Що означає термоелектронна емісія - Значення слів

Енциклопедичний словник, 1998

випромінювання електронів нагрітими твердими тілами або рідинами (емітерами). Термоелектронну емісію можна як випаровування електронів з емітера. У більшості випадків термоелектронна емісія спостерігається при температурах значно вище за кімнатну. Використовується в електровакуумних приладах (катоди) та термоелектронних генераторах.

Велика Радянська Енциклопедія

Річардсон ефект, випромінювання електронів нагрітими тілами (твердими, рідше - рідинами) у вакуум або в різні середовища. Вперше досліджена О. У. Річардсоном в 1900-1901. можна розглядати як процес випаровування електронів внаслідок їх теплового збудження. Для виходу межі тіла (емітера) електронам потрібно подолати потенційний бар'єр біля межі тіла; при низьких температурах тіла кількість електронів, що мають достатню для цього енергію, мало; зі збільшенням температури їх кількість зростає і Т. е. зростає (див. Тверде тіло). Головною характеристикою тіл стосовно Т. е. є величина густини термоелектронного струму насичення jo (рис. 1 ) при заданій температурі. При Т. е. у вакуум однорідних (по відношенню до роботи виходу) емітерів без зовнішніх електричних полів величина j0 визначається формулою Річардсона ≈ Дешмана: .══(

Тут А ≈ постійна емітера (для металів у моделі вільних електронів Зоммерфельда : А = А0 = 4pek2m/h3 = 120,4 а/К2см2, де е ≈ заряд електрона, m ≈ його маса, k ≈ Больцмана постійна , h ≈ Планка постійна ) , Т - температура емітера в К, - середній для термоелектронів різних енергій коефіцієнт відображення від потенційного бар'єру на межі емітера; ej - робота виходу. Електрони, що випускаються, мають Максвелларозподіл початкових швидкостей, що відповідає температурі емітера.

При Т. е. у вакуум електрони утворюють біля поверхні емітера об'ємний заряд, електричне поле якого затримує електрони з малими початковими швидкостями. Тому для отримання струму насичення між емітером (катодом) та колектором електронів (анодом) створюють електричне поле, що компенсує поле об'ємного заряду. На рис. 1 показано вид вольтамперної характеристики вакуумного діода з термоелектронним катодом. Щільність струму насичення j0 досягається при різниці потенціалів V0, величина якої визначається Ленгмюр формулою . При V V0 пов'язано з ефектом Шотки .Мал. 1 показує, що термоелектронний струм може протікати і без зовнішніх едс. Це свідчить про можливість створення вакуумних термоелектронних перетворювачів теплової енергії електричну. У зовнішніх електричних полях із напруженістю Е ³ 106 ≈ 107в/см до Т. е. додається тунельна емісія та Т. е. переходить у термоавтоелектронну емісію.

Величину j для металів і власних напівпровідників можна вважати лінійно залежною від Т у вузьких інтервалах температур DT поблизу обраного T0: j(T) = j(T0) + a(T≈ T0), де a ≈ температурний коефіцієнт j у аналізованому інтервалі температур DT . У цьому випадку формула (1) може бути написана у вигляді:

j0 = ApT2ехр (≈ еjр/кТ),═(

де Ap= А (1≈) ехр (≈ea/k) називається річардсонівською постійною емітерою (однорідного по відношенню до роботи виходу); еjр = j(Т0) ≈ aT0; еj0 називається річардсонівською роботою виходу. Так як в інтервалі температур від Т = 0 до Т = Т0 a не зберігає постійної величини, то річардсонівська робота виходу відрізняється від справжньої роботи виходу електронів при температурі Т = 0 К. Величини Ap і еjр знаходять прямолінійнимграфікам залежності: In (j0/T2) = f (1/T) (графікам Річардсона). У домішкових напівпровідників залежність j(T) складніша, і формула для j0 відрізняється від (2).

Щоб виключити входять у формулу (1) невідомі більшості емітерів величини А і , залежні як від матеріалу емітера, а й стану його поверхні (визначаються експериментально), формулу приводять до виду:

j = A0T2exp [≈ejpt(Т)/кТ].══(

Робота виходу еjпт (Т) мало відрізняється за величиною від справжньої роботи виходу емітера ej(T), але легко визначається за виміряними величинами j0 та Т; її називають роботою виходу повним струмом емісії. Величина еjпт (Т) є єдиною характеристикою термоемісійних властивостей емітера, і її знання достатньо знаходження j0(T) (рис. 2 ).

Однорідними j емітерами є грані ідеальних монокристалів як чисті, так і покриті однорідними плівками ін. речовини. Більшість вживаних у практиці емітерів не однорідні, а складаються з «плям» з різними j (емітери полікристалічної будови; зі структурними дефектами; двофазні плівкові та ін.). Контактні різниці потенціалів між плямами призводять до появи над поверхнею емітуючої контактних полів плям. Ці поля створюють додаткові бар'єри для емісії електронів з плям, де робота виходу менша, ніж середня поверхнею, і викликають аномальний ефект Шотки. Для опису Т. е. неоднорідних емітерів формулу (1) вводять усереднені емісійні характеристики.

