«Термоэлектронная эмиссия»

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 j_o (рис. 1) при заданной температуре. При Т. э. в вакуум однородных (по отношению к работе выхода (См. Работа 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 = 4πek²m/h³=120,4 а/К²см², где е — заряд электрона, m — его масса, k —Больцмана постоянная, h —Планка постоянная), Т — температура эмиттера в К, r̅ — средний для термоэлектронов разных энергий коэффициент отражения от потенциального барьера на границе эмиттера; eφ— 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 (См. Ленгмюра формула). ПриV 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 ≥ 10⁶— 10⁷ в/смк Т. э. добавляется Туннельная эмиссияи Т. э. переходит в термоавтоэлектронную эмиссию.

Величину φ для металлов (См. Металлы) и собственных полупроводников (См. Полупроводники) можно считать линейно зависящей от Т в узких интервалах температур ΔT вблизи выбранного T₀: φ(T) = φ(T₀) + α(T— T₀), где α — температурный коэффициент φ в рассматриваемом интервале температур ΔT. В этом случае формула (1) может быть написана в виде:

j₀ = A_pT² ехр (— еφ_р/кТ), (2)

где A_p= А (1—r̅) ехр (—eα/k) называется ричардсоновской постоянной эмиттера (однородного по отношению к работе выхода); еφ_р = φ(Т₀) — αT₀; еφ₀ называется ричардсоновской работой выхода. Так как в интервале температур от Т= 0 до Т= Т₀ α не сохраняет постоянной величины, то ричардсоновская работа выхода отличается от истинной работы выхода электронов при температуре Т= 0 К. Величины A_p и еφ_р находят по прямолинейным графикам зависимости: In (j₀/T₂) =f(1/T)(графикам Ричардсона). У примесных полупроводников зависимость φ(T) более сложная, и формула для j₀ отличается от (2).

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

j = A₀T²exp [—eφ_пт (Т)/кТ]. (3)

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

Однородными по φ 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 φ (эмиттеры поликристаллического строения; со структурными дефектами; двухфазные плёночные и др.). Контактные разности потенциалов (См. Контактная разность 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 φ и с большими теплотами испарения (См. Теплота 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 eφ, определяемых по полному току термоэлектронной эмиссии.

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.

Edison effect, Richardson effect, filament emission, thermal electron [thermionic] emission

Edison effect, Richardson effect, filament emission, thermal electron [thermionic\] emission

ТЕРМОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ

испускание эл-нов нагретыми телами (эмиттерами) в вакуум или др. среду. Выйти из тела могут только те эл-ны, энергия к-рых больше энергии эл-на, покоящегося вне тела (см. РАБОТА ВЫХОДА). Число таких эл-нов в условиях термодинамич. равновесия, в соответствии с Ферми — Дирака распределением, ничтожно мало при темп-рах Т=300 К и экспоненциально возрастает с темп-рой. Поэтому ток Т. э. заметен только для нагретых тел. При отсутствии «отсасывающего» электрич. поля (или при малой его величине) вылетевшие эл-ны образуют вблизи поверхности эмиттера отрицательный пространственный заряд, ограничивающий ток Т. э. При малых напряжениях V106 В/см) к Т. э. добавляется автоэлектронная эмиссия (т е р м о а в т о э л е к т р о н н а я э м и с с и я).

Плотность тока насыщения j0 можно вычислить по ф-ле Ричардсона — Дэшмана:

j0 = AT2ехр(-Ф/kT). (*)

Здесь А=А0(1-r=), r= — коэфф. отражения эл-нов от поверхности тела (усреднённый по энергиям); А0= 4pek2m/h3=120,4 А/см2К2 (е — заряд эл-на, т — масса эл-на); Ф — работа выхода эл-на. Ф-ла (*) получена в предположении, что поверхность эмиттера однородна и что электронный газ в нём находится в состоянии термозависимость плотности термоэлектронного тока j от напряжения V между эмиттером и анодом j0 — ток насыщения).

