Большая Советская Энциклопедия (цитаты)

Термоэлектронная эмиссия

Термоэлектронная эмиссия (далее Т)Ричардсона эффект, испускание электронов нагретыми телами (твердыми, реже — жидкостями) в вакуум или в различные среды. Впервые исследована О. У. Ричардсоном в 1900— 1901. Термоэлектронная эмиссия 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 Термоэлектронная эмиссия возрастает (см. Твердое тело).

  Главной характеристикой тел по отношению к Термоэлектронная эмиссия является величина плотности термоэлектронного тока насыщения jo (рис. 1) при заданной температуре. При Термоэлектронная эмиссия 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 а2см2, 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 Термоэлектронная эмиссия в вакуум электроны образуют у поверхности эмиттера объемный 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 объемного заряда. На рис. 1 показан вид вольтамперной характеристики вакуумного диода с термоэлектронным катодом. Плотность тока насыщения j0 достигается при разности потенциалов 0, величина которой определяется Ленгмюра формулой. При < 0 ток ограничен полем объемного заряда у поверхности эмиттера. Слабое увеличение j при > 0 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 напряженностью Е ³ 106— 107 в/см к Термоэлектронная эмиссия добавляется туннельная эмиссия и Термоэлектронная эмиссия 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(TT0), где a — температурный коэффициент j в рассматриваемом интервале температур DT. В этом случае формула (1) может быть написана в виде:

  j0 = ApT2 ехр (— 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: (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; ее называют работой выхода по полному току эмиссии. Величина еjпт (Т) является единственной характеристикой термоэмиссионных свойств эмиттера, и ее знания достаточно для нахождения j0(T) (рис. 2).

  Однородными по j эмиттерами являются грани идеальных монокристаллов как чистые, так и покрытые однородными пленками др. вещества. Большинство употребляемых в практике эмиттеров не однородны, а состоят из "пятен" с различными j (эмиттеры поликристаллического строения; со структурными дефектами; двухфазные пленочные 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 Термоэлектронная эмиссия неоднородных эмиттеров в формулу (1) вводят усредненные 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 ( пассивность, коррозионная стойкость и др.). Высокой термоэмиссионной способностью обладают так называемые эффективные катоды (оксиднобариевые, оксидноториевые, гексабориды щелочноземельных и редкоземельных металлов и др.) и некоторые металлопленочные катоды (например, тугоплавкие металлы с пленкой щелочных, щелочноземельных и редкоземельных металлов).

  Термоэлектронная эмиссия 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.



Для поиска, наберите искомое слово (или его часть) в поле поиска


Новости 28.09.2022 22:52:15