БСЭ БСЭ - Большая Советская Энциклопедия (ТЕ)

Главной характеристикой тел по отношению к Т. э. является величина плотности термоэлектронного тока насыщения j o ( рис. 1 ) при заданной температуре. При Т. э. в вакуум однородных (по отношению к работе выхода ) эмиттеров в отсутствии внешних электрических полей величина j 0 определяется формулой Ричардсона — Дэшмана:

. (1)

Здесь А — постоянная эмиттера (для металлов в модели свободных электронов Зоммерфельда: А = А 0 = 4p ek 2 m/h 3 = 120,4 а /К 2 см 2, 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; e j — 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 j 0достигается при разности потенциалов V 0 , величина которой определяется Ленгмюра формулой. При V < V 0ток ограничен полем объёмного заряда у поверхности эмиттера. Слабое увеличение j при V > V 0связано 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 10 6— 10 7 в/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 D T вблизи выбранного T 0: j ( T ) = j ( T 0) + a ( T — T 0 ) , где a — температурный коэффициент j в рассматриваемом интервале температур D T . В этом случае формула (1) может быть написана в виде:

j 0= A p T 2 ехр (— е j р/ кТ ) , (2)

где A p= А (1— ) ехр (— e a /k ) называется ричардсоновской постоянной эмиттера (однородного по отношению к работе выхода); е j р= j( Т 0) — a T 0 ; е j 0называется ричардсоновской работой выхода. Так как в интервале температур от Т = 0 до Т = Т 0a не сохраняет постоянной величины, то ричардсоновская работа выхода отличается от истинной работы выхода электронов при температуре Т = 0 К. Величины A p и е j рнаходят по прямолинейным графикам зависимости: In ( j 0/T 2 ) = f (1 /T ) (графикам Ричардсона). У примесных полупроводников зависимость j( T ) более сложная, и формула для j 0 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 = A 0 T 2 exp [ —e j пт ( Т ) /кТ ] . (3)

Работа выхода е j пт( Т ) мало отличается по величине от истинной работы выхода эмиттера e j( T ), но легко определяется по измеренным величинам j 0 и Т; её называют работой выхода по полному току эмиссии. Величина е j пт( Т ) является единственной характеристикой термоэмиссионных свойств эмиттера, и её знания достаточно для нахождения j 0( 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.

Рис. 1. Зависимость плотности тока j термоэлектронного тока от разности потенциалов V, приложенной между эмиттером и коллектором электронов (вольтамперная характеристика).

Рис. 2. Плотность термоэлектронного тока насыщения при различных температурах и работах выхода ej, определяемых по полному току термоэлектронной эмиссии.