuntiriladi va bundan boshqa narsa emas.
Metallarda avtoelektron emissiya toki zichligi – emitterlarda sirtbo‘yicha nobir jinsli ravishda taqsimlanadi. Bu nobirjinslilik /E – faktorning turlicha qiymatlari bilan yuzaga kelgan, bunda e-berilgan element sirti chiqish ishi. Myullerga ko‘ra avtoelektron emissiyaning nobirjinsliligi – emitterlovchi sirt kristallografik xususiyatlari bilan aniqlanadi.
Emitter sirtida emissiyaning taqsimlanishini Myuller tomonidan kashf qilingan – avtoelektronli proektor deb ataluvchi qurilmada kuzatish mumkin. Elektron proektorning tuzilishi juda oddiy. Emitterlovchi uch ichi metall qatlami bilan qoplangan anod sifatida ishlovchi sferik kolbaning markazida joylashtiriladi.Bunda emitterdan yuqorida joylashadigan kolbaning ustki qismi emission kartinani ko‘rib turib kuzatish uchun lyuminofor qatlami bilan qoplanadi.
Elektron proektor yordamida ko‘plab sirtiy hodisalar o‘rganiladi: atomlarning adsorbsiyasi va migratsiyasi, kristallanish, sirtdagi kimyoviy reaksiyalar va boshqalar. O‘tkir uchning kichik o‘lchamliligi tufayli bu qurilma katta qiymatli kattalashtirishga (6 krat) va katta ajrata olish qobiliyatiga (10-20 Å) ega. Toza metallar sirti mustahkam emission tasvirlarini yuqori vakuum (10-7 Pa) Sharoitlarida kuzatish mumkin. Past vakuum (10-4 Pa) sharoitlarida bu tasvirlar begona atomlar adsorbsiyasi va ionli bombardirovka natijasida tez buzilib ketadi.
Volfram, molibden va tantallarning kristall panjarasi HMKK hisoblanishadi. Ularning emission tasvirlarini asosiy kristallografik yo‘nalishning stereografik proeksiyalari bilan taqqoslab , simmetriYa turiga qarab turib <011> yo‘nalishni farqlash mumkin (markazda katta qora dog‘) va simmetrik joylashgan qora dog‘larni <112>, <112>, <121>, <121> (72.rasm).

72.Rasm. Elektron proektorda HMKK-panjarasi asosiy kristallografik yo‘nalishlarining tasviri



73.Rasm. Emitter-anod-kollektor tizimida potensiallarning taqsimlanishi
5.3.4. Avtoelektronlarning energiyalar bo‘yicha taqsimlanishi
Avtoelektronlar energetik spektrlarini olish uchun dastlabki tajribalarda elektrodlarning silindrik tizimidan foydalanilgan (73,a, rasm). Avtoelektronlar emitteri sifatida ingichka E volfram simdan foydalanildi, anod sifatida xizmat qiluvchi setkasimon silindr A ning o‘qi bo‘yicha joylashtirilgan va unga Yuqori musbat potensial berilgan. Kollektor sifatida koaksial K silindrdan foydalanilgan, unga –emitterga nisbatan o‘zgaruvchi potensial berilganda – “ushlab qoluvchi” egri chiziqlar olinadi. Kollektorda emitterga nisbatan musbat V = ekol potensial berilganda – kollektorda tokning boshlanishi kuzatiladi. Kuzatiladigan siljish nazariya bilan mutanosiblikda bo‘ladi. Agar emitterning potensiali kollektorning potensialiga teng bo‘lsa, u holda Fermi satxidan urib chiqarilgan elektron (tunnel effekti) kollektorga etib bormaydi, sababi kollektordagi to‘siqdan o‘tishi uchun, ya’ni ekol kollektorning chiqish ishi energiyasiga etarli bo‘lmaydi (73 b, rasm). Uning keng potensial bo‘sag‘asi orqali tunelli o‘tish ehtimolligi juda kichik. Bunday elektron kollektorga tushishi uchun, uning potensialini emitterga nisbatan ekol qiymatga oshirish kerak bo‘ladi. Shu sababli, elektronlarning issiqlik uyg‘onishini hisobga olmasak, kollektorga tok kelishi uchun kollektor –emitter orasidagi potensiallar farq (Vkol – Vem) kollektorning ekol chiqish ishi qiymatiga teng bo‘lishi kerak.
Vkol kollektor potensialini qiymatini keyingi oshirishda kollektorga quyi sathlardan uzib olingan elektronlar ham kelib tushadi. i(Vkol) –egri chiziqni differensiallab ushlab qoluvchi potensiallar usulidagi kabi, avtoelektronlarni energiyalar bo‘yicha taqsimoti egri chizig‘ini hosil qilamiz.
Dastlabki tajribalarda, avtoelektronlarni energiyalar bo‘yicha taqsimoti kengligi juda katta bo‘lgan (bir necha elektronvolt), nazariya bo‘yicha esa yuzdan bir elektronni tashkil qilgan.
Ushbu ishlar natijalarini tahlil qilish shuehni ko‘rsatdiki, spektrning kengayishi anod setkasi yacheykasidagi elektron-optik effektlar bilan bog‘liq bo‘lgan: “bog‘lanib qoluvchi” oldidagi ushlab qoluvchi maydon yacheykalarda elektrostatik linzalar hosil qiladikim, setka orqali o‘tuvchi avtoelektronlarning tezligining yo‘nalishlarini o‘zgartiradi. Natijada elektronlar kollektorga – linzadan o‘tishdagi tezligidan kichik tezliklar bilan keladi. Bu effektni yo‘qotish uchun Myuller tomonidan – o‘tkir uchli emitterga ega qurilma ishlab chiqilgan bo‘lib, u anoddagi kichik diafragma hisobiga elektronlarning paraksial dastasi hosil qilinadi, va u tezlikning tangensial tashkil qiluvchisining rolini kamaytiradi.

