§ 50. Термионна емисия. Формула на Ричардсън-Дьошман

Голям брой приложения имат ток във висок вакуум, когато токоносителите са електрони, излъчени от катода. Излъчването (излъчването) на електрони от метал, както вече беше споменато в § 45, може да бъде причинено различни причини. Във вакуумните тръби, когато възникне тлеещ разряд и по време на образуването на катодни лъчи, електроните се избиват от повърхностния слой на метала чрез удари на положителни йони. В дълбок вакуум, когато налягането на разредения газ е милионни от милиметър живачен стълб, броят на йоните, бомбардиращи катода, става недостатъчен, за да поддържа забележимо излъчване на електрони, излизащи от катода, и не се наблюдава образуването на осезаеми катодни лъчи. Но дори и в такъв дълбок вакуум, излъчването на електрони е значително, ако катодът се нагрее (термионна емисия) или ако достатъчно интензивни светлинни лъчи са насочени към катода (фотоелектронна емисия). Емисията на електрони може да бъде причинена и от бомбардирането на повърхността на определени тела от поток от електрони (вторична емисия на електрони).

В допълнение, излъчването на електрони, както вече беше споменато в §45, може да бъде причинено от интензивни електрическо поле(автоелектронна, или студена, емисия). Напрегнатостта на полето, способна да изтегли електрони от метала, е от порядъка на няколко милиона волта на 1 см. Въпреки това, известно автоелектронно излъчване се наблюдава и при относително ниска напрегнатост на полето (излъчване на ефекта на просмукване или тунелен ефект, § 45) .

В различни електронни устройства се използват всички видове емисии, но най-често се използва най-удобно контролираната термоемисия.

Изхвърлянето на електрони от нагрят катод се дължи на увеличаване на енергията на движение на полусвободен

метални електрони поради притока на топлина. С повишаване на температурата на метала електроните на незапълнената лента (§ 35), преминавайки към по-високи енергийни нива, придобиват енергия, достатъчна за преодоляване на работната функция (§ 33).

Напрежението, приложено към електродите на тръбата, не влияе на броя на електроните, излъчвани всяка секунда от материала на катода; при наличие на електрическо поле електроните, излизащи от материала на катода, се движат от катода под действието на електрическо поле; ако няма поле, те падат обратно, но на тяхно място излитат други и в пространството над повърхността на нагрятия метал се образува нещо като електронен облак.

Образуването на електронен облак върху повърхността на нажежен метал е явление, аналогично на изпарението на течност. Колкото по-висока е температурата на метала, толкова повече електрони напускат повърхността на нагрятия метал. Всеки електрон, напускащ метала, трябва да преодолее привличането от положителните йони на метала. Следователно от съдържащия се във вътрешността на метала "електронен газ" излизат само тези електрони, чиято кинетична енергия надвишава "работната работа".

Електронният облак е отрицателен заряд, разположен в пространството близо до повърхността на нажежен метал. За разлика от обичайния повърхностен заряд, електронният облак се нарича пространствен заряд.

С повишаването на температурата потокът от електрони, излъчвани от нагретия метал, се увеличава отначало бавно, а след това все по-бързо и по-бързо. Ричардсън извежда теоретична формула, изразяваща зависимостта на интензитета на емисия на електрони от температурата на излъчващото тяло. Ако нагретият метал е катод на вакуумна тръба, към която се прилага такова напрежение, че всички електрони, излъчени от метала, се увличат от електрическото поле, тогава интензитетът на емисия на електрони ще се измерва чрез емисионния ток на квадрат сантиметър от нагрятата метална повърхност. Тази стойност се нарича още плътност на емисионния ток при ток на насищане. (Ако към електродите се приложи твърде малко напрежение, тогава не всички електрони, излъчени от метала, се отвеждат от полето и плътността на тока ще бъде по-малка, отколкото при тока на насищане, т.е. по-малка от

За да обясним формулата на Ричардсън, нека си представим, че в нагрят метал близо до повърхността му има полуотворена кухина (фиг. 185). При статистическо равновесие концентрацията

електроните в тази кухина според позицията на Болцман (том I, § 98) ще бъдат равни на

където концентрацията на свободни (или по-скоро полусвободни) електрони в метала, A е работата на един електрон от метала, равна на разликата в потенциалните енергии на един електрон в метала и извън метала: Константата на Болцман и абсолютната температура.