Физическая энциклопедия

ТЕРМОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ

- испускание электронов нагретыми телами (эмиттерами) в вакуум или др. среду. Выйти из тела могут только те электроны, энергия к-рых больше энергии покоящегося вне эмиттера электрона (см. Работа выхода). Число таких электронов (обычно это электроны с энергиями 1 эВ относительно ферми-уровня в эмиттере) в условиях термодинамич. равновесия в соответствии с Ферми-Дирака распределением ничтожно мало при темп-pax T300 К и экспоненциально растёт с T. Поэтому ток T. э. заметен только для нагретых тел. Вылет электронов приводит к охлаждению эмиттера. При отсутствии "отсасывающего" электрич. поля (или при малой его величине) вылетевшие электроны образуют вблизи поверхности эмиттера отрицательный пространств. заряд, ограничивающий ток T. э.

Основные соотношения. При малых напряжениях V между эмиттером и анодом плотность тока моноэнергетич. электронов описывается известной ф-лой (закон трёх вторых) j~ V^3/2 (см. Ленгмюра формула); учёт разброса скоростей электронов, преодолевающих созданный пространств. зарядом потенц. барьер, значительно усложняет ф-лу, но характер зависимости j(V )не изменяется; при увеличении V пространств. заряд рассасывается и ток достигает насыщения j₀, а при дальнейшем росте V ток слабо растёт в соответствии с Шоттки эффектом (рис.)- В сильных (E >10⁶ В/см) электрич. полях к T. э. добавляется автоэлектронная эмиссия (термоавтоэлектронная эмиссия).

Выражение для плотности тока насыщения j₀ в силу принципа детального равновесия может быть получено путём расчёта потока электронов из вакуума в эмиттер. В условиях термодинамич. равновесия этот поток должен совпадать с потоком электронов, вылетающих в вакуум. В предположении, что поверхность эмиттера однородна, внеш. поле мало, а коэф. отражения электронов от поверхности эмиттера в вакууме r в области энергий ~ kT вблизи уровня вакуума слабо зависит от энергии и не слишком близок к единице, такой расчёт приводит к ф-ле (ф о рм у л а Р и ч а р д с о н а - Д е ш м а н а)

Здесь A=A₀(1-). (черта над r означает усреднение по энергиям электронов), A₀ =4pek²m_e/h=120,4 А/см ^2. К ², F - работа выхода электрона. Предположение о слабой зависимости r от энергии нарушается лишь в исключительных (но всё же реальных) случаях, когда уровень вакуума попадает внутрь одной из запрещённых зон в электронном спектре твёрдого тела или соответствует к.-л. др. особенностям в спектрах объёмных и поверхностных состояний. Работа выхода металлов слабо зависит от темп-ры (вследствие теплового расширения); обычно эта зависимость линейная: F = F₀ + aT, a~10^-4 -10^-5 эВ/град; причём коэф. a может быть как положителен, так и отрицателен. По этой причине, однако, определяемые путём построения графика зависимости j₀/T² от 1/T в полулогарифмич. координатах (метод прямых Ричардсона) величины отличаются от F и А из ф-лы (*). Для большинства чистых металлов найденные т. о. значения А изменяются от 15 до 350 А/см ^2. К ².

