Что значит "термоэлектронная эмиссия"

испускание электронов нагретыми твердыми телами или жидкостями (эмиттерами). Термоэлектронную эмиссию можно рассматривать как испарение электронов из эмиттера. В большинстве случаев термоэлектронная эмиссия наблюдается при температурах значительно выше комнатной. Используется в электровакуумных приборах (катоды) и термоэлектронных генераторах.

Ричардсона эффект, испускание электронов нагретыми телами (твёрдыми, реже ≈ жидкостями) в вакуум или в различные среды. Впервые исследована О. У. Ричардсоном в 1900≈ 1901. Т. э. можно рассматривать как процесс испарения электронов в результате их теплового возбуждения. Для выхода за пределы тела (эмиттера) электронам нужно преодолеть потенциальный барьер у границы тела; при низких температурах тела количество электронов, обладающих достаточной для этого энергией, мало; с увеличением температуры их число растет и Т. э. возрастает (см. Твёрдое тело ). Главной характеристикой тел по отношению к Т. э. является величина плотности термоэлектронного тока насыщения jo (рис. 1) при заданной температуре. При Т. э. в вакуум однородных (по отношению к работе выхода ) эмиттеров в отсутствии внешних электрических полей величина j0 определяется формулой Ричардсона ≈ Дэшмана: .══(

1. Здесь А ≈ постоянная эмиттера (для металлов в модели свободных электронов Зоммерфельда : А = А0 = 4pek2m/h3 = 120,4 а/К2см2, где е ≈ заряд электрона, m ≈ его масса, k ≈ Больцмана постоянная , h ≈ Планка постоянная ), Т ≈ температура эмиттера в К, ═≈ средний для термоэлектронов разных энергий коэффициент отражения от потенциального барьера на границе эмиттера; ej ≈ работа выхода. Испускаемые электроны имеют Максвелла распределение начальных скоростей, соответствующее температуре эмиттера.

   При Т. э. в вакуум электроны образуют у поверхности эмиттера объёмный заряд, электрическое поле которого задерживает электроны с малыми начальными скоростями. Поэтому для получения тока насыщения между эмиттером (катодом) и коллектором электронов (анодом) создают электрическое поле, компенсирующее поле объёмного заряда. На рис. 1 показан вид вольтамперной характеристики вакуумного диода с термоэлектронным катодом. Плотность тока насыщения j0 достигается при разности потенциалов V0, величина которой определяется Ленгмюра формулой . При V < V0 ток ограничен полем объёмного заряда у поверхности эмиттера. Слабое увеличение j при V > V0 связано с Шотки эффектом . Рис. 1 показывает, что термоэлектронный ток может протекать и в отсутствии внешних эдс. Это указывает на возможность создания вакуумных термоэлектронных преобразователей тепловой энергии в электрическую. Во внешних электрических полях с напряжённостью Е ³ 106≈ 107в/см к Т. э. добавляется туннельная эмиссия и Т. э. переходит в термоавтоэлектронную эмиссию.

   Величину j для металлов и собственных полупроводников можно считать линейно зависящей от Т в узких интервалах температур DT вблизи выбранного T0: j(T) = j(T0) + a(T≈ T0), где a ≈ температурный коэффициент j в рассматриваемом интервале температур DT. В этом случае формула (1) может быть написана в виде:

   j0 = ApT2ехр (≈ еjр/кТ),═(

2. где Ap= А (1≈) ехр (≈ea/k) называется ричардсоновской постоянной эмиттера (однородного по отношению к работе выхода); еjр = j(Т0) ≈ aT0; еj0 называется ричардсоновской работой выхода. Так как в интервале температур от Т =0 до Т = Т0 a не сохраняет постоянной величины, то ричардсоновская работа выхода отличается от истинной работы выхода электронов при температуре Т = 0 К. Величины Ap и еjр находят по прямолинейным графикам зависимости: In (j0/T2) =f (1/T) (графикам Ричардсона). У примесных полупроводников зависимость j(T) более сложная, и формула для j0 отличается от (2).

   Чтобы исключить входящие в формулу (1) неизвестные для большинства эмиттеров величины А и , зависящие не только от материала эмиттера, но и от состояния его поверхности (определяются экспериментально), формулу приводят к виду:

   j = A0T2exp [≈ejпт(Т)/кТ].══(

3. Работа выхода еjпт (Т) мало отличается по величине от истинной работы выхода эмиттера ej(T), но легко определяется по измеренным величинам j0 и Т; её называют работой выхода по полному току эмиссии. Величина еjпт (Т) является единственной характеристикой термоэмиссионных свойств эмиттера, и её знания достаточно для нахождения j0(T) (рис. 2).

   Однородными по j эмиттерами являются грани идеальных монокристаллов как чистые, так и покрытые однородными плёнками др. вещества. Большинство употребляемых в практике эмиттеров не однородны, а состоят из «пятен» с различными j (эмиттеры поликристаллического строения; со структурными дефектами; двухфазные плёночные и др.). Контактные разности потенциалов между пятнами приводят к появлению над эмиттирующей поверхностью контактных полей пятен. Эти поля создают дополнительные барьеры для эмиссии электронов с пятен, где работа выхода меньше, чем средняя по поверхности, и вызывают аномальный эффект Шотки. Для описания Т. э. неоднородных эмиттеров в формулу (1) вводят усреднённые эмиссионные характеристики.

