§ 50. Termionska emisija. Richardson-Döshmanova formula

Velik broj primjena ima struja u visokom vakuumu, kada su nositelji struje elektroni koje emitira katoda. Emisija (emisija) elektrona iz metala, kao što je već spomenuto u § 45, može biti uzrokovana razni razlozi. U vakuumskim cijevima, kada se pojavi tinjajuće pražnjenje i tijekom stvaranja katodnih zraka, elektroni bivaju izbačeni iz površinskog sloja metala udarcima pozitivnih iona. U dubokom vakuumu, kada je tlak razrijeđenog plina milijunti dio milimetra žive, broj iona koji bombardiraju katodu postaje nedovoljan da održi primjetnu emisiju elektrona koji izlaze iz katode, te se ne opaža stvaranje značajnih katodnih zraka. No čak iu tako dubokom vakuumu emisija elektrona je značajna ako se katoda zagrije (termionska emisija) ili ako se dovoljno intenzivne svjetlosne zrake usmjere na katodu (fotoelektronička emisija). Emisija elektrona može biti uzrokovana i bombardiranjem površine pojedinih tijela strujom elektrona (sekundarna emisija elektrona).

Osim toga, emisija elektrona, kao što je već spomenuto u §45, može biti uzrokovana intenzivnim električno polje(autoelektronička, ili hladna, emisija). Snaga polja koja može izvući elektrone iz metala je reda veličine nekoliko milijuna volti po 1 cm. Međutim, neke autoelektroničke emisije također se opažaju pri relativno niskim jakostima polja (emisija efekta procjeđivanja ili efekta tunela, § 45) .

U raznim elektroničkim uređajima koriste se sve vrste emisija, ali najčešće se koristi najprikladnije kontrolirana termoemisija.

Izbacivanje elektrona zagrijanom katodom događa se zbog povećanja energije gibanja poluslobodnih

metalni elektroni zbog dotoka topline. S porastom temperature metala, elektroni nepopunjene vrpce (§ 35), prelazeći na više energetske razine, dobivaju energiju dovoljnu za prevladavanje rada rada (§ 33).

Napon primijenjen na elektrode cijevi ne utječe na broj elektrona emitiranih svake sekunde iz materijala katode; u prisutnosti električnog polja, elektroni koji izlaze iz materijala katode kreću se od katode pod djelovanjem električnog polja; ako polja nema, padaju natrag, ali umjesto njih izlete drugi, au prostoru iznad površine zagrijanog metala stvara se svojevrsni oblak elektrona.

Stvaranje elektronskog oblaka na površini užarenog metala je pojava analogna isparavanju tekućine. Što je viša temperatura metala, to više elektrona napušta površinu zagrijanog metala. Svaki elektron, koji napušta metal, mora nadvladati privlačnost pozitivnih iona metala. Stoga iz "elektronskog plina" sadržanog u metalu izbijaju samo oni elektroni čija kinetička energija premašuje "rad rada".

Elektronski oblak je negativan naboj smješten u prostoru blizu površine užarenog metala. Za razliku od uobičajenog površinskog naboja, elektronski oblak se naziva prostorni naboj.

Kako temperatura raste, protok elektrona koje emitira zagrijani metal raste prvo polako, a zatim sve brže i brže. Richardson je izveo teoretsku formulu koja izražava ovisnost intenziteta emisije elektrona o temperaturi emitirajućeg tijela. Ako je zagrijani metal katoda vakuumske cijevi, na koju se dovodi takav napon da svi elektroni koje metal emitira budu odneseni električnim poljem, tada će se intenzitet emisije elektrona mjeriti emisijskom strujom po kvadratni centimetar zagrijane metalne površine. Ova se vrijednost također naziva gustoća struje emisije pri struji zasićenja. (Ako se na elektrode primijeni premali napon, polje neće odnijeti sve elektrone koje emitira metal, a gustoća struje će biti manja nego kod struje zasićenja, tj. manja od

Da bismo objasnili Richardsonovu formulu, zamislimo da u zagrijanom metalu blizu njegove površine postoji poluotvorena šupljina (slika 185). U statističkoj ravnoteži, koncentracija

elektrona u ovoj šupljini prema Boltzmannovom stavu (sv. I, § 98) bit će jednak

gdje je koncentracija slobodnih (odnosno, poluslobodnih) elektrona u metalu, A radni rad elektrona iz metala, jednak razlici potencijalnih energija elektrona u metalu i izvan metala: Boltzmannova konstanta i apsolutna temperatura.

