Эмиссионные процессы на поверхности твердых тел

 

Известны следующие виды эмиссии электронов твердыми те­лами: термоэлектронная; автоэлектронная (или электростати­ческая); фотоэлектронная (или внешний фотоэффект); вторич­ная электронная, возникающая при бомбардировке твердого тела тяжелыми частицами (атомами, ионами) или потоком первичных электронов. Существует еще так называемая взрывная эмиссия. Она возникает при импульсном пробое вакуумного промежутка с сильно заостренным катодом, когда при резком возрастании тока кончик острия взрывается с последующим выбросом из него плаз­менного сгустка - катодного факела. В сварочных дугах превали­руют процессы термо- и автоэлектронной эмиссии.

Термоэлектронная эмиссия. При достаточно высокой темпе­ратуре все металлы испускают электроны, число которых быстро возрастает с повышением температуры. Механизм этого явления заключается в следующем.

 

 

 

Электроны проводимости свободно перемещаются по всему объему металла, но не могут выходить за его пределы. Этому пре­пятствует электрическое поле, действующее в узкой зоне, которую называют поверхностным потенциальным барьером или просто барьером.

Потенциал U вдоль линии АВ внутри металла (рис. 2.20) дол­жен быть выше потенциала окружающего пространства, где U = 0, на величину φ, которую называют внутренним потенциалом. В теории металлов его часто считают постоянным, в действительно­сти же он периодически возрастает вблизи ионов кристаллической решетки металла. Форма и высота барьера могут быть определены при вычислении работы, необходимой для удаления электрона из металла.

При низких температурах термоэлектронная эмиссия мала, от­сюда следует, что для всех металлов ε _a» ε _F. Это показано на рис. 2.21, где слева приведена кривая F (ε) распределения электронов по энергиям при Т # 0 К. Напомним, что ε _F - энергия Ферми. Энергией, достаточной для эмиссии, обладают только электроны, число которых изображается небольшой площадью выше уровня ε _a (заштрихованный участок). Таких электронов будет ничтожно мало при достаточно большом значении разности ε _a - ε _F и не очень высокой температуре.

 

 

Величина

 (2.66)

равная наименьшей энергии, которую нужно сообщить электро­нам, имеющим максимальные скорости при Т = 0 К, для того что­бы они могли преодолеть поверхностный барьер, называется эф­фективной работой выхода или просто работой выхода. Она вы­ражается в джоулях (Дж) и от температуры зависит незначительно. Заметим, что часто работой выхода называют величину φ, выражаемую в вольтах (В):

 (2.67)

Значения φ представляют собой периодическую функцию атомных номеров элементов и примерно в 2 раза меньше значений потенциала ионизации того же элемента (рис. 2.22).

 

 

 

Щелочные металлы вследствие низких сил межатомной связи имеют мини­мальную работу выхода среди элементов каждого периода табли­цы Менделеева.

Если число электронов, выходящих из эмиттера через выбран­ный участок поверхности за единицу времени, равно N _тэ, то плот­ность термоэмиссионного тока

 (2.68)

Если ε _a - высота потенциального барьера металла и ось х на­правлена перпендикулярно поверхности металла, то эмитирован­ными будут электроны, для которых

 

Значит, для вычисления N _тэ нужно проинтегрировать в преде­лах от

√2 ε _a / m до ∞ выражение для числа электронов, имеющих скорость от v _x до v _x + dv _x. Расчет на основании квантовых пред­ставлений о распределении электронов в металле согласно ста­тистике Ферми - Дирака дает для плотности термоэмиссионного тока выражение, известное как формула Ричардсона - Дэшмана:

 (2.69)

где A ₀ =4 π mk ² e / h ³ =120,4 А/(см² • К²) - универсальная постоян­ная для всех металлов; е φ - работа выхода электронов, Дж.

В общем случае следует учесть, что часть электронов, подхо­дящих к поверхности, может отражаться от нее. Тогда с учетом так называемого квантово-механического коэффициента отражения r ' в формуле (2.69) следует использовать константу А = А ₀ (1- r ').

