●总的看来，与其它各类阴极相比，铁电阴极具有自身独特的技术优势：(1) 铁电阴极可在常温下实现激励且伴生有空间电荷平衡的等离子体环境，使得电子束具有非常小的发散角度和较高的束亮度，所以铁电阴极又常称作铁电冷阴极(ferroelectric cold cathode)；(2) 通过阴极表面覆盖金属膜形状的设计，容易产生不同的束截面形状；(3) 铁电材料不怕“中毒”，因而对真空环境要求不苛刻；(4) 铁电材料价格低廉，易于制作，结构紧凑，坚固可靠；(5) 铁电冷阴极材料是绝缘体，功函数较低，因而可在较低的萃取电场作用下实现电子发射；(6) 铁电体的快极化反转理论上可产生5 210 A/cm 量级的最大电流密度，远远超过了热电子阴极和激光照射的光电阴极电子源。
(7) 发射电子能量高由周期性的自发极化反转产生的铁电体电子发射可用于新型的平面显示器。
电子发射出现于电极形状决定的极化区域。
因此，铁电显示器可做成投射型显示器，即通过投射转换把整幅图像一次性转换成电信号，而这对于一般场电子发射显示系统是不可能的。
铁电陶瓷平板显示技术与其他一些平板显示技术相比,具有许多优点。
铁电陶瓷板和铁电薄膜制备工艺较为简单,成本较低,可有效降低平板显示器的制造成本。
同时可以根据需要制作出各种尺寸和形状的陶瓷板或薄膜,易于制作出大尺寸的平板显示器,满足市场的需要。
现代陶瓷制备技术和薄膜制备技术可以保证制造出高度均匀的铁电陶瓷板和铁电薄膜,使得其在铁电发射时能均匀地发射电子,保证显示器亮度的均匀性。
用铁电陶瓷或薄膜代替场致发射显示器中的微尖端场发射阵列,可以避免因微尖端场发射阵列制备不均匀而带来的显示器亮度不均问题。
●铁电阴极发射的机理主要有两种：1、快速极化反转引起的电子发射这种理论认为铁电材料具有自发极化强度 P，在平衡状态下，这种自发极化被表面电荷屏蔽。
当施加外电场，机械压力，或者温度发生变化，都会导致 P 的反转，这时铁电材料表面原来的屏蔽电荷就会转变为非补偿性电荷，这种非补偿性表面电荷可在表面引起 105～107V/cm 的强瞬变电场，从而导致电子的发射[31,41,42]。
2、表面等离子体引起的电子发射这种理论认为，当铁电材料发生极化反转时会在材料表面形成表面等离子层事实上,发射电流密度大于 10-8A/cm2的电子发射均与表面等离子体有关。
1998 年以色列 Tel-Aviv 大学电子工程系物理电子学的 D. Shur 和 G.Rosenman 通过试验验证了铁电阴极表面存在有密度为 1010～1012/cm3的等离子体。
实验中还证实了从铁电阴极表面发射出来的电子中具有能量为几千电子伏的高能电子。
根据试验数据，他们认为极化的 PLZT（7/65/35）表面等离子体的产生有两种完全不同的机制，一种是金属－介质－真空形成的三接点在亚微秒时间内的高压放电所产生的等离子体；第二种机制是在铁电材料极化反转时电子发射产生的等离子体，这种等离子体在铁电材料极化反转和回转过程中都会产生，而且其引起的发射电子电量远高于由于极化反转所引起的充放电电量第 2 章铁电阴极电子发射的机理目前，关于铁电阴极电子发射的机理还存在一些争论，但广泛为人们所接受的机理主要有两种：一种是快速极化反转引起的电子发射；另一种是表面等离子体引起的电子发射。
2.1 铁电阴极电子发射的快速极化反转机理这种机理认为铁电材料电场诱导的电子发射（FEE ）是由快速极化反转而产生的。
快极化反转理论包括 4 个过程：自发极化、高密度的屏蔽电荷、快极化反转、屏蔽电荷的发射。
2.1.1 铁电材料的自发极化铁电材料一般分为两种：铁电单晶和铁电陶瓷。
经过人工极化的铁电单晶是晶态热电体；铁电陶瓷经过人工极化处理后成为多晶热电体。
3LiNbO 单晶属于前者，而研究最热的PZT 、PLZT 则属于后者。
对于铁电陶瓷这类铁电材料，-15-第 2 章铁电阴极电子发射的机理-16-中实线所示。
图中箭头标明了每个电畴的自发极化方向，由于陶瓷中各晶粒的晶轴取向随机，而自发极化的可能取向受每个晶粒的晶轴限制，因此，不同晶粒之间的电畴结构相关很小；而每个晶粒内部的电畴结构则倾向于使晶粒的自由能为最低。
陶瓷晶粒边界附近出现大量杂质和缺陷，并经常形成玻璃态结构。
由图 2.1（a）可见，对于未经人工极化的铁电陶瓷，其宏观极化强度、甚至每个晶粒的平均极化强度将因各电畴极化取向的不同而互相抵消，从而表现为宏观极化强度为零。
如果对铁电陶瓷施以很强的外部电场那么在电场作用下，每个晶粒将趋于单畴化，并且极化方向将尽可能平行于Eo ，如图 2.1（b）所示。
通常有两种方法帮助电矩克服各种阻力来完成单畴化。
一种是直接加一强外电场Eout ，如对于 PZT,Eout >2000V/mm；另一种方法是先将铁电陶瓷适当加热（通常高于相变温度 Tc），如PZT 加热到高于490℃，各电畴电矩可以较自由地旋转；这时再施以一个电场Eout（一般低于Eout），并将温度降至室温，除去电场后，铁电陶瓷将得到一个非零的持久极化强度Po 。