Broj elektrona emitiranih svake sekunde iz otvora razmatrane šupljine, vezan za površinu otvora, tj. trenutna gustoća termoemisione emisije, je veličina proporcionalna umnošku prosječne brzine toplinsko gibanje elektrona u šupljini (a Prosječna brzina proporcionalna koncentraciji elektrona u šupljini. To je,

Ovo je Richardsonova formula.

Ovdje je apsolutna temperatura, baza prirodnih logaritama konstante, koji imaju različite vrijednosti za različite metale.

Budući da je konstanta A u eksponentu, njena vrijednost ima puno veći utjecaj na vrijednost gustoće emisione struje od koeficijenta, što je konstanta manja, to je veća (ceteris paribus, tj. za zadanu gustoću emisione struje.

U smislu izvođenja Richardsonove formule, koeficijent B je proporcionalan broju elektrona po jedinici volumena elektronskog plina unutar metala. Emisijska konstanta A je rad rada elektrona.

Eksperimenti su pokazali da emisijska struja raste s porastom temperature nešto brže nego što proizlazi iz Richardsonova zakona (1). Prilikom izvođenja formule emisije Richardson je pošao od ideje da su brzine elektrona u metalu raspoređene prema Maxwellovom zakonu. Međutim, u stvarnosti (kao što je objašnjeno u § 30), elektronski plin u metalu je već na normalnim temperaturama u degeneriranom stanju i pokorava se Fermijevoj statistici.

Na temelju kvantna teorija, Döshmen (1923) je pokazao da Richardsonovu formulu treba zamijeniti sljedećom formulom:

U ovoj formuli, konstanta B bi teoretski trebala biti ista za sve metale i jednaka

(ovdje je masa i naboj elektrona, - Boltzmannova konstanta, h - Planckova konstanta). Za neke čiste metale ta je konstanta doduše blizu naznačene vrijednosti, ali za druge metale ima vrijednost koja je u nekim slučajevima otprilike dva puta manja, au drugim višestruko veća.

Konstanta A u Richardson-Döshmenovom zakonu ima isto značenje i istu vrijednost kao u Richardsonovom zakonu (1), naime A predstavlja rad rada elektrona iz metala. Teoretski bi razlika u radu izlaza elektrona iz bilo koja dva metala trebala biti jednaka kontaktnoj razlici potencijala tih metala u vakuumu, što se uglavnom potvrđuje eksperimentima u slučajevima kada su konstante B za te metale iste.

Konstante emisije

(vidi sken)

Ako se gore navedene numeričke vrijednosti konstante A pomnože s Avogadrinim brojem, tada će rezultirajući brojevi značiti, takoreći, latentna toplina isparavanje "gram-atoma elektrona".

Na sl. 186 pokazuje kako gustoća emisione struje za volfram raste s povećanjem temperature. S povećanjem temperature volframa od 2000 do 2100°, tj. za samo 5%, gustoća struje emisije se povećava gotovo četiri puta.

Povećanje temperature volframa od 2000 do 3000° dovodi do povećanja gustoće struje termoemisione emisije milijunima puta.

Neke nečistoće imaju izuzetno snažan učinak na veličinu emisije elektrona. Ovaj učinak nečistoća detaljno su proučavali mnogi znanstvenici, a posebno Langmuir (1913-1923). Volfram, prekriven najtanjim slojem torija, odaje emisiju elektrona, koja je na temperaturama reda 1000-1500°K milijune i milijarde puta veća od emisije čistog volframa. Isti, čak i veći porast emisije uzrokuje film cezija, barija i oksida pojedinih metala. Emisiona struja na površini užarenog čistog volframa dobiva se na temperaturi od približno 2300 °. Kada se "oksidirani" volfram zagrijava, ista gustoća emisione struje dobiva se na temperaturi od približno 1300 ° K. Posebno obrađeni torijski i oksidirani volfram ima najširu primjenu u uređajima koji se temelje na fenomenu emisije elektrona.

Riža. 186. Dijagram Richardsonovog zakona za volfram.