Например, для вольфрама А ≈ 75 А/(см² • К²), для тантала А ≈ 60А/(см² • К²).

Эмитированные электроны имеют максвелловское распреде­ление по энергиям. Среднее значение их полной энергии ε_ср = 2 кТ, поэтому начальные скорости термоэлектронов невелики. Напри­мер, для температуры катода Т = 3000 К, соответствующей темпе­ратуре кипения железа, ε_ср = 2 кТ ≈ 0,50эВ.

 

 

Формула Ричардсона - Дэшмана получена в предположении отсутствия электрического поля на эмитирующей поверхности. В случае дугового разряда у поверхности катода за счет пространст­венного заряда создается сильное электрическое поле напряжен­ностью Е _к, которое приводит к снижению высоты потенциального барьера и снижению работы выхода (за счет эффекта Шоттки) на

 (2.70)

Влияние ускоряющего поля (эффект Шоттки) становится существенным при напряженности электрического поля Е _к=10⁴... 10⁶ В/см (рис. 2.23), и выражение для плотности тока термоавтоэмиссии (вы­ражение Ричардсона - Шоттки) будет иметь вид

 (2.71)

или

 (2.72)

В условиях сварочной дуги электроны, эмитированные като­дом, встречают нейтральные атомы столба дуги и ионизируют их на пути своего пробега. При этом создается положительный про­странственный заряд ионов, который увеличивает напряженность ускоряющего поля перед катодом.

Пример 2.6. Найти отношение плотностей тока термоавтоэлектронной эмиссии и термоэлектронной эмиссии, если U _к =10...20 В (ширину ка­тодной зоны принять d _x ≈ Λ_е ≈ 10^-3 см).

Решение. Напряженность поля (считаем Е _к = const) при грубой оценке бу­дет равна 20/10^-3 ≈ 2 • 10⁴ В/см. Принимая температуру катода Т = 3000 К, что близко к Т _кип железа, получаем

В действительности Е _к распределено у катода неравномерно и, по Маккоуну, еще зависит от доли ионного тока j _та / j _тэ. Поэтому, вероятно, Е _к может достигать 10⁶...10⁸ В/см, что дает увеличение j _та / j _тэ до 10³...10⁴ (см. рис. 2.23). Шероховатость поверхности катода может также значи­тельно изменить отношение j _та/ j _тэ.

Автоэлектронная эмиссия. На холодных катодах при очень сильных электрических полях напряженностью Е _к в диапазоне 5 • 10⁷...10⁸ В/см наблюдается электронная эмиссия, быстро воз­растающая с увеличением Е _к, а также с появлением поверхност­ных дефектов, имеющих заострения и шероховатости. В этих ус­ловиях электроны проходят сквозь узкий барьер непосредственно с уровня Ферми и ниже без затраты энергии. Эти переходы носят название туннельных и объясняются волновыми свойствами элек­тронов. Длина волны де Бройля для электрона λ _Б равна

 (2.73)

 

Связь между плотностью тока автоэлектронной эмиссии j _тэ, А/см² и напряженностью электрического поля Е _к, В/см, может быть определена по формуле Фаулера - Нордгейма

 (2.74)

где φ - работа выхода электронов, В.

Фотоэлектронная эмиссия. При поглощении эмиттером све­тового излучения могут появиться электроны настолько большой энергии, что некоторые из них преодолевают барьер и оказывают­ся эмитированными. Это явление известно под названием внешне­го фотоэффекта.

Вторичная электронная эмиссия. Приближающийся к метал­лу ион нейтрализуется. Нейтрализация положительного иона осу­ществляется присоединением к нему одного из электронов метал­ла, а отрицательного - передачей металлу лишнего электрона.