Броят на електроните, излъчени всяка секунда от отвора на разглежданата кухина, отнесен към площта на отвора, т.е. текущата плътност на термоемисия, е количество, пропорционално на произведението на средната скорост топлинно движениеелектрони в кухината (а Средната скоростпропорционална на концентрацията на електрони в кухината. Това е,

Това е формулата на Ричардсън.

Тук абсолютната температура, основата на естествените логаритми константи, които имат различни стойности за различните метали.

Тъй като константата А е в експонентата, нейната стойност има много по-голям ефект върху стойността на плътността на емисионния ток, отколкото коефициента, колкото по-малка е константата, толкова по-голяма (при равни други условия, т.е. за дадена плътност на емисионния ток.

По смисъла на извеждането на формулата на Ричардсън, коефициентът B е пропорционален на броя електрони на единица обем на електронния газ вътре в метала. Емисионната константа A е работата на един електрон.

Експериментите показват, че емисионният ток нараства с повишаване на температурата малко по-бързо, отколкото следва от закона на Ричардсън (1). Когато извежда емисионната формула, Ричардсън изхожда от идеята, че скоростите на електроните в метала се разпределят според закона на Максуел. В действителност обаче (както е обяснено в § 30) електронният газ в метал вече е при нормални температури в изродено състояние и се подчинява на статистиката на Ферми.

Базиран на квантова теория, Döshmen (1923) показа, че формулата на Ричардсън трябва да бъде заменена със следната формула:

В тази формула константата B теоретично трябва да бъде еднаква за всички метали и равна на

(тук е масата и зарядът на електрона, - константата на Болцман, h - константата на Планк). За някои чисти метали тази константа наистина е близка до посочената стойност, но за други метали има стойност, която е приблизително два пъти по-малка в някои случаи и многократно по-голяма в други случаи.

Константата А в закона на Ричардсън-Дьошмен има същото значение и същата стойност като в закона на Ричардсън (1), а именно А представлява работата на работа на електрон от метал. Теоретично, разликата в работата на един електрон от всеки два метала трябва да бъде равна на контактната потенциална разлика на тези метали във вакуум, което обикновено се потвърждава от експеримент в случаите, когато константите B за тези метали са еднакви.

Емисионни константи

(виж сканиране)

Ако числовите стойности на константата А, дадени по-горе, се умножат по числото на Авогадра, тогава получените числа ще означават, така да се каже, латентна топлинаизпаряване на "грам-атом от електрони".

На фиг. 186 показва как плътността на емисионния ток за волфрам се увеличава с повишаване на температурата. С повишаване на температурата на волфрама от 2000 до 2100 °, т.е. само с 5%, плътността на емисионния ток се увеличава почти четири пъти.

Увеличаването на температурата на волфрама от 2000 до 3000 ° води до увеличаване на плътността на тока на термоемисия милиони пъти.

Някои примеси имат изключително силен ефект върху големината на електронното излъчване. Този ефект на примесите е изследван подробно от много учени и по-специално от Langmuir (1913-1923). Волфрамът, покрит с най-тънкия слой от торий, отделя електронно излъчване, което при температури от порядъка на 1000-1500°K е милиони и милиарди пъти по-голямо от излъчването на чистия волфрам. Същото и дори по-голямо увеличение на емисиите се причинява от филм от цезий, барий и оксиди на някои метали. Емисионният ток на повърхността на нажежен чист волфрам се получава при температура от приблизително 2300 °. Когато „окисленият” волфрам се нагрява, същата плътност на емисионния ток се получава при температура от приблизително 1300 ° K. Специално обработен ториран и окислен волфрам има най-широко приложение в устройства, базирани на явлението емисии на електрони.

Ориз. 186. Схема на закона на Ричардсън за волфрам.

За целите на сравнението нагретите катоди се характеризират със съотношението на общия емисионен ток към мощността, изразходвана за нагряване на катода. Волфрамовите проводници при температура на нажежаемата жичка K дават емисионен ток V за всеки ват мощност на нажежаемия ток. (Увеличаването на температурата на нишката на волфрамовите нишки над 2600° прекомерно съкращава техния експлоатационен живот.) Оксидираните волфрамови катоди дават ток от около 1000° K при тяхната нормална температура на нишката на торираните волфрамови катоди при тяхната нормална температура на нишката от 1850° K Въпреки това, когато, високи напрежениямежду анода и катода, окислените и торираните катоди се разрушават по-бързо от бомбардирането на катода от положителни йони на газови остатъци.