Влияние примесей и дефектов. Поверхностные примеси и дефекты даже при малой их концентрации (10 монослоя) могут оказывать значит. влияние на термоэмиссионные свойства металлов и полупроводников и приводят к заметному разбросу значений работы выхода (0,1 эВ). К числу таких эмиссионно активных примесей относятся, напр., атомы щелочных и щёлочно-земельных элементов и их окислы. Возникающая при адсорбции атомов и молекул квантовохим. связь индуцирует перераспределение зарядов между адсорбируемыми атомами (а д а т о м а м и) и собственными поверхностными атомами эмиттера. На больших расстояниях от адатома создаваемый этими зарядами потенциал может быть описан в терминах муль-типольного разложения, т. е. в виде суммы дипольного, квадрупольного и т. <д. потенциалов. Изменение работы выхода (дипольный скачок потенциала) определяется ди-польными моментами DФ =4peN_sd, где N_s - поверхностная концентрация адатомов, d- дипольный момент. При значениях d порядка неск. Д (1 Д=10^-18 ед. СГСЕ) уже малые кол-ва примесей (N₅10¹² -10¹³ см ^-2), составляющие всего 0,1-0,01 монослойного покрытия, приводят к заметным изменениям работы выхода: DF~10^-2 - 10^-1 эВ. Эмиссионно активные примеси как раз и характеризуются высокими значениями d~1-10 Д; рекордные значения d~ 10 Д соответствуют адсорбции цезия. Изменение работы выхода описывает усреднённое вдоль поверхности изменение потенциала. Микроскопич. структура индуцируемого адатомами вблизи поверхности потенциала сложна. В частности, на нек-рой части поверхности существует потенц. барьер, затрудняющий вылет в вакуум электронов с энергиями, близкими к пороговым. Однако в большинстве случаев d~ 1 Д и при таких d барьеры туннельно проницаемы - "прозрачны". В этих случаях изменения связаны с квантовомеханич. рассеянием и интерференцией электронов. Примеси и дефекты могут стимулировать перестройку поверхности, что также влияет на эмиссионные свойства. Кроме адсорбции примесных атомов на поверхности, источниками её загрязнения могут служить процессы сегрегации и поверхностной диффузии, весьма эффективные при повыш. темп-pax. Для устранения неконтролируемого влияния загрязняющих примесей и получения воспроизводимых результатов при изучении эмиссионных свойств поверхностей необходимо производить измерения в условиях сверхвысокого вакуума ~10^-9- 10^-10 мм рт. ст. (поток атомов из газовой среды на поверхность, создающий за 1 с монослойные покрытия, соответствует при комнатной темп-ре давлению ~ 10^-6 мм рт. ст.); при этом необходим контроль за составом и структурой поверхности с помощью совр. методов спектроскопии поверхности. Наилучшие объекты для изучения механизмов эмиссии - отд. грани монокристаллов переходных металлов, допускающие высокую степень очистки и отличающиеся высоким совершенством структуры поверхности.

Потенциал сил изображения (ПСИ), не являющийся элек-тростатич. потенциалом и не удовлетворяющий Пуассона уравнению в вакууме, описывает потенц. энергию взаимодействия электрона с эмиттером. ПСИ даёт заметный вклад в работу выхода (1 эВ) и проявляется обычно на расстояниях от поверхности z100 А. Его особые свойства связаны с "кулоновским" видом зависимости от координат V~z ^-1 (вплоть до расстояний от поверхности порядка межатомных). Движение электрона в поле такого потенциала оказывается существенно квантовым. При этом ввиду формальной аналогии анализ решений соответствующего ур-ния Шрёдингера и свойства самих решений близки к случаю обычного 3-мерного кулоновского потенциала. В частности, если электрон не может проникнуть внутрь эмиттера (в силу отсутствия там объёмных состояний с соответствующей энергией), то ПСИ индуцирует поверхностные состояния с кулоновоподобным спектром (состояния ПСИ). Если же электрон может покинуть уровень в результате того или иного процесса, но вероятность этого события мала (как это часто бывает в действительности), то поверхностные состояния становятся резонансными, а уровни энергии приобретают конечную ширину. Электроны, находящиеся в непрерывном спектре, двигаясь над потенц. ямой, "чувствуют" наличие в ней уровня связанного состояния с малой по сравнению с глубиной ямы энергией связи, если их энергия невелика (сравнима с глубиной залегания уровня). В таком случае электрон за счёт эффектов многократного надбарьерного отражения может эффективно захватываться в область действия потенциала и рассеяние приобретает резонансный характер. Это явление приводит к резонансным осцил-ляциям в зависимости коэф. отражения от внеш. поля. Вероятность выхода в вакуум электрона, двигающегося изнутри твёрдого тела к его поверхности, связана с коэф. отражения соотношениями унитарности, являющимися квантовым аналогом принципа детального равновесия и обеспечивающими закон сохранения числа частиц. Поэтому в полевой зависимости тока T. э. также наблюдаются слабые (но всё же заметные) осцилляции. В пределе слабых полей величина r и зависимость r от энергии существенно обусловлены видом потенциала.