Вторичная электронная эмиссия считается возможной в сле­дующих случаях: при «потенциальном» вырывании электрона медленными ионами, когда eU _i ≥ 2Ф; при «кинетическом» выры­вании путем нагрева в месте удара молекулы или иона. Для ще­лочных металлов обычно eU_i < 2Ф, поэтому для них «потенци­альное» вырывание невозможно, а для ионов Ar, He, H (eU j > 2Ф) - возможно. Коэффициент выхода электронов эмиссии на один ион трудно определить. Он зависит от ряда факторов, в том числе от энергии ионов и изменяется в широких пределах.

В обычных сварочных дугах вторичной эмиссией электронов за счет бомбардировки ионами, возбужденными атомами, а также фотоэлектронной эмиссией можно пренебречь, поскольку они иг­рают, видимо, незначительную роль в балансе энергии.

 

Катодная область

 

Классификация дуг по катодным процессам. В зависимости от внешних условий и параметров режима дуги она может сущест­вовать преимущественно в парах материала катода либо в газовой среде. К дугам в парах материала катода относятся: так называе­мая вакуумная дуга, когда она не только в катодной области, но и во всем пространстве горит в парах материала катода; дуга с пла­вящимся электродом, которая устойчиво существует как при низ­ком давлении (≤ 10 Па), так и при атмосферном и более высоком давлениях. К дугам в газовой среде относятся дуги с неплавящимися или слабо испаряющимися, но ин­тенсивно охлаждаемыми электродами. Возможны случаи, когда дуга в катод­ной области существует в газовой сре­де, а в анодной области - преимущест­венно в парах материала анода.

По характеру процессов, протекаю­щих в катодной области, сварочные дуги условно можно разделить на три типа.

1. Дуги с неплавящимся тугоплав­ким катодом, существующие в инерт­ных газах атмосферного давления при относительно небольших токах. Они характеризуются сильно сжатым стол­ бом дуги у катода с неподвижным в пространстве явно выраженным катодным пятном, в котором jдостигает 10⁵ А/см² (рис. 2.24). В этих дугах значительную роль играет термоавто-электронная эмиссия пятна.

2. Дуги с неплавящимся тугоплавким катодом без явно выра­женного катодного пятна. Если постепенно увеличивать ток, то дуга расширяется у катода и j падает в 10-100 раз - примерно до 10³ А/см². Температура катода увеличивается, и катодное пятно исчезает. Следует отметить, что в дугах с тугоплавким катодом доминирующим механизмом эмиссии электронов с поверхности катода является термоэлектронная эмиссия, поэтому такие катоды называются термоэмиссионными или горячими. Катодное падение потенциала U _K термоэмиссионных катодов, как правило, меньше U_i защитного газа. Размер катодной области составляет d _K ≈ (2...3) Δ_е =10^{-2 мм. Сравнение вольт-амперных характеристик обеих дуг (рис. 2.25) показывает, что с увеличением тока (свыше 200 А) обе дуги дают возрас­тающую ветвь с положитель­ным сопротивлением. Причем дуга без катодного пятна ус­тойчиво существует при меньшем напряжении и мень­шем} U _K, чем дуга с катодным пятном.

3. Дуги с так называемым холодным катодом (обычно из не тугоплавких метал­лов - Ме-дуги) с незначитель­ной термоэмиссией при Т _кип (например, у ртути ≈ 630 К, у меди ≈ 2870 К, у железа ≈ 3013 К). Им свойственна со­вокупность достаточно боль­шого числа разрозненных не­стационарных катодных пятен, совершающих быстрое хаоти­ческое движение по поверхно­сти катода. Температура и плотность тока (достигающая 10⁶... 10⁷ А/см²) в нестационарных катодных пятнах намного вы­ше, чем в стационарных катодных пятнах дуг с неплавящимся ту­гоплавким катодом. В то же время остальная часть катода относи­тельно холодная. Такое поведение катодных пятен характерно для вакуумных дуг и на определенных режимах - для сварочных дуг с плавящимся электродом при атмосферном давлении. Как правило, катод интенсивно испаряется, что позволяет отнести эти дуги к дугам в парах металла.