74.Rasm. O‘tkir uchli emitterga ega qurilma sxemasi
Emitter va kollektor orasida Vek ushlab qoluvchi potensialning elektronli linzasi ajratuvchi diafragma sohasida bo‘lmasligi uchun, anodda maxsus nasadka o‘rnatilgan bo‘lib, bu sohani kollektor ushlab qoluvchi sohasi ta’siridan himoya qiladi (74.Rasm). Avtoelektronlarni energiyalar bo‘yicha Myuller tomonidan Suyuq geliy haroratida qurilmada olingan taqsimoti (75.rasm).



75.Rasm. Suyuq geliy haroratida avtoelektronlarni energiyalar bo‘yicha taqsimoti grafigi 0,14 eV, Yarim kenglikka ega bo‘ldi, bu tajriba natijalari bilan yaxshi mos keladi.
E va T ning (76.rasm) turli qiymatlari uchun elektronlarning energiyalar bo‘yicha taqsimoti egri chizig‘ining ko‘rsatishicha, emitterning berilgan haroratida elektr maydonining ortishi bilan II soxa qisqaradi, ya’ni, ularning maksimumi kichik energiyalar sohasiga suriladi, bunda past energetik sathli elektronlar uchun potensial to‘siqning shaffofligi ortadi.
Elektr maydonining berilgan kattaligi uchun avtoelektronlarning energiyalar bo‘yicha taqsimoti maksimumi yuqori energiyalar sohasiga suriladi, bunda termik yo‘l bilan uyg‘otilgan elektronlarning o‘rni ortadi.



76.Rasm. E va T ning turli qiymatlari uchun avtoelektronlarni energiyalar bo‘yicha taqsimoti.
Shunday qilib, elektr maydon kuchlanganligining katta qiymatlari –avtoelektron emissiyani oo‘iradi. Emitterning T>0 K haroratida emissiyaga Fermi satxida va undan pastki satxlarda (toza avtoelektron emissiya) joylashgan elektronlar ham, va hamda Fermi satxidan Yuqorida joylashgan elektronlar ham (termoavtoelektronli emissiya) hissa qo‘shishadi. Avtoelektron emissiyada kalorimetrik effekt kuzatilmaydi.

Xulosa
Avtoelektronli (elektrostatik) emissiya- bu hodisa qattiq jismdan kuchli elektrostatik maydon yordamida elektronlarni urib chiqarish. Ushbu emissiya birinchi bo‘lib 1897 yilda Vud tomonidan kashf qilingan, avtoelektron emissiyaning nazariyasi 1929 yilda Nordgeym tomonidan rivojlantirilgan.