Для отримання струмів великих щільностей, постійних у часі, потрібні емітери з малими j і великими теплотами випаровування матеріалу; у ряді випадків до термоелектронних емітерів пред'являються спеціальні вимоги (хімічна пасивність, корозійна стійкість та ін.). Високоютермоемісійною здатністю володіють так звані ефективні катоди (оксиднобарієві, оксидноторієві, гексабориди лужноземельних та рідкісноземельних металів та ін) і деякі металопленочні катоди (наприклад, тугоплавкі метали з плівкою лужних, лужноземельних та рідкоземельних).

Т. е. лежить в основі дії багатьох електровакуумних та газорозрядних приладів та пристроїв.

Літ.: Рейман А. Л., Термоіонна емісія, пров. з англ., М. Л., 1940; Гапонов Ст І., Електроніка, т. 1, М., 1960; Добрецов Л. Н., Гомоюнова М. Ст, Емісійна електроніка, М., 1966; Кноль М., Ейхмейєр І., Технічна електроніка, пров. з нім., т. 1, М., 1971; Херінг До., Нікольє М., Термоелектронна емісія, пров. з англ., М., 1950; 3андберг Е. Я., Іонов Н. І., Поверхнева іонізація, М., 1969; Фоменко Ст С., Емісійні властивості матеріалів, К., 1970.

Термоелектронна емісія (ефект Річардсона,ефект Едісона ) - явище виривання електронів з металу при високій температурі. Концентрація вільних електронів у металах досить висока, тому навіть при середніх температурах внаслідок розподілу електронів за швидкостями деякі електрони мають енергію, достатню для подолання потенційного бар'єру на межі металу . З підвищенням температури число електронів, кінетична енергія теплового руху яких більша за роботу виходу, зростає, і явище термоелектронної емісії стає помітним.

Дослідження закономірностей термоелектронної емісії можна провести за допомогою найпростішої двоелектродної лампи - вакуумного діода, що представляє собою відкачений балон, що містить два електроди: катод К і анод А. У найпростішому випадку катодом служить нитка з тугоплавкого металу (наприклад, вольфраму), що накалюється електричнимструмом. Анод найчастіше має форму металевого циліндра, що оточує катод. Якщо діод включити в ланцюг, то при розжарюванні катода і подачі на анод позитивної напруги в ланцюгу діода анодного виникає струм. Якщо змінити полярність батареї, то струм припиняється, як би сильно катод не розжарювали. Отже, катод випромінює негативні частинки - електрони.

Якщо підтримувати температуру розжареного катода постійної та зняти залежність анодного струму від анодної напруги - вольт-амперну характеристику, то виявляється, що вона не є лінійною, тобто для вакуумного діода закон Ома не виконується. Залежність термоелектронного струму від анодної напруги в області малих позитивних значень описується законом трьох других (встановлений українським фізиком С. А. Богуславським та американським фізиком І. Ленгмюром): I = BU, де В - коефіцієнт, що залежить від форми та розмірів електродів, а також їх взаємного розташування.

При збільшенні анодної напруги струм зростає до деякого максимального значення, званого струмом насичення. Це означає, що майже всі електрони, що залишають катод, досягають анода, тому подальше збільшення напруженості поля не може призвести до збільшення термоелектронного струму. Отже, щільність насичення струму характеризує емісійну здатність матеріалу катода. Формула, спочатку отримана Річардсоном на основі класичної електронної теорії металів, а потім уточнена українсько-американським ученим на основі квантової теорії, називається рівнянням Річардсона Дешмана.

Щільність струму насичення визначається формулою Річардсона Дешмана, виведеної теоретично на основі квантової статистики:

j = (1 − hRi)A ⋅ T ⋅ e, де

hRi - усереднене за спектром термоелектронівзначення коефіцієнта відбиття електронів від потенційного порога;
A — термоелектрична постійна, що дорівнює $120,4 \Big[ \cfrac \Big] ;$ у моделі вільних електронів за А. Зоммерфельдом $$A_0 = = 1,20173 \times 10^6\,\mathrm\,K ^>;$$
qφ - робота виходу електронів з катода;

q - заряд електрона;

k - Постійна Больцмана;
e і m - заряд та маса електрона;
h - постійна Планка;
T – термодинамічна температура.

Зменшення роботи виходу призводить до різкого збільшення щільності насичення струму. Тому застосовуються оксидні катоди (наприклад, нікель, покритий оксидом лужноземельного металу), робота виходу яких дорівнює.

На явище термоелектронної емісії засновано роботу багатьох вакуумних електронних приладів і термоемісійних перетворювачів енергії.

Транслітерація: термоелектронна емісія Задом наперед читається як: яіссіме яаннорткелеомрет Термоелектронна емісія складається з 23 букв