За използване на термоемисия се използват два вида катоди: катоди с директно нагряване, нагрявани директно от ток от батерия или променлив ток с ниско напрежение от трансформатор и индиректно нагрявани (нагрявани). В катоди с непряко нагряване (фиг. 187) се поставя проводник, нагрят от ток

вътре в тесен керамичен цилиндър и служи само за загряване на този цилиндър; термоелектронната емисия се извършва от външната метализирана повърхност на цилиндъра (катодният цилиндър върху металния слой е покрит с тънък слой калциев оксид с добавка на редкоземни елементи).

Термионното излъчване е получило най-широк обхват в електронните тръби, които имат различни радиотехнически цели и различни устройства, но в същото време имат едно общо нещо. А именно, в електронните тръби, за разлика от други термоелектронни устройства, електродите са разположени по такъв начин, че създаденото от тях поле, насложено върху полето на пространствения заряд (електронни облаци близо до повърхността на нагретия катод), позволява с малки промени в напрежението, подавано към спомагателните електроди, за да се получат резки и евентуално големи промени в големината на термичния ток, преминаващ през лампата. За тази цел анодите и допълнителните мрежести електроди на електронните тръби обикновено се подреждат под формата на коаксиални цилиндри със строго изчислени размери и нагрятият катод се разполага по оста на цилиндъра. Работата на вакуумните тръби е разгледана в §§ 52 и 53.

Едно от важните приложения на термоелектронната емисия - "електронната пушка", използвана за създаване на електронен лъч в катодни осцилоскопи - е описана в § 68. В електронна пушка електроните, излъчени от горещ катод, получават значително ускорение в електрическото поле между катод и пръстеновидни аноди. Този метод за ускоряване на електронния поток се използва в много електронни устройства и по-специално в електронни тръби с високо напрежение (милиони волта), предназначени за атомни и ядрени изследвания.

Ориз. 187. Катоди на индиректно нагряване (нагрети).

Дизайнът на тези тръби и други мощни ускорителни устройства на атомната ядрена физика, които също използват термоелектронен ток (бетатрони), както и методите за изчисляване на ускоряващи и фокусиращи полета са обяснени в разделите на атомната физика и електронната оптика в третия том на курса. .

В зависимост от начина, по който енергията се предава на електроните, има видове електронно излъчване. Ако електроните получават енергия поради топлинната енергия на тялото, когато температурата му се повиши, можем да говорим за термоемисия. За да наблюдавате термоемисия, можете да използвате куха лампа, съдържаща два електрода: катод, нагрят от ток, и студен електрод, който събира термоелектронни електрони - анод. Такива лампи се наричат ​​вакуумни диоди. Токът в тази верига се появява само ако положителният полюс на батерията е свързан към анода, а отрицателният полюс към катода. Това потвърждава, че катодът излъчва отрицателни частици, електрони. Силата на термоелектронния ток в диода зависи от големината на потенциала на анода спрямо катода. Кривата, изобразяваща зависимостта на тока в диода от анодното напрежение, се нарича характеристика ток-напрежение. Когато анодният потенциал нула, силата на тока е малка, определя се само от най-бързите термоелектрони, способни да достигнат анода. С увеличаване на положителния потенциал на анода силата на тока се увеличава и след това достига насищане, т.е. почти престава да зависи от анодното напрежение. С повишаване на температурата на катода се увеличава и стойността на тока, при който се достига насищане. В същото време анодното напрежение, на което е зададен токът на насищане, също се увеличава. По този начин ток-напрежението на диода се оказва нелинейно, т.е. Законът на Ом не важи. Това се обяснява с факта, че по време на термоемисия в близост до повърхността на катода се създава доста висока електронна плътност. Те създават общ отрицателен заряд и електроните, излитащи с ниска скорост, не могат да преминат през него. С увеличаването на анодното напрежение концентрацията на електрони в облака на пространствения заряд намалява. Следователно инхибиторният ефект на пространствения заряд става по-малък и анодният ток нараства по-бързо, отколкото в пряка пропорция на анодното напрежение. С увеличаването на анодното напрежение все повече и повече електрони, излъчени от катода, се засмукват към анода. При определена стойност всички електрони, излъчени от катода за единица време, достигат до анода. По-нататъшното увеличаване на анодното напрежение не може да увеличи силата на анодния ток, тъй като се достига насищане. Максималният възможен термичен ток при дадена температура на катода се нарича ток на насищане. С повишаване на температурата скоростта на хаотичното движение на електроните в метала се увеличава. В този случай броят на електроните, способни да напуснат метала, рязко се увеличава. Плътност на тока на насищане, т.е. силата на тока на насищане на единица повърхност на катода S се изчислява по формулата на Ричардсън-Дешман: Плътността на тока на насищане характеризира излъчвателната способност на катода, която зависи от природата на катода и неговата температура.