Если потенциал достаточно быстро (быстрее, чем z^-2) стремится к своему асимптотич. значению, то r стремится к единице, а вероятность выхода электрона в вакуум обращается в нуль по закону e_|^1/2 вблизи порога эмиссии (e_| - часть энергии электрона относительно уровня вакуума, соответствующая движению электрона по нормали к поверхности, иначе говоря, нормальная компонента полной энергии электрона). В случае медленноизменяющихся с z потенциалов, к к-рым относится и ПСИ, их наличие не привносит дополнит. особенностей в энергетич. зависимость r вблизи уровня вакуума. Поэтому величина (1-r )из ф-лы (*) в большинстве случаев оказывается не слишком малой. Лишь в случаях, когда эмиссия осуществляется в среду с малой характерной длиной экранирования поля, не превышающей величин <= 100 (обычных для области действия ПСИ), r оказывается близким к единице.

Термоэлектронная эмиссия из полупроводников. Ф-ла (*) применима и для описания T. э. из полупроводников. Однако влияние темп-ры, электрич. поля, примесей в эмиттере и т. п. на эмиссионный ток и на величины F и А в этом случае существенно иное по сравнению с металлами. Различия обусловлены малой концентрацией электронов проводимости и наличием локализованных поверхностных электронных состояний, влияющих на расположение уровня Ферми на поверхности полупроводника, вплоть до его "закрепления" в нек-рой точке запрещённой зоны (см. Поверхностные состояния, Поверхность). При этом на поверхности полупроводника и F почти (с точностью до величин ~0,1 эВ) не зависят от в объёме (т. <е. от типа и концентрации легирующей примеси). Такое закрепление связано с поверхностными состояниями достаточно большой (>=10¹² см ^-2) концентрации, индуцированными в основном собств. дефектами кристалла, возникающими при воздействии на полупроводник разл. внеш. факторов, таких, как адсорбция, механич., термич. обработка и др. В этом случае характер T. э. аналогичен T. э. из металлов.

На достаточно чистых и совершенных поверхностях полупроводников плотность собственных (заполненных и пустых) поверхностных состояний в запрещённой зоне невелика и уровень Ферми на поверхности может перемещаться внутри запрещённой зоны, следуя за его положением в объёме. Поэтому при изменении типа и концентрации примесей в объёме полупроводника изменяются F и ток T. э. Кроме того, электрич. поле в таких полупроводниках не экранируется зарядами поверхностных состояний и проникает в эмиттер на значит. глубину, что приводит к изменению F за счёт приповерхностного изгиба зон и к разогреву электронного газа полем.

Аналогичная ситуация возникает и в том случае, когда внеш. поле превышает величину, достаточную для устранения экранирующего влияния поверхностных состояний. По этим причинам отбор тока эмиссии из полупроводников (в отличие от металлов, где эти эффекты обычно малы) может приводить к значит. нарушению термодинамич. равновесия. Особая ситуация возникает при эмиссии из систем с отрицат. электронным сродством (см. Фотоэлектронная эмиссия), в к-рых неравновесный характер процессов эмиссии (в т. ч. и T. э.) обусловлен изначальными особенностями приповерхностной энергетич. структуры эмиттеров.