Za usporedbu, grijane katode karakterizirane su omjerom ukupne struje emisije i snage utrošene za zagrijavanje katode. Volframove žice pri temperaturi žarenja od K daju emisijsku struju V za svaki vat snage žarne niti. (Povećanje temperature žarne niti volframovih niti iznad 2600° pretjerano skraćuje njihov radni vijek.) Oksidirane volframove katode daju struju od oko 1000° K pri njihovoj normalnoj temperaturi niti od torijeranih volframovih katoda pri njihovoj normalnoj temperaturi žarne niti od 1850° K. Međutim, kada visoki naponi između anode i katode, oksidirane i torirane katode se brže uništavaju bombardiranjem katode pozitivnim ionima ostataka plina.

Za korištenje termionske emisije koriste se dvije vrste katoda: katode s izravnim grijanjem, koje se zagrijavaju izravno strujom iz baterije ili izmjenične struje niskog napona iz transformatora, te neizravno grijane (grijane). U katode neizravnog zagrijavanja (sl. 187) stavlja se žica zagrijana strujom

unutar uskog keramičkog cilindra i služi samo za zagrijavanje ovog cilindra; termionsku emisiju provodi vanjska metalizirana površina cilindra (katodni cilindar preko metalnog sloja prekriven je tankim slojem kalcijevog oksida s dodatkom rijetkih zemalja).

Termionska emisija dobila je najširi opseg u elektroničkim cijevima, koje imaju različite namjene u radiotehnici i različite uređaje, ali istovremeno imaju jednu zajedničku stvar. Naime, u elektronskim cijevima, za razliku od drugih termoelektronskih uređaja, elektrode su postavljene tako da polje koje one stvaraju superponirano na polje prostornog naboja (elektronski oblaci u blizini površine zagrijane katode) omogućuje, uz male promjene u naponu koji se dovodi do pomoćnih elektroda, kako bi se postigle oštre i moguće velike promjene u veličini termionske struje koja prolazi kroz žarulju. U tu svrhu anode i dodatne mrežaste elektrode elektronskih cijevi obično se postavljaju u obliku koaksijalnih cilindara strogo proračunatih dimenzija, a grijana katoda se postavlja uzduž osi cilindra. O radu vakuumskih cijevi govori se u §§ 52 i 53.

Jedna od važnih primjena termionske emisije - "elektronski top" koji se koristi za proizvodnju elektronske zrake u katodnim osciloskopima - opisana je u § 68. U elektronskom topu, elektroni koje emitira zagrijana katoda dobivaju značajno ubrzanje u električnom polju između katoda i anularne anode. Ova metoda ubrzanja protoka elektrona koristi se u mnogim elektroničkim uređajima, a posebno u visokonaponskim (milijuni volti) elektronskim cijevima namijenjenim za atomska i nuklearna istraživanja.

Riža. 187. Katode neizravnog zagrijavanja (grijane).

Dizajn ovih cijevi i drugih moćnih akceleratorskih uređaja atomske i nuklearne fizike, koji također koriste termoionsku struju (betatroni), te metode proračuna ubrzavajućih i fokusirajućih polja objašnjeni su u odjeljcima atomske fizike i elektronske optike u trećem svesku tečaj.

Ovisno o tome kako se energija prenosi elektronima, postoje vrste emisije elektrona. Ako elektroni dobivaju energiju zbog toplinske energije tijela pri porastu njegove temperature, možemo govoriti o termoelektronskoj emisiji. Za promatranje termoemisije može se koristiti šuplja svjetiljka koja sadrži dvije elektrode: katodu grijanu strujom i hladnu elektrodu koja skuplja termoeničke elektrone - anodu. Takve svjetiljke nazivaju se vakuumske diode. Struja u ovom krugu pojavljuje se samo ako je pozitivni pol baterije spojen na anodu, a negativni pol na katodu. To potvrđuje da katoda emitira negativne čestice, elektrone. Jakost termoelektrične struje u diodi ovisi o veličini potencijala anode u odnosu na katodu. Krivulja koja prikazuje ovisnost struje u diodi o anodnom naponu naziva se strujno-naponska karakteristika. Kada je anodni potencijal nula, jakost struje je mala, određuju je samo najbrži termoelektroni koji mogu doći do anode. S porastom pozitivnog potencijala anode, jakost struje raste i tada dolazi do zasićenja, tj. gotovo prestaje ovisiti o anodnom naponu. S porastom temperature katode raste i vrijednost struje pri kojoj se postiže zasićenje. Istodobno se povećava i anodni napon na koji je postavljena struja zasićenja. Dakle, strujno-naponska karakteristika diode ispada nelinearna, tj. Ohmov zakon ne vrijedi. To se objašnjava činjenicom da se tijekom termoemisije stvara prilično visoka gustoća elektrona u blizini površine katode. Oni stvaraju zajednički negativni naboj, a elektroni koji lete malom brzinom ne mogu proći kroz njega. Kako se anodni napon povećava, koncentracija elektrona u oblaku prostornog naboja opada. Zbog toga inhibicijski učinak prostornog naboja postaje manji, a anodna struja raste brže nego u izravnom razmjeru s anodnim naponom. Kako anodni napon raste, sve više i više elektrona emitiranih s katode usisava se na anodu. Pri određenoj vrijednosti svi elektroni emitirani s katode u jedinici vremena dospiju do anode. Daljnjim povećanjem anodnog napona ne može se povećati jakost anodne struje, jer dolazi do zasićenja. Najveća moguća termionska struja pri danoj temperaturi katode naziva se struja zasićenja. S porastom temperature povećava se brzina kaotičnog kretanja elektrona u metalu. U tom se slučaju broj elektrona koji mogu napustiti metal naglo povećava. Gustoća struje zasićenja, t.j. jakost struje zasićenja po jedinici katodne površine S izračunava se Richardson-Deshmanovom formulom: Gustoća struje zasićenja karakterizira emisivnost katode, koja ovisi o prirodi katode i njezinoj temperaturi.

Pri izračunu gustoće termionske struje koristit ćemo model elektronskog plina i na njega primijeniti Fermi-Diracovu statistiku. Očito je gustoća termoeničke struje određena gustoćom elektronskog oblaka u blizini površine kristala, što je opisano formulom (1). Prijeđimo u ovoj formuli s distribucije energije elektrona na distribuciju impulsa elektrona. Istodobno, uzimamo u obzir da su dopuštene vrijednosti valnog vektora elektrona k u k -prostor se raspoređuje ravnomjerno tako da za svaku vrijednost k volumen je 8p 3 (za volumen kristala jednak jedinici). Uzimajući u obzir da je količina gibanja elektrona str =ћ k dobivamo da je broj kvantnih stanja u elementu volumena prostora količine gibanja dp x dp g dp z bit će jednako

(2)

Dva u brojniku formule (2) uzimaju u obzir dvije moguće vrijednosti spina elektrona.

Usmjerimo os z pravokutni koordinatni sustav normalan na površinu katode (slika 7). Dodijelimo površinu jedinice površine na površini kristala i na njoj konstruiramo, kao na temelju, pravokutni paralelopiped s bočnim rubom v z = str z / m n (m n je efektivna masa elektrona). Elektroni doprinose gustoći struje zasićenja komponentom v z brzina osi z. Doprinos gustoći struje jednog elektrona je

(3)

gdje e je naboj elektrona.

Broj elektrona u paralelopipedu čije su brzine sadržane u razmatranom intervalu:

Da kristalna rešetka ne bi bila uništena tijekom emisije elektrona, neznatan dio elektrona mora izaći iz kristala. Za to je, kako pokazuje formula (4), uvjet NJU F >> kT. Za takve elektrone jedinica u nazivniku formule (4) može se zanemariti. Zatim se ova formula transformira u oblik

(5)

Pronađite sada broj elektrona dN u svesci koja se razmatra z- komponenta količine kretanja koja je zatvorena između R z i R z + dp z. Da biste to učinili, prethodni izraz mora biti integriran preko R x i R g u rasponu od –∞ do +∞. Pri integraciji treba uzeti u obzir da

,

i koristiti tablični integral

, .

Kao rezultat toga, dobivamo

. (6)

Sada, uzimajući u obzir (3), nalazimo gustoću termionske struje koju stvaraju svi elektroni paralelopipeda. Da bi se to postiglo, izraz (6) mora biti integriran za sve elektrone čija je kinetička energija na Fermijevoj razini E≥ E F + W 0 .Samo takvi elektroni mogu napustiti kristal i samo oni imaju ulogu u proračunu toplinske struje. Komponenta količine gibanja takvih elektrona duž osi Z mora zadovoljiti uvjet

.

Prema tome, gustoća struje zasićenja

Integracija se provodi za sve vrijednosti . Uvodimo novu integracijsku varijablu

Zatim str z dp z = m n du i

. (8)

Kao rezultat toga, dobivamo

, (9)

, (10)

gdje je konstanta

.

Jednakost (10) naziva se Richardson-Deshmanova formula. Mjerenjem gustoće termionske struje zasićenja, može se koristiti ova formula za izračunavanje konstante A i rada rada W 0 . Za eksperimentalne izračune zgodno je prikazati Richardson-Deshmanovu formulu u obliku

U ovom slučaju, na grafikonu, ovisnost ul(j s / T 2 ) od 1 /T izražen kao ravna linija. U sjecištu ravne linije s osi y izračunava se ln ALI, a radni rad se određuje iz nagiba pravca (sl. 8).

Termionska emisija je jedna od vrsta emisije elektrona čvrstom površinom. U slučaju termoemisije vanjsko djelovanje povezano je sa zagrijavanjem krutine.

Pojava termoemisije je emisija elektrona od strane zagrijanih tijela (emitera) u vakuum ili drugi medij.

U uvjetima termodinamičke ravnoteže broj elektrona n(E) imajući energiju u rasponu od E prije E+dE, određuje se Fermi-Diracovom statistikom:

, (1)

gdje g(E) je broj kvantnih stanja koja odgovaraju energiji E;E F je Fermijeva energija; k je Boltzmannova konstanta; T je apsolutna temperatura.

Na sl. 4 prikazuje energetsku shemu metala i krivulje raspodjele energije elektrona pri T=0 K, na niskoj temperaturi T 1 i na visokoj temperaturi T 2 . Pri 0 K energija svih elektrona manja je od Fermijeve energije. Niti jedan elektron ne može napustiti kristal i nema termoemisije. S porastom temperature povećava se broj toplinski pobuđenih elektrona koji mogu napustiti metal, što uzrokuje pojavu termoemisije. Na sl. 4 to je ilustrirano činjenicom da T=T 2 "Rep" krivulje distribucije ide dalje od nulte razine potencijalne bušotine. To ukazuje na pojavu elektrona s energijama većim od visine potencijalne barijere.

Za metale, izlazni rad je nekoliko elektron volti. energija kTčak i na temperaturi od tisuća Kelvina, to je djelić elektron volta. Za čiste metale, značajna emisija elektrona može se dobiti na temperaturi reda 2000 K. Na primjer, u čistom volframu, zamjetna emisija može se dobiti na temperaturi od 2500 K.

Za proučavanje termoemisije potrebno je stvoriti električno polje u blizini površine zagrijanog tijela (katode), koje ubrzava elektrone kako bi ih uklonilo (usisavanje) s površine emitera. Pod djelovanjem električnog polja emitirani elektroni se počinju gibati i nastaje električna struja koja se tzv termoionski. Za promatranje termionske struje obično se koristi vakuumska dioda - elektronska svjetiljka s dvije elektrode. Katoda žarulje je žarna nit izrađena od vatrostalnog metala (volfram, molibden itd.), grijana elektro šok. Anoda je obično u obliku metalnog cilindra koji okružuje užarenu katodu. Za promatranje termionske struje, dioda je spojena na krug prikazan na sl. 5. Očito je da bi jakost termionske struje trebala rasti s porastom razlike potencijala V između anode i katode. Međutim, ovo povećanje nije proporcionalno V(slika 6). Nakon postizanja određenog napona, rast termionske struje praktički prestaje. Granična vrijednost termionske struje pri određenoj temperaturi katode naziva se struja zasićenja. Vrijednost struje zasićenja određena je brojem termoelektrona koji mogu napustiti površinu katode u jedinici vremena. U ovom slučaju, svi elektroni dovedeni kao rezultat termionske emisije s katode koriste se za generiranje električne struje.

TERMOELEKTRONSKA EMISIJA- emisija elektrona zagrijanim tijelima (emiterima) u vakuum ili drugi medij. Samo oni elektroni mogu napustiti tijelo čija je energija veća od energije elektrona koji miruje izvan emitera (vidi sl. Radna funkcija Broj takvih elektrona (obično su to