Когато изчисляваме плътността на термоелектронния ток, ще използваме модела на електронния газ и ще приложим към него статистиката на Ферми-Дирак. Очевидно плътността на термоелектронния ток се определя от плътността на електронния облак в близост до повърхността на кристала, който се описва с формула (1). Нека преминем в тази формула от разпределението на енергията на електроните към разпределението на импулса на електроните. В същото време вземаме предвид, че допустимите стойности на вектора на вълната на електрона к в к - пространството се разпределят равномерно, така че за всяка стойност к обемът е 8p 3 (за кристален обем, равен на единица). Като се има предвид, че импулсът на електрона стр =ћ к получаваме, че броят на квантовите състояния в обемния елемент на импулсното пространство dp х dp г dp zще бъде равно на

(2)

Двете в числителя на формула (2) отчитат две възможни стойности на въртенето на електрона.

Нека насочим оста zправоъгълна координатна система, нормална към повърхността на катода (фиг. 7). Нека разпределим площ от единица площ на повърхността на кристала и да изградим върху нея, като на основата, правоъгълен паралелепипед със страничен ръб v z = стр z / м н (м не ефективната маса на електрона). Електроните допринасят за плътността на тока на насищане от компонента v zскорост на оста z. Приносът към плътността на тока от един електрон е

(3)

където де зарядът на електрона.

Броят на електроните в паралелепипеда, чиито скорости се съдържат в разглеждания интервал:

За да не се разруши кристалната решетка по време на излъчването на електрони, от кристала трябва да излезе незначителна част от електроните. За това, както показва формула (4), условието НЕЯ Е >> кT. За такива електрони единицата в знаменателя на формула (4) може да бъде пренебрегната. След това тази формула се трансформира във формата

(5)

Намерете сега броя на електроните dNв разглеждания том z- компонент на импулса, който е затворен между Р zи Р z + dp z. За да направите това, предишният израз трябва да бъде интегриран върху Р хи Р гвариращи от –∞ до +∞. При интегрирането трябва да се има предвид, че

,

и използвайте табличния интеграл

, .

В резултат на това получаваме

. (6)

Сега, като вземем предвид (3), намираме плътността на термоелектронния ток, създаден от всички електрони на паралелепипеда. За да направите това, изразът (6) трябва да бъде интегриран за всички електрони, чиято кинетична енергия е на нивото на Ферми д≥ д Е + У 0 .Само такива електрони могат да напуснат кристала и само те играят роля при изчисляването на топлинния ток. Компонентът на импулса на такива електрони по оста Зтрябва да отговаря на условието

.

Следователно плътността на тока на насищане

Интегрирането се извършва за всички стойности . Въвеждаме нова интеграционна променлива

Тогава стр z dp z = м н дуи

. (8)

В резултат на това получаваме

, (9)

, (10)

къде е константата

.

Равенството (10) се нарича формула на Ричардсън-Дешман. Чрез измерване на плътността на термоелектронния ток на насищане, може да се използва тази формула за изчисляване на константата A и работната функция W 0 . За експериментални изчисления е удобно да се представи формулата на Ричардсън-Дешман във формата

В този случай на графиката зависимостта вътре(й с / T 2 ) от 1 /Tизразена като права линия. В пресечната точка на права линия с оста y се изчислява ln НО, а работата на работа се определя от наклона на правата (фиг. 8).

Термоелектронната емисия е един от видовете електронна емисия от твърда повърхност. В случай на термоелектронна емисия външното действие е свързано с нагряване на твърдото тяло.