Катодное падение потенциала U _K для Ме-дуг обычно больше, чем для дуг с неплавящимся катодом; оно соизмеримо с потенциа­лом ионизации паров металла электродов и составляет 10...20 В; размер катодной области d _K ≈ 10^{-6 мм соизмерим с пробегом иона.}

Структура катодной области. В катодной области существует скачок потенциала, называемый катодным падением потенциала U _K, и происходит генерация и перенос заряженных частиц между катодом и столбом дуги. Роль катодного падения потенциала сво­дится к следующему:

- ускорение ионов, движущихся к катоду;

- обеспечение достаточно высокой эмиссии электронов благо­даря повышенной температуре поверхности, бомбардируемой ио­нами;

-создание у поверхности катода сильного электрического поля, снижающего работу выхода электронов и таким образом об­-
легчающего эмиссию;

- ускорение эмитирован­ных катодом электронов до уровней энергии, необходи­мых для обеспечения интен­сивной генерации заряженных частиц в катодной области. Благодаря этому процессу до­ля ионного тока в катодной области значительно больше, чем в столбе дуги.

Обычно принимается мо­дель (рис. 2.26) катодной об­ласти, состоящей из двух сло­ев. Слой I, прилегающий к поверхности катода, меньше длины свободного пробега ионов и электронов. В этом слое вследствие относительно боль­шой (по сравнению с плазмой в столбе дуги) доли ионного тока и малой подвижности ионов возникает избыточный положительный пространст-венный заряд, приводящий к появлению скачка потен­циала у катода. Доля ионного тока в слое I постоянна. Слой II на­ходится между слоем I и столбом дуги и называется ионизацион­ным. В нем, как и в столбе дуги, выполняется условие квазинейт­ральности и происходит генерация заряженных частиц благодаря энергии, приобретенной электронами в слое I. Из слоя II в слой I движутся не только ионы, но и электроны. В результате тормозя­щего действия электрического поля до поверхности катода дохо­дит лишь небольшая часть так называемых «обратных» электро­нов, обладающих энергией, достаточной для преодоления потен­циального барьера. Сумма токов эмиссии, ионов и «обратных» электронов равняется полному току разряда. Напряженность элек­трического поля снижается, достигая в предельном случае значе­ния градиента потенциала в столбе дуги. Упрощенная схема взаи­мосвязи катодных процессов показана на рис. 2.27.

 

 

 

 

 

Термоэмиссионные катоды. Благодаря уникальным свойствам вольфрам широко применяется в качестве материала термоэмисси­онных дуговых катодов. Он обладает наиболее высокими значения­ми температур плавления и кипения, плотности тока термоэмиссии при температуре плавления, самой низкой скоростью испарения (табл. 2.1). Кроме того, вольфрам имеет большую теплоту плавле­ния, высокие механические свойства и теплопроводность, что осо­бенно существенно для работы катодов в нестационарных режимах.

Для сварки применяют марки вольфрама ВЧ (чистый, беспри­месный) и ВРН (с повышенным содержанием примесей). В дугах с чистым вольфрамовым катодом при нагреве его до Т= 3800...4500 К и выше плотность термоэлектронного тока с учетом эффекта Шоттки достигает (1...7) • 10³ А/см².

Для увеличения ресурса работы за счет снижения рабочей тем­пературы электродов в вольфрам вводят добавки (присадки), по­вышающие эмиссионную способность катода. В качестве активи­рующих добавок могут быть использованы оксиды тория ТhO₂ U_i, лантана La₂Оз, иттрия Y₂O₃, гафния НfO₂, циркония ZrO₂ и др. Увеличение плотности тока эмиссии объясняется созданием у по­верхности эмиттера дипольного слоя, обращенного положитель­ным зарядами наружу.