Avtoelektron emissiya hodisasini tushunish uchun qattiq jism ichida kvant-mexanik qonuniyatlar bilan aniqlanadigan elektronlarning energetik taqsimoti haqida tasavvurlarga ega bo‘lish talab etiladi. Bundan tashqari, “qattiq jism-vakuum” bo‘linish chegarasidagi potensial to‘siqning tabiatini bilish talab etiladi avtoelektron emissiya toki zichligi j ham tashqi maydonga bog‘liq bo‘ladi.
T da elektronlar faqat I sohaga mos keluvchi energiyaga ega bo‘lishadi: ushbu sohadagi elektronlarning emissiyasi – toza avtoelektronli emissiyaga ta’luqli bo‘ladi.
T0 K bo‘lganda, energiyasi II, III va IV sohalarga mos keluvchi elektronlar paydo bo‘ladi. II sohadan elektronlarning emissiyasini termoavtoelektronli emissiya deb atash mumkin, elektronlarning III sohadan emissiyasini Shottki effekti natijasida yuzaga kelgan termoelektronli emissiya deyiladi. Va nihoyat, IV soha elektronlari toza Richardson termoelektron emissiyasini yuzaga keltirishadi (E0).
Avtoelektron emissiyada kalorimetrik effekt mavjud emas, chunki elektronlar Fermi satxidangina chiqishadi. Biz bilamizki, Fermi satxidan chiqayotgan elektronlar o‘zlari bilan energiya olib ketishmaydi, ya’ni katodni sovushiga olib kelishmaydi. Bu narsa tajriba yo‘li bilan 1930 yillarda Myuller va Flemingolar tomonidan isbotlangan.Avtoelektron emissiya – termoelektron emissiyaga qaraganda bir qator prinsipial afzalliklarga egadir.
Metallarda avtoelektron emissiya toki zichligi – emitterlarda sirtbo‘yicha nobir jinsli ravishda taqsimlanadi.Emitter sirtida emissiyaning taqsimlanishini Myuller tomonidan kashf qilingan – avtoelektronli proektor deb ataluvchi qurilmada kuzatish mumkin. Elektron proektorning tuzilishi juda oddiy.Elektron proektor yordamida ko‘plab sirtiy hodisalar o‘rganiladi: atomlarning adsorbsiyasi va migratsiyasi, kristallanish, sirtdagi kimyoviy reaksiyalar

Foydalanilgan adabiyotlar ro'yhati

N.Imanishi, S.Kyoh, A.Shimizu, M.Imai, A.Itoh. NIM B 135, 1998, 424.
I.A.Wojciechowski, U.Kutliev, Sh.Sun, Ch.Szakal, N.Winograd, B.J.Garrison. Appl. Surf. Scienc. 231-232 (2004) 72-77.
B.Hagenhoff, in J.S.Vickerman, D.Briggs (Eds.), ToF-SIMS: Surf. Analys. By Mass Spectr., IM Publ. And Surf. Spectra Lim., Manchester and Chichester, 2001, p. 285-308.
XimicheskaYa ensiklopediYa. M.: SovetskaYa ensiklopediYa. 1988. T. 1. S.285.
P.K.Xabibullaev, E.M.Bekmuratova, S.L.Pojarov. ElektrostaticheskaYa model klasternыx ionov i termodinimicheskie parametrы reaksiy klasteroobrazovaniYa. Tashkent, FAN, 1984. 142 s.
V.N.Kondratev, E.E.Nikitin, A.I.Reznikov, S.YA.Umanskiy. Termicheskie bimolekulyarnыe reaksii v gazax. M.: Nauka, 1976. 192 s.
P.P.Kulik, G.E.Norman, L.S.Polak. XimiYa vыsokix energiy. 10, № 3 (1976) 203-220.
R.Q.Zhang, W.C.Lu, S.T.Lee. Appl. Phys. Lett. 80, № 22 (2002) 4223.
А.Н.Набиев, С.М.Ҳасанов. Материаллар қаршилиги. Тошкент, “Fan va texnologiya” нашриёти 2005. 420б.
А.Ф. Смирнов Материаллар қаршилиги Ўқитувчи Т. 1988 й. 464 б
Nabiev A. Materiallar qarshiligi. Oliy o’quv yurtlari uchun darslik .-Toshkent yangi asr avlodi 2008y. -380 b.
Hasanov A.Nabiyev. Materiallar qarshiligidan masalalar yechish O’zbekiston 2006y. 288b
B.Q.Qoraboyev, Yu.F.Leksashev. Materiallar qarshiligi – T «Fan va texnologiya» 2007y. 192 b.
B.A.Hobilov, N.J. To’ychiyev. “Materiallar qarshiligi”. Toshkent. O’zbekiston faylasuflari milliy jamiyati. 2008-400 b.