Влияние неоднородностей. Поверхность большинства эмиттеров неоднородна, на ней существуют "пятна" с разной работой выхода. Между ними возникает контактная разность потенциалов Df и электрич. поля (поля пятен) величиной ~Df/R (где R - характерный размер неоднородностей). Эти поля создают дополнит. потенц. барьеры для эмитируемых электронов, что приводит к более сильной зависимости тока от анодного напряжения (аномальный эффект Шоттки), а также увеличивает зависимость тока от T. Поскольку размеры неоднородностей обычно не малы, >> 100, а значения разности потенциалов между соседними пятнами ~0,1 - 1 эВ, то типичные величины полей пятен не велики (~10⁴ В/см или меньше) и требуют для своего "раскрытия" относительно малых (по сравнению со случаем нормального эффекта Шоттки) внеш. полей, с чем и связана большая величина (аномальность) эффекта в случае неоднородных поверхностей.

Если поверхность сильно неоднородна, так что размеры эмиссионно активных пятен r значительно меньше расстояний между ними, то потенциал f отд. пятна на расстояниях r от него может быть представлен в виде суммы дипольного, квадрупольного и т. д. слагаемых. В частности, зависимость поля пятна от расстояния до поверхности z над центром пятна в этом случае близка к степенной. Последнее обстоятельство (в полной аналогии с нормальным эффектом Шоттки) приводит к степенной или близкой к ней зависимости величины снижения потенц. барьера над центром пятна Df от внеш. поля E (напр., в случае чисто дипольного потенциала f~z^-2 и Df~E^2/3). В реальных условиях зависимость потенциала от координат более сложна, однако качественно факторы, определяющие вид полевой зависимости тока в условиях аномального эффекта Шоттки, остаются теми же. Кроме того, всегда существует разброс значений параметров неоднородностей, а в нек-рых случаях (напр., для эмиттеров, приготавливаемых из мелкодисперсных порошков) иерархия размеров может быть весьма богатой (от 100 до 10-100 мкм). При этом с ростом поля происходит поочерёдное раскрытие полей пятен, что значительно расширяет полевой диапазон проявления аномального эффекта Шоттки.

Виды термоэмиттеров. К числу наиб. известных эфф. эмиттеров относятся окислы щёлочно-земельных, редкоземельных и др. элементов, обычно используемые в виде смесей с различными (в зависимости от назначения катода) добавками (см. Термоэлектронный катод). Самым популярным является катод на основе смеси окислов Ba, Ca и Sr - оксидный катод. Будучи соединениями с ярко выраженной ионной связью, окислы обладают относительно малым (<= 1 эВ) электронным сродством, широкой (порядка неск. эВ) запрещённой зоной и являются изоляторами при комнатных темп-pax. Для реализации высоких эмиссионных свойств используется процесс термообработки, во время к-рого происходят очистка поверхности, образование донорных центров, формирование структуры эмиттера и оптим. состава его поверхности. Доноры, к-рые в такого рода соединениях имеют, как правило, вакансионную природу, возникают в результате конкуренции между процессами десорбции и адсорбции атомов (происходящими при повыш. темп-pax в условиях относительно невысокого вакуума) с последующей диффузией вакансий в объём эмиттера, а также и в др. процессах. Возникающая нестехиометрия состава катода, особенно состава его приповерхностной области, значительна, но всё же не настолько, чтобы образовывались сплошные тонкослойные покрытия поверхности атомами металлов. Важную роль в формировании и работе катода играют процессы поверхностной диффузии атомов (в т. ч. и диффузия по границам зёрен). Они имеют обычно активац. характер; при этом энергия активации поверхностной диффузии (=< 1 эВ) заметно меньше, чем энергия активации объёмного процесса. Поэтому во мн. случаях поверхностная диффузия более эффективна. На контакте полупроводникового эмиссионного слоя с металлом подложки (керном) существует барьер контактной разности потенциалов - барьер Шоттки, к-рый "включён" в запирающем направлении и при отборе тока эмиссии препятствует транспорту электронов из металла в эмиссионный слой. Кроме того, из-за хим. реакций, протекающих в этой области при повыш. темп-pax (особенно при наличии в металле нежелат. примесей), возможно образование диэлектрич. прослойки между металлом и эмиссионным слоем, значительно ухудшающей свойства катода и приводящей к быстрой его деградации. Поэтому одна из задач, возникающая при создании эмиттера,- формирование хорошего контакта эмиссионного слоя с керном, сохраняющего свои свойства при работе катода. В отличие от технологий мн. др. приборов, в к-рых для создания омического контакта предпринимаются спец. меры, в оксидном катоде формирование контакта происходит в процессе термообработки заодно с др. процессами и не требует дополнит. операций. Иногда в материал контакта вводятся спец. активные присадки, способствующие образованию донорных центров в процессе термообработки. Эфф. термокатоды отличаются от др. эмиттеров прежде всего низкими значениями работы выхода. Достигнутые значения этой величины группируются ок. ~ 1 эВ, а дальнейшие усилия в направлении уменьшения работы выхода наталкиваются на серьёзные трудности. В связи с этим возникает вопрос о существовании факторов, препятствующих снижению работы выхода до величин, значительно меньших 1 эВ. К числу таких факторов могло бы относиться существование незаполненных поверхностных состояний (в частности, состояний ПСИ), накопление заряда на к-рых ограничивает возможность уменьшения Ф. Среди термокатодов др. типов можно назвать металлич. катоды (особенно вольфрамовые) и катоды из полуметаллов, напр. из гексаборида лантана, используемые для создания электронных пучков с повышенной плотностью тока.