Работа выхода электронов е φ для вольфрамовых катодов с массовым содержанием оксидов 1... 1,5 % составляет:

Оксид.............................................. Th0₂  La₂0₃  Y₂0₃ Hf0₂  Zr0₂

е φ,эВ.............................................. 3,0  2,96 3,30 3,44 3,97

В катодных стержнях для аргонодуговой сварки применяют торированный, лантанированный и иттрированный вольфрам. При сварке примесные элементы (Th, Y, La) диффундируют изнутри на поверхность электрода, проходя между микрокристаллами вольф­рама, так что на поверхности образуются отдельные «островки» оксидной пленки. Затем пленка расползается по поверхности вольфрама, образуя одноатомный слой. Излишек примесей может вызвать деполяризационный эффект и увеличение работы выхода электронов е φ. Следует отметить, что оксидные или примесные пленки могут существенно влиять на эмиссию электронов только при температурах, меньших температур кипения пленок, так как при более высоких температурах они просто испаряются. Термо­эмиссионные дуговые катоды на основе вольфрама применяются при работе в инертных газах, азоте, водороде и их смесях.

Термохимические катоды. Для работы в атмосфере N2, Ог, СО2, воздухе и восстановительных средах используются катоды на основе металлов, которые при взаимодействии с плазмообразующими газами дают пленки соединений, обладающие высокими эмиссионными свойствами и термической устойчивостью - оксид­ные, нитридные, карбидные пленки. В качестве материала термо­химических катодов на практике применяют Zr и Hf. Оксиды, нит­риды, карбиды этих металлов обладают наибольшей термической устойчивостью (табл. 2.2).

 

Для катодов, используемых при электронно-лучевой сварке, кроме вольфрама и тантала иногда применяют покрытия с оксидами щелочно-земельных элементов, а также неметаллические материа­лы, например гексаборид лантана LаВ₆ и др. У гексаборида лантана в температурном интервале 1600... 1700 К работа выхода электронов составляет ≈ 2,6 эВ, а плотность тока эмиссии ≈ 1...2 А/см.

Эмиссионная пятнистость. Эмиссионные свойства поверх­ности катода с термо-, автоэлектронной эмиссией не одинаковы для разных частей поверхности. На ней существуют участки с раз­личной работой выхода электронов. Разнообразие значений плот­ности тока в отдельных участках катода, особенно при низких температурах, приводит к тому, что практически весь эмиссион­ный ток течет только через участки с наименьшей работой выхода электронов. Это явление, заметное и у катодов из чистых метал­лов, но особенно резко выраженное у оксидных катодов, называют эмиссионной пятнистостью. Например, работа выхода электронов е φ на гранях кристалла вольфрама может различаться почти на 1 эВ, а для катода W-ThO₂, по-видимому, вследствие разной спо­собности к адсорбции на отдельных гранях различие значений е φ может доходить до 2 эВ.

Влияние давления среды на катодные процессы. Практикой установлено, что область давлений, при которых термоэмиссион­ные стержневые катоды работоспособны, ограничена снизу усло­вием р ≥ 100 Па. Так, по данным A.M. Дороднова и Н.П. Козлова на стержневом вольфрамовом катоде диаметром 3 мм и длиной l _к = 25 мм уже при давлении аргона менее 40 кПа в диапазоне то­ков 50...500 А происходит общее расширение плазмы и образова­ние шарообразной катодной области. При р ≤ 12,5 кПа шаровая катодная область охватывает весь сферический торец катода и распространяется на его цилиндрическую поверхность. При уменьшении давления с 12,5 до 2,5 кПа плотность тока термоэмис­сии j снижается с 2 • 10³ до 0,6 • 10³ А/см, а температура катода -с 2800 до 2500 К. Соответственно падает и поток мощности, при­носимый ионами на поверхность катода (поскольку U _K слабо зави­сит от давления). Результат этого - существование некоторого гра­ничного значения давления, ниже которого полный тепловой поток на поверхность катода оказывается недостаточным для ее нагрева до температур, обеспечивающих заданную плотность тока термо­эмиссии. Очевидно, что для каждого конкретного случая граничное давление имеет вполне определенное значение. Оно зависит, в част­ности, от геометрии и условий охлажде­ния катода, от тока дуги, свойств плазмы и материала катода.