从图 2.1（b）中我们可以看到，各单畴化晶粒的电矩取向受限于各晶粒的晶轴取向，而不能完全平行于Eo,若设每个晶粒中最靠近Eo方向的电矩容许取向与Eo成θ角，并设SP 为铁电陶瓷的微观极化强度，那么经过以上方法处理的铁电陶瓷的宏观极化强度为P0可以表示为：Po≤PsCOSθ第 2 章铁电阴极电子发射的机理-18-2.1.3 铁电材料的屏蔽电荷、极化反转和电子发射为了平衡经过极化的铁电材料内部的宏观极化电荷，材料表面附近会积累符号相反数量相等的屏蔽电荷，使整个材料的极性呈中性，图 2.3(ａ)。
在极化方向受外电场作用迅速反向的条件下，电荷平衡状态被破坏，铁电材料表面将因之产生高密度未被屏蔽的电荷。
这时未被屏蔽的电荷与同符号表面自由电荷图 2.3 铁电阴极电子发射的快速极化反转机理图FE Ferroelectrics SE Screening electonSH Screening hole IE Injected electronW Work function A Potenial barrier−−−−−−−−−−−−−−−−−−−−−−−−SPFEIE(b) 铁电材料极化反转时的电子发射和电子注入SPA WSH SEFE(a) 铁电材料静态时的屏蔽电子和屏蔽空穴Fast reversal第 2 章铁电阴极电子发射的机理-17-其中θ值由铁电单晶晶片的具体切向所决定。
因此，经过人工极化的铁电陶瓷片或铁电单晶晶片将具有强度为P 的宏观自发极化。
如图 2.2 所示，在铁电介质内部，电矩的正端和另一个电矩的负端相接，因此电矩正负端的束缚电荷正好抵消，使内部的束缚电荷显露不出来；但在介质的表面，这种抵消破坏了，电矩正端显露出正电荷，电矩负端显露出负电荷，这些面束缚电荷将在铁电介质内部产生一个电场Eur退，称为退极化场，其方向与P 相反，有使铁电介质退极化的趋势。
PEQEQP（a）（b）（c）图 2.2 电介质的极化和表面电荷-16-中实线所示。
图中箭头标明了每个电畴的自发极化方向，由于陶瓷中各晶粒的晶轴取向随机，而自发极化的可能取向受每个晶粒的晶轴限制，因此，不同晶粒之间的电畴结构相关很小；而每个晶粒内部的电畴结构则倾向于使晶粒的自由能为最低。
陶瓷晶粒边界附近出现大量杂质和缺陷，并经常形成玻璃态结构。
由图 2.1（a）可见，对于未经人工极化的铁电陶瓷，其宏观极化强度、甚至每个晶粒的平均极化强度将因各电畴极化取向的不同而互相抵消，从而表现为宏观极化强度为零。
如果对铁电陶瓷施以很强的外部电场E ，那么在电场作用下，每个晶粒将趋于单畴化，并且极化方向将尽可能平行于E ，如图 2.1（b）所示。
通常有两种方法帮助电矩克服各种阻力来完成单畴化。
一种是直接加一强外电场outE ，如对于 PZToutE >2000V/mm；另一种方法是先将铁电陶瓷适当加热（通常高于相变温度 Tc），如PZT 加热到高于490Co，各电畴电矩可以较自由地旋转；这时再施以一个电场'outE （一般低于outE ），并将温度降至室温，除去电场后，铁电陶瓷将得到一个非零的持久极化强度P 。
从图 2.1（b）中我们可以看到，各单畴化晶粒的电矩取向受限于各晶粒的晶轴取向，而不能完全平行于E若设每个晶粒中最靠近E 方向的电矩容许取向与E 成θ角，并设SP 为铁电陶瓷的微观极化强度，那么经过以上方法处理的铁电陶瓷的宏观极化强度为 P可以表示为：cosSP ≤P θ(2.1)如果各晶粒的晶轴取向是随机的，则cosθ对于六方相铁电体的值为 0.5，对于四方相为 0.831，三方相为 0.866。
如果是铁电单晶晶片，则沿晶片法线方向的宏观自发极化为：cosSP =P θ(2.2)第 2 章铁电阴极电子发射的机理-19-间的斥力场（一般可以到 10V/cm 量级）的作用将使多余电子越过表面势垒向真空发射，从而引发出高强度的电子束自发射和注入电子中和图 2.3（b）。
由于发射电子具有很高的能量（130keV），因此利用极化反转发射电子只需施加适当的激励电场和抽取电压即可发生。
铁电材料极化反转在表面产生的非屏蔽电荷密度∆ρ在数值上等于极化强度的变化量∆P ，即∆ρ = ∆P(2.3)若发射电极的有效面积为S ，则在一个发射脉冲周期内可用于发射的电荷数Q = ∆ρ× S = ∆ P ×S(2.4)若使P 反转所加高压脉冲的下降时间为rt ，则发射电流密度er r rQ S P SJt t t∆ρ×∆×= = =(2.5)上式表明，要获得强电流发射，应提供大的∆P 和较小的rt 。
用快极化反转发射机制来解释高速电压脉冲下获得的强电流发射取得了与实验相符的结果。
例如，发射电流密度与脉冲电压上升时间成反比的关系。
[8]。