Термоэлектронные катоды применяют во многих электровакуумных и газоразрядных приборах, в науч. и технол. установках.

Лит.:Fоменко В. С., Эмиссионные евойства материалов, 4 изд., К., 1981; Добрецов Л. H., Гомоюнова M. В., Эмиссионная электроника, M., 1966; Термоэлектронные катоды, M.- Л., 1966. С. Г. Дмитриев.

Источник: Физическая энциклопедия

Научно-технический энциклопедический словарь

ТЕРМОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ, «испарение» ЭЛЕКТРОНОВ с поверхности вещества при его нагреве.

Источник: Научно-технический энциклопедический словарь

Энциклопедия Кольера

испускание электронов нагретой поверхностью. Еще до 1750 было известно, что вблизи нагретых твердых тел воздух теряет свое обычное свойство плохого проводника электричества. Однако причина этого явления оставалась неясной до 1880-х годов. В ряде опытов, проведенных в период 1882-1889, Ю.Эльстер и Г. Гейтель установили, что при пониженном давлении окружающего воздуха раскаленная добела металлическая поверхность приобретает положительный заряд. Об аналогичных наблюдениях упоминалось в патентной заявке Т. Эдисоном (1883); он ввел электрод в одну из своих первых ламп накаливания и обнаружил, что между ее нитью и электродом происходит перенос электрического заряда. Этот "эффект Эдисона", как его иногда называют, лег в основу британского патента (1905) Дж.Флеминга на "прибор для преобразования переменного тока в постоянный" - первую электронную лампу, открывшую век электроники. То, что данное явление связано с испусканием электронов (отрицательно заряженных частиц), продемонстрировал в 1890 Дж. Томсон. Теорию термоэлектронной эмиссии разработал в 1902 О.Ричардсон; в более позднем ее варианте ток с единицы поверхности нагретого металла, находящейся при однородной абсолютной температуре Т, определяется формулой

где А - постоянный множитель, k - постоянная Больцмана, а W - работа выхода, характерная для данного металла, но зависящая от состояния его поверхности; она равна минимальной энергии, необходимой для удаления электрона с поверхности металла. В 1927 С.Дэшман вывел формулу Ричардсона на основе квантовой механики и установил, что множитель A имеет вид