При дальнейшем понижении давле­ния наблюдается переход в режим ваку­умной дуги, когда недостаток ионов из плазмы окружающего газа восполняется ионами материала катода за счет его ин­тенсивного испарения из катодного пят­на. Эрозия при этом резко (на несколько порядков) возрастает. В области низких давлений газа (р ≤ 1 Па) эффективными устройствами, обладающими малой эро­зией и соответственно большим ресур­сом работы, являются полые термоэмис­сионные катоды. Полый катод пред­ставляет собой обычно полый цилиндр с внутренним отверстием радиусом R и протоком плазмообразующего (рабоче­го) газа (рис. 2.28). Благодаря этому внутри полости всегда имеют­ся условия для обеспечения необходимой концентрации рабочего вещества при сколь угодно малом внешнем давлении среды. Кон­такт дуги с катодом осуществляется по внутренней поверхности полого термоэмиссионного катода.

          

Анодная область

 

В сварочных дуговых процессах явления в анодной области Дуги играют исключительно важную роль, поскольку от них во многом зависят доля передаваемой аноду энергии дуги и соответственно характер нагрева и плавления основного металла. За ис­ключением специальных случаев, например сварка угольной ду­гой, анод не эмитирует положительных ионов. Поэтому анодный ток - чисто электронный и j = j _e.

Одним из важнейших интегральных параметров, характери­зующих функционирование анодной области дуги, принято счи­тать анодное падение потенциала U _а, которое может быть как по­ложительным, так и отрицательным. Его значение определяется в основном энергией, потребляемой для образования положитель­ных ионов в анодной области, и в большинстве случаев оно мень­ше катодного падения потенциала U _K. Для Ме-дуг U _a составляет 2...3 В. Д.М. Рабкиным получены значения U _a = 2,5 ± 0,5 В, не зависящие от тока, материала анода и состава атмосферы дуги.

По данным многочисленных наблюдений различают два ос­новных режима горения дуги на аноде: а) с контрагированным (сжатым) анодным пятном и б) с диффузной (распределенной по большой поверхности) зоной контакта дуги с анодом. Форма зоны контакта плазмы с поверхностью анода обусловлена действием ряда факторов, таких как ток дуги, давление, род плазмообразующего газа, скорость движения плазмы и т. д. Так, при низком давлении (р ≤ 10⁴ Па) переход от распределенной дуги к контрагированной наблюдается с увеличением тока, когда превышается неко­торое его значение, называемое критическим. В то же время при атмосферном давлении и выше переход от распределенной дуги к контрагированной наблюдается при уменьшении тока ниже неко­торого порогового значения.

При диффузной зоне контакта дуги с анодом (диффузной при­вязке) плотность тока на аноде либо сравнима, либо меньше плот­ности тока в столбе дуги. В этом режиме не требуется увеличения тока в анодной области дуги, даже, наоборот, иногда может воз­никнуть необходимость в уменьшении электронного тока. В дан­ном случае анод под действием потока электронов может прини­мать отрицательный заряд и начинает тормозить избыточные элек­троны из столба дуги. Поэтому в режиме с диффузной привязкой U _a принимает значения от отрицательного до положительного, обеспечивающие вытягивание необходимого потока электронов из плазмы.

При контрагированной дуге плотность тока на аноде заметно выше, чем в плазме столба дуги. В этом случае происходит как бы ионизационное усиление тока в анодном слое, что возможно при дополнительном вкладе энергии в поток электронов. Поскольку электроны получают энергию от электрического поля, можно счи­тать, что ионизационное усиление тока происходит при положи­тельном анодном падении потенциала U _a. Так, для дуги с неплавящимся катодом в среде аргона при переходе в контрагирован-ную форму дуги U _a возрастает до 7 В. Для контрагированных дуг в молекулярных газах (азоте и воздухе) U _a может достигать 12 В. Создание условий для перехода от распределенной дуги к контра­гированной может рассматриваться в качестве одного из способов повышения удельных тепловых потоков на поверхность анода, т. е. повышения проплавляющей способности при дуговой сварке.