   Для получения токов больших плотностей, постоянных во времени, требуются эмиттеры с малыми j и с большими теплотами испарения материала; в ряде случаев к термоэлектронным эмиттерам предъявляются специальные требования (химическая пассивность, коррозионная стойкость и др.). Высокой термоэмиссионной способностью обладают так называемые эффективные катоды (оксиднобариевые, оксидноториевые, гексабориды щелочноземельных и редкоземельных металлов и др.) и некоторые металлоплёночные катоды (например, тугоплавкие металлы с плёнкой щелочных, щёлочноземельных и редкоземельных металлов).

   Т. э. лежит в основе действия многих электровакуумных и газоразрядных приборов и устройств.

   Лит.: Рейман А. Л., Термоионная эмиссия, пер. с англ., М.≈ Л., 1940; Гапонов В. И., Электроника, т. 1, М., 1960; Добрецов Л. Н., Гомоюнова М. В., Эмиссионная электроника, М., 1966; Кноль М., Эйхмейер И., Техническая электроника, пер. с нем., т. 1, М., 1971; Херинг К., Николье М., Термоэлектронная эмиссия, пер. с англ., М., 1950; 3андберг Э. Я., Ионов Н. И., Поверхностная ионизация, М., 1969; Фоменко В. С., Эмиссионные свойства материалов, К., 1970.

   Э. Я. Зандберг.

Термоэлектро́нная эми́ссия (эффект Ричардсона, эффект Эдисона) — явление вырывания электронов из металла при высокой температуре. Концентрация свободных электронов в металлах достаточно высока, поэтому даже при средних температурах вследствие распределения электронов по скоростям некоторые электроны обладают энергией, достаточной для преодоления потенциального барьера на границе металла . С повышением температуры число электронов, кинетическая энергия теплового движения которых больше работы выхода , растёт, и явление термоэлектронной эмиссии становится заметным.

Исследование закономерностей термоэлектронной эмиссии можно провести с помощью простейшей двухэлектродной лампы — вакуумного диода , представляющего собой откачанный баллон, содержащий два электрода: катод К и анод А. В простейшем случае катодом служит нить из тугоплавкого металла (например, вольфрама ), накаливаемая электрическим током. Анод чаще всего имеет форму металлического цилиндра, окружающего катод. Если диод включить в цепь, то при накаливании катода и подаче на анод положительного напряжения в анодной цепи диода возникает ток. Если поменять полярность батареи, то ток прекращается, как бы сильно катод ни накаливали. Следовательно, катод испускает отрицательные частицы — электроны.

Если поддерживать температуру накаленного катода постоянной и снять зависимость анодного тока от анодного напряжения — вольт-амперную характеристику, то оказывается, что она не является линейной, то есть для вакуумного диода закон Ома не выполняется. Зависимость термоэлектронного тока от анодного напряжения в области малых положительных значений описывается законом трёх вторых (установлен русским физиком С. А. Богуславским и американским физиком И. Ленгмюром ): I = BU, где В — коэффициент, зависящий от формы и размеров электродов, а также их взаимного расположения.

При увеличении анодного напряжения ток возрастает до некоторого максимального значения, называемого током насыщения. Это означает, что почти все электроны, покидающие катод, достигают анода, поэтому дальнейшее увеличение напряжённости поля не может привести к увеличению термоэлектронного тока. Следовательно, плотность тока насыщения характеризует эмиссионную способность материала катода. Формула, первоначально полученная Ричардсоном на основе классической электронной теории металлов, а затем уточнённая русско-американским учёным на основе квантовой теории, называется уравнением Ричардсона — Дешмана.

Плотность тока насыщения определяется формулой Ричардсона — Дешмана, выведенной теоретически на основе квантовой статистики:

j = (1 − hRi)A ⋅ T ⋅ e, где

• hRi — усреднённое по спектру термоэлектронов значение коэффициента отражения электронов от потенциального порога;
• A — термоэлектрическая постоянная, равная $120,4 \Big[ \cfrac {A} {K^2 cm^2} \Big] ;$ в модели свободных электронов по А. Зоммерфельду
  $$A_0 = {4 \pi m k^2 e \over h^3} = 1,20173 \times 10^6\,\mathrm{A\,m^{-2}\,K^{-2}};$$
  
• qφ — работа выхода электронов из катода;

q — заряд электрона;

• k — постоянная Больцмана ;
• e и m — заряд и масса электрона;
• h — постоянная Планка ;
• T — термодинамическая температура.

Уменьшение работы выхода приводит к резкому увеличению плотности тока насыщения. Поэтому применяются оксидные катоды (например, никель , покрытый оксидом щелочноземельного металла), работа выхода которых равна .

На явлении термоэлектронной эмиссии основана работа многих вакуумных электронных приборов и термоэмиссионных преобразователей энергии .