Явлението термоелектронна емисия е излъчването на електрони от нагрети тела (емитери) във вакуум или друга среда.

При условия на термодинамично равновесие броят на електроните н(E)имащи енергия в диапазона от дпреди д+дд, се определя от статистиката на Ферми-Дирак:

, (1)

където ж(E)е броят на квантовите състояния, съответстващи на енергията д;д Ее енергията на Ферми; ке константата на Болцман; Tе абсолютната температура.

На фиг. 4 показва енергийната схема на метала и кривите на енергийното разпределение на електроните при T=0 K, при ниска температура T 1 и при висока температура T 2 . При 0 K енергията на всички електрони е по-малка от енергията на Ферми. Нито един от електроните не може да напусне кристала и не се наблюдава термоелектронна емисия. С повишаване на температурата броят на термично възбудените електрони, които могат да напуснат метала, се увеличава, което причинява явлението термоелектронна емисия. На фиг. 4 това се илюстрира от факта, че Т=Т 2 "Опашката" на кривата на разпределение надхвърля нулевото ниво на потенциалния кладенец. Това показва появата на електрони с енергия, надвишаваща височината на потенциалната бариера.

За металите работната функция е няколко електронволта. Енергия кTдори при температура от хиляди келвини, това е част от електронволта. За чистите метали може да се получи значително излъчване на електрони при температура от порядъка на 2000 К. Например, при чист волфрам може да се получи забележимо излъчване при температура от 2500 К.

За да се изследва термоелектронната емисия, е необходимо да се създаде електрическо поле близо до повърхността на нагрято тяло (катод), което ускорява електроните за тяхното отстраняване (изсмукване) от повърхността на емитера. Под действието на електрическо поле излъчените електрони започват да се движат и се образува електрически ток, който се нарича термоефективен. За наблюдение на термоелектронния ток обикновено се използва вакуумен диод - електронна лампа с два електрода. Катодът на лампата е нажежаема жичка от огнеупорен метал (волфрам, молибден и др.), нагрята токов удар. Анодът обикновено е под формата на метален цилиндър, заобикалящ нажежен катод. За да се наблюдава термичният ток, диодът е свързан към веригата, показана на фиг. 5. Очевидно е, че силата на термоелектронния ток трябва да нараства с увеличаване на потенциалната разлика Vмежду анода и катода. Това увеличение обаче не е пропорционално V(фиг. 6). При достигане на определено напрежение нарастването на термоелектронния ток практически спира. Граничната стойност на термоелектронния ток при дадена температура на катода се нарича ток на насищане. Стойността на тока на насищане се определя от броя на термоелектроните, които могат да напуснат повърхността на катода за единица време. В този случай всички електрони, доставени в резултат на термоемисия от катода, се използват за генериране на електрически ток.

ТЕРМОЕЛЕКТРОННА ЕМИСИЯ- излъчване на електрони от нагрети тела (емитери) във вакуум или друга среда. Само онези електрони могат да напуснат тялото, чиято енергия е по-голяма от енергията на електрон, който почива извън емитера (виж фиг. Работна функцияБроят на такива електрони (обикновено това са електрони с енергия 1 eV спрямо нивото на Ферми в емитера) при термодинамични условия. равновесието според разпределението на Ферми-Дирак е незначително при temp-pax T 300 K и расте експоненциално от T. Следователно сегашната T. e. забележимо само при нагрети тела. Излъчването на електрони води до охлаждане на емитера. При липса на "всмукване" ел. поле (или ако е малко), излъчените електрони образуват отрицателно пространство близо до повърхността на емитера. ограничаващ ток T. e.

Основни съотношения. При ниски напрежения Vмежду емитер и анод, плътността на тока е моноенергийна. електроните се описва с известна f-loy (законът на трите секунди) й~ V 3/2 (виж формула на Лангмюр);отчитане на разпространението на скоростите на електроните, преодоляващи създадените пространства. потенциален заряд. бариера, силно усложнява ф-лу, но естеството на зависимостта j(V) не се променя; с увеличаване Vпространства. зарядът се разсейва и токът достига насищане й 0 , и с по-нататъшен растеж Vтокът бавно се увеличава в съответствие с Ефект на Шотки(Фиг.) - В силно ( E> 10 6 V/cm) електрически полета към T. e. добавен полева емисия(термоавтоелектронна емисия).

Израз за плътност на тока на насищане й 0 поради принципа на детайлния баланс може да се получи чрез изчисляване на потока от електрони от вакуума към емитера. При термодинамични условия равновесие, този поток трябва да съвпада с потока от електрони, излизащи във вакуум. Ако приемем, че емитерната повърхност е еднаква, ext. полето е малко, но коеф. отражения на електрони от емитерната повърхност във вакуум rв областта на енергиите ~ kTблизо до нивото на вакуум слабо зависи от енергията и не е твърде близо до единица, такова изчисление води до f-le (формула на Ричардсън-Дешман)

Тук А=А 0 (1-) (такт над rозначава осредняване на енергиите на електроните), А 0 = 4p ek 2 m e /h= 120,4 A / cm 2. K 2, F - електрон. Предположение за слаба зависимост rот енергия се нарушава само в изключителни (но все пак реални) случаи, когато нивото на вакуума попада в една от забранените ленти в електронния спектър твърдо тялоили съответства на -l. други характеристики в спектрите на обемни и повърхностни състояния. Работната функция на металите е слабо зависима от температурата (поради термично разширение); обикновено тази зависимост е линейна: F = F 0 + a T, a~10 -4 -10 -5 eV/deg; и коефициента а може да бъде положителен или отрицателен. Поради тази причина обаче зависимостите се определят чрез чертане й 0 /T2от 1 /Tв полулогаритъм. координати (метод на права линия на Ричардсън), количествата се различават от F и НОот f-ly (*). За повечето чисти метали е установено т.н. стойности НОпромяна от 15 до 350 A/cm 2. K 2 .

Влияние на примеси и дефекти. Повърхностните примеси и дефекти, дори при ниски концентрации (10 монослоя), могат да имат значителен ефект. влияние върху термионните свойства на металите и и водят до забележимо разсейване в стойностите на работната функция (0,1 eV). Такива емисионно активни примеси включват например атоми на алкални и алкалоземни елементи и техните оксиди. Възниква от адсорбцията на атоми и молекули квантово-хим. връзката индуцира преразпределение на зарядите между адсорбираните атоми (и атомите на данни) и собствените повърхностни атоми на излъчвателя. На големи разстояния от адатома потенциалът, създаден от тези заряди, може да бъде описан от гледна точка на многополюсно разширение, т.е. като сума от дипол, квадрупол и т.н. потенциали. Промяната в работата на изхода (скок на диполния потенциал) се определя от диполните моменти DF = 4p eN s d, където н s е повърхностната концентрация на адатоми, д- диполен момент. За ценности дред от няколко D (1 D \u003d 10 -18 CGSE единици) вече малки количества примеси ( н 5 10 12 -10 13 cm -2), съставляващи само 0,1-0,01 от еднослойно покритие, водят до забележими промени в работната функция: DF~10 -2 - 10 -1 eV. Емисионно активните примеси се характеризират именно с високи стойности d~ 1-10 D; рекордни стойности д~ 10 D съответстват на адсорбция на цезий. Промяната в работната функция описва промяната в потенциала, осреднен по повърхността. микроскопичен структурата на потенциала, индуциран от адатоми близо до повърхността, е сложна. По-специално, на определена част от повърхността съществува потенциал. бариера, която затруднява електроните с енергия, близка до прага, да избягат във вакуум. Въпреки това, в повечето случаи д~ 1 D и с такива дбариерите са тунелнопропускливи - "прозрачни". В тези случаи промените са свързани с квантовата механика. разсейване и електрони. Примесите и дефектите могат да стимулират преструктурирането на повърхността, което също влияе върху емисионните свойства. В допълнение към адсорбцията на примесни атоми на повърхността, сегрегацията и повърхностните процеси, които са много ефективни при повишени температури, могат да служат като източници на замърсяване. temp-pax. За да се елиминира неконтролираното влияние на замърсителите и да се получат възпроизводими резултати при изследване на емисионните свойства на повърхностите, е необходимо да се извършват измервания при условия на свръхвисок вакуум ~10 -9 - 10 -10 mm Hg. Изкуство. (потокът от атоми от газовата среда към повърхността, който създава монослойни покрития за 1 s, съответства на налягане от ~ 10 -6 mm Hg при стайна температура); в същото време е необходимо да се контролира съставът и структурата на повърхността с помощта на модерни. методи за повърхностна спектроскопия. Най-добрите обектиза изследване на механизмите на излъчване – отд. лица на монокристали от преходни метали, позволяващи висока степенпочистване и се характеризира с високо съвършенство на повърхностната структура.

Изображението засилва потенциала(PSI), което не е електростатично. потенциал и не е задоволителен Уравнение на Поасонвъв вакуум, описва потенциала. енергия на взаимодействие на електрон с емитер. PSI има значителен принос вработна работа (1 eV) и обикновено се проявява на разстояния от повърхността z100 A. Неговите специални свойства са свързани с "кулоновия" тип зависимост от координатите V~z -1 (до разстояния от повърхността от порядъка на междуатомни). Движението на електрона в полето на такъв потенциал се оказва по същество квантово. Освен това, с оглед на формалната аналогия, анализът на решенията на съответното уравнение на Шрьодингер и свойствата на самите решения са близки до случая на обичайния 3-измерен потенциал на Кулон. По-специално, ако електрон не може да проникне вътре в емитера (поради липсата на обемни състояния със съответната енергия там), тогава PSI индуцира повърхностни състояния с подобен на Кулон спектър (PSI състояния). Ако електронът може да напусне нивото в резултат на един или друг процес, но вероятността за това събитие е малка (както често се случва в действителност), тогава повърхностните състояния стават резонансни и енергийните нива придобиват крайна ширина. Електрони в непрекъснатия спектър, движещи се над потенциала. добре, "усетете" наличието в него на ниво на свързано състояние с ниска енергия на свързване в сравнение с дълбочината на кладенеца, ако тяхната енергия е ниска (сравнима с дълбочината на нивото). В този случай, поради ефектите на многократно надбариерно отражение, електронът може ефективно да бъде уловен в областта на действие на потенциала и разсейването придобива резонансен характер. Това явление води до резонансни трептения в зависимост от коефициента. отражения от външни полета. Вероятността електрон да се премести от вътрешността на твърдо тяло към неговата повърхност във вакуум е свързана с коефициента. отражения чрез отношения на унитарност, които са квантовият аналог на принципа на подробното равновесие и осигуряват закона за запазване на броя на частиците. Следователно, в полевата зависимост на тока T. e. също се наблюдават слаби (но все пак забележими). В границите на слабите полета количеството rи пристрастяване rвърху енергията се определят основно от вида на потенциала.

Ако потенциалът е достатъчно бърз (по-бърз от z -2), клони към своята асимптотика. стойност, тогава rклони към единица и вероятността за излизане на електрон във вакуум изчезва съгласно закона e | 1/2 близо до прага на емисиите (напр | - част от енергията на електрона спрямо нивото на вакуум, съответстваща на движението на електрона по нормалата към повърхността, с други думи, нормалната компонента на общата енергия на електрона). В случай на потенциали, вариращи бавно с z, към които PSI също принадлежи, тяхното присъствие не добавя никаква допълнителна стойност. особености в енерг. пристрастяване rблизо до нивото на вакуум. Следователно стойността (1- r) от формулата (*) в повечето случаи се оказва не твърде малък. Само в случаите, когато излъчването се извършва в среда с малка характерна дължина на екрана на полето, ненадвишаваща стойностите<= 100 (обычных для области действия ПСИ), rсе оказва близо до единица.

Термоелектронна емисия от полупроводници. F-la (*) също е приложимо за описание на T. e. от полупроводници. Въпреки това, ефектът от температурата, електрически. полета, примеси в емитера и т.н., върху емисионния ток и върху стойностите на F и A в този случай е значително различен в сравнение с металите. Разликите се дължат на ниската концентрация на електрони на проводимостта и наличието на локализирани повърхностни електронни състояния, които влияят върху местоположението на нивото на Ферми върху повърхността на полупроводника, до неговото "закрепване" в определена точка на забранената лента (виж фиг. . Повърхностни състояния, повърхност). В същото време на повърхността на полупроводника и F са почти (с точност от ~ 0,1 eV) независими от обема (т.е. от вида и концентрацията на добавката). Такова фиксиране е свързано с повърхностни състояния с достатъчно голяма (>=10 12 cm -2) концентрация, предизвикана главно от собствените. кристални дефекти, произтичащи от излагане на разлагане на полупроводник. вътр. фактори като адсорбция, механични, термични. обработка и др. В този случай естеството на T. e. подобно на T. e. от метали.