где m и e - масса и заряд электрона, а h - постоянная Планка. На практике величина А может заметно отличаться от даваемой этой формулой, если не обеспечено строгое выполнение условий, при которых выведена последняя. Так, если испускающая электроны поверхность не идеально однородна, на ней будут "пятна" с температурой, превышающей среднюю. Эмиссия электронов из этих "пятен" более интенсивна, и полный ток может оказаться гораздо больше теоретического для идеального случая. Эмиссия электронов остается незначительной, пока Т не достигнет значения W/k. Поэтому в целях снижения потерь тепла и расхода энергии большие усилия были направлены на создание поверхностей с возможно более низкой работой выхода. В современных электронных лампах почти всегда применяются оксидные катоды, в которых достигается оптимальный компромисс между низкой работой выхода, стоимостью, долговечностью и механической прочностью.

См. также

ЭЛЕКТРОВАКУУМНЫЕ И ГАЗОРАЗРЯДНЫЕ ПРИБОРЫ.

ЛИТЕРАТУРА

Херинг К., Никольс М. Термоэлектронная эмиссия. М., 1950 Фоменко В.С. Эмиссионные свойства материалов. Киев, 1970

Источник: Энциклопедия Кольера

Энциклопедический словарь

термоэлектро́нная эми́ссия

испускание электронов нагретыми твёрдыми телами или жидкостями (эмиттерами). Термоэлектронную эмиссию можно рассматривать как испарение электронов при их тепловом возбуждении. В большинстве случаев термоэлектронная эмиссия наблюдается при температурах значительно выше комнатной. Используется в электровакуумных и газоразрядных приборах и термоэлектронных генераторах.

* * *

ТЕРМОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ

ТЕРМОЭЛЕКТРО́ННАЯ ЭМИ́ССИЯ 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.

Источник: Энциклопедический словарь

Большой энциклопедический политехнический словарь

испускание электронов нагретыми твёрдыми (реже жидкими) телами, происходящее в результате теплового возбуждения электронов в этих телах, наз. эмиттерами. Кол-во электронов, вылетающих при Т. э. в ед. времени с ед. площади поверхности эмиттера, зависит от его темп-ры и работы выхода электронов. Обычно Т. э. наблюдается при темп-pax, значительно превышающих комнатную. Напр., для получения Т. э. значит. размера большинство тугоплавких металлов (вольфрам и др.) необходимо нагревать до темп-ры 2000 - 2500 К. Т. э. используют гл. обр. в электровакуумных приборах.

Источник: Большой энциклопедический политехнический словарь

Большая политехническая энциклопедия

ТЕРМОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ — испускание электронов нагретыми телами (эмиттерами) в вакуум или др. среду. Явление наблюдается при температурах, значительно превышающих комнатную; в этом случае часть электронов тела приобретает энергию, превышающую (млн. равную) работу выхода электрона (см. (3)). Т. э. используется в различных электровакуумных приборах (катоды) и термоэлектронных генераторах.

Источник: Большая политехническая энциклопедия

Русско-английский политехнический словарь

Edison effect, Richardson effect, filament emission, thermal electron [thermionic] emission

Источник: Русско-английский политехнический словарь

Русско-украинский политехнический словарь

термоелектро́нна емі́сія

Источник: Русско-украинский политехнический словарь

Русско-украинский политехнический словарь

термоелектро́нна емі́сія

Источник: Русско-украинский политехнический словарь

Естествознание. Энциклопедический словарь

испускание электронов нагретыми тв. телами или жидкостями (эмиттерами). Т. э. можно рассматривать как испарение электронов при их тепловом возбуждении. В большинстве случаев Т. э. наблюдается при темп-pax значительно выше комнатной. Используется в эл.-вакуумных и газоразрядных приборах и термоэлектронных генераторах.

Источник: Естествознание. Энциклопедический словарь

Большой Энциклопедический словарь

ТЕРМОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ

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.

Большой Энциклопедический словарь. 2000.

Источник: