Вторинні процеси

Як було вже відзначено, наявність вторинних процесів, що компенсують відхід носіїв на електроди або, інакше кажучи, забезпечують запізнілу генерацію носіїв, є необхідною умовою нестаціонарності струму, тобто пробою.

До основних вторинних електродних процесів відносяться:

– вторинні електронна та іонно-електронна емісія, фотоемісія, що обумовлена самим розрядом;

– термоавтоелектронна емісія розігрітого розрядним струмом катода під дією поля позитивного об'ємного заряду, що накопичений біля в катода в процесі розряду.

До об'ємних вторинних процесів відносяться:

– фотоіонізація фотонами, що утворилися при гасінні збудження в сумішах газів;

– іонізація носіями протилежного знаку (наприклад, дірками у твердому тілі);

– внутрішня холодна емісія або іонізація в полі об'ємного заряду, що утворився після проходження первинної лавини.

Вторинна електронна емісія, що полягає у вибиванні електронів з анода, первинними прискореними в електричному полі електронами, здатна приводити до нестаціонарності струму тільки в змінному полі, період якого сумірний часу прольоту електронів через проміжок, у сильно розріджених газах, так як первинні електрони повинні мати енергію сотні електрон-вольт.

Вторинна іонно-електронна емісія при малих енергіях іонів обумовлена фотоемісією при дії на катод фотона, що утворився у процесі нейтралізації позитивного іона електроном з валентної зони металу катода, вихід якого пов’язаний з потенційним вириванням електронів (рис. 6).

Електрон робить тунельний перехід на відповідний рівень іона, залишаючи у валентній зоні речовини електрода дірку. Дірка заповнюється одним з електронів з верхніх заповнених рівнів, у результаті чого утвориться фотон з енергією e = W_gu- m.. Якщо ця енергія перевищує роботу виходу електронів з катода, то при поглинанні фотона можлива емісія електронів.

Рис. б. Оже - нейтралізація позитивного іона на катоді.?

З наведеного опису випливає, що наближену умову можливості іонно-електронної емісії можна записати у вигляді W_іn >2j .

Енергія іонізації атома або молекули, що нейтралізуються, повинна принаймні у два рази перевищувати роботу виходу електронів з електрода, тому що електронний перехід при нейтралізації дірки відбувається у зворотному напрямку, тобто в стан із більшою енергією зв'язку зі стану з енергією, близької до рівня Фермі й до роботи виходу. Однак і при виконанні зазначеної умови середнє число емітованих електронів на один нейтралізований на поверхні катода іон, виявляється значно меншою одиниці. Це пов'язане з тим, що для емісії необхідно, щоб отриманий електроном імпульс був спрямований до поверхні. Верхня межа частки таких електронів може бути оцінена у припущенні сферично симетричного розподілу імпульсів величиною 1/6. У дійсності для більшості металів і найпоширеніших газів коефіцієнт вторинної іонно-електронної емісії при малих енергіях іонів становить 0,02 - 0,15 і тільки для газів з великим потенціалом іонізації може досягати 0,15 - 0,28.

При бомбардуванні електродів позитивними іонами з енергією в кілька кілоелектронвольт відбувається кінетичне вибивання електронів, обумовлене збудженням атомів катода й іона, що налітає, і наступною рекомбінацією збуджених станів. Коефіцієнт вторинної іонно-електронної емісії при кінетичному вибиванні стає залежним від енергії налітаючого іона.

Вторинна фотоемісія з катода під дією фотонів з енергією hν описується законом Ейнштейна

hn = j + 0.5mV²,

де V - максимальна швидкість емітованих електронів.

Фотоемісія майже безінерційний процес, тому вона завжди враховується в схемі пробою, коли потрібно пояснити малі часи формування пробою в газах за участю процесів на катоді. Однак, варто мати на увазі, що фотони, які випромінюються при гасінні збудження й при нейтралізації, дуже сильно поглинаються газом у силу резонансного характеру процесів збудження й фотоіонізації. Довжина вільного пробігу таких фотонів у повітрі, наприклад, при нормальних умовах становить 10^-7–10^{-4 м, що ставить під сумнів фотоемісію як вторинний процес. Вторинна термоавтоелектронна емісія забезпечує генерацію струму на катоді, що описується формулою (1). Але й поле, і нагрівання катода забезпечуються самим розрядом, а не зовнішніми факторами.}

Фотоіонізація може відігравати роль вторинного об'ємного процесу в тому випадку, коли вона обумовлена впливом на діелектрик фотонів, що виділилися при переході в основний стан молекул, що перебували в метастабільних збуджених станах з досить великим часом життя, сувимірним за порядком з часом прольоту електронів від катода до анода. При цьому буде забезпечена генерація нових лавин в області катода, що приведе до поступового нестаціонарного зростання струму навіть без врахування іонізуючих електронів. Ефективною може виявитися передача збудження нерезонансними фотонами, якщо збуджені молекули газу можуть вступати в хімічні реакції з виділенням електрона. Такі фотони можуть при атмосферному тиску газу долати відстань близько 10^-2 м і обумовлювати в проміжках відповідної довжини появу вторинних електронів на всьому проміжку.

При пробої газів у результаті іонізації поряд з електронами утворяться позитивні іони, ударна іонізація якими могла б відігравати роль вторинного процесу, як це передбачалося ще Таунсендом. Однак через більш ефективну передачу енергії іонами при пружних зіткненнях з молекулами газу цей процес може мати місце тільки в сильно розріджених газах. У твердих тілах замість позитивних іонів при іонізації утворяться дірки, що також можуть брати участь у переносі заряду. Хоча рух дірок фактично зводиться до естафетного руху електронів, при теоретичному розгляді дірки доцільно уявляти частинками з позитивним зарядом і визначеною за прискоренням ефективною масою, як правило більшою ефективної маси електрона. Через меншу рухливість, дірки набувають в електричному полі меншу кінетичну енергію в порівнянні з електронами. Однак у сильних електричних полях ця енергія може виявитися достатньою для ударної іонізації дірками. При цьому природно будуть утворюватися й електрони, що грають роль вторинних і породжують нові електронні лавини. Так як діркова лавина рухається до катода, то описаний процес повинен приводити до надзвичайно швидкого росту струму.

Ударна іонізація в конденсованому середовищі через високу густину речовини приводить до утворення на шляху проходження лавини потужного об'ємного позитивного заряду. Тому, по-перше, через гальмуючу дію цього заряду, що втягує електрони, лавина швидко перетворюється в стример, що є практично нейтральним плазмовим каналом з високою провідністю, і, по-друге, у голівки стримера виникає область підвищеної напруженості поля, що сприяє посиленню первинних процесів, а також виникненню зворотного стримера, що можна розглядати як прояв дії вторинних процесів: іонізації або внутрішньої холодної емісії в полі об'ємного заряду. Другий процес може мати місце тільки в полях порядку 10⁷ В/см і тому є менш імовірним.