На сравнително чисти и перфектни полупроводникови повърхности, плътността на присъщите (запълнени и празни) повърхностни състояния в забранената лента е ниска и нивото на Ферми на повърхността може да се движи в забранената зона, следвайки позицията си в обема. Следователно, когато видът и концентрацията на примесите в обема на полупроводника се променят, F и токът T. e. Освен това електрически полето в такива полупроводници не се екранира от зарядите на повърхностните състояния и прониква в емитера чрез средства. дълбочина, което води до промяна на F поради приповърхностното огъване на зоните и до нагряване от полето.

Подобна ситуация възниква, когато външният полето надвишава стойност, достатъчна за елиминиране на екраниращия ефект на повърхностните състояния. Поради тези причини изборът на емисионния ток от полупроводниците (за разлика от металите, където тези ефекти обикновено са малки) може да доведе до значителни. нарушение на термодинамиката баланс. Специална ситуация възниква в случай на излъчване от системи с отрицателен електронен афинитет (вж. фотоелектронно излъчване), при които неравновесният характер на емисионните процеси (включително T. e.) се дължи на първоначалните характеристики на близката повърхностна енергия. емитерни структури.

Влияние на нееднородности. Повърхността на повечето излъчватели е нехомогенна, върху нея има "петна" с различни работни функции. Между тях възниква Df и ел. полета (полета от петна) ~Df/ Р(където Ре характерният размер на нехомогенностите). Тези полета създават подложка. мощен. бариери за емитираните електрони, което води до по-силна зависимост на тока от анодното напрежение (аномален ефект на Шотки), а също така увеличава зависимостта на тока от T. Тъй като размерите на нехомогенностите обикновено не са малки, >> 100, а стойностите на потенциалната разлика между съседни петна са ~ 0,1 - 1 eV, тогава типичните стойности на полетата на петна не са големи (~ 10 4 V/cm или по-малко) и изискват за тяхното "отваряне" относително малко (в сравнение със случая на нормалния ефект на Шотки) ext. полета, с които се свързва големият магнитуд (аномален) ефект при нехомогенни повърхности.

Ако повърхността е силно нехомогенна, така че размерите на активните емисионни петна r са много по-малки от разстоянията между тях, тогава потенциалът f otd. петното на разстояния r от него може да бъде представено като сбор от членовете на дипола, квадрупола и т.н. По-специално, зависимостта на петновото поле от разстоянието до повърхността z над центъра на петното в този случай е близка до степенния закон. Последното обстоятелство (в пълна аналогия с нормалния ефект на Шотки) води до степенна или близка до нея зависимост на величината на намаляване на потентността. бариера над центъра на петна Df от вътр. полета д(напр. в случай на чисто диполен потенциал f~z -2 и Df~ д 2/3). В реални условия зависимостта на потенциала от координатите е по-сложна, но качествените фактори, които определят формата на полевата зависимост на тока в условията на аномалния ефект на Шотки, остават същите. В допълнение, винаги има разсейване в стойностите на параметрите на нехомогенността и в някои случаи (например за излъчватели, приготвени от фино диспергирани прахове), йерархията на размера може да бъде много богата (от 100 до 10–100 μm ). В този случай, когато полето се увеличава, полетата на петна се отварят последователно, което значително разширява обхвата на полето на проявление на аномалния ефект на Шотки.

Видове топлинни излъчватели. Сред най известен еф. излъчвателите включват алкалоземни, редкоземни и други елементи, обикновено използвани под формата на смеси с различни (в зависимост от предназначението на катода) добавки (виж. Термоелектронен катод). Най-популярен е катод на базата на смес от Ba, Ca и Sr оксиди - оксиден катод. Като съединения с изразена йонна връзка, оксидите имат относително малка (<= 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 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 - , 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.

Термоелектронните катоди се използват в много вакуумни и газоразрядни устройства, в научната. и техн. инсталации.

Лит.:Фоменко В. С., Емисионни свойства на материалите, 4 изд., К., 1981; Добрецов Л. Х., Гомоюнова М. В., Емисионна електроника, М., 1966; Термични катоди, М.-Л., 1966. С. Г. Дмитриев.