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 определяется формулой Ричардсона — Дэшмана:

. (1)

Здесь А — постоянная эмиттера (для металлов в модели свободных электронов Зоммерфельда : А = А = 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; 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 _{достигается при разности потенциалов V, величина которой определяется Ленгмюра формулой . При V < V ток ограничен полем объёмного заряда у поверхности эмиттера. Слабое увеличение j при V > V 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 &sup3; 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 T _{: j (T ) = j (T ) + a (T — T ), где a — температурный коэффициент j в рассматриваемом интервале температур DT . В этом случае формула (1) может быть написана в виде:}

j _{= ApT² ехр (— е jр /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 ) — aT ; е j 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 A_p и е j_р находят по прямолинейным графикам зависимости: In (j _/T2 ) = f (1/T ) (графикам Ричардсона). У примесных полупроводников зависимость j(T ) более сложная, и формула для j 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_{T² exp [—e jпт (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 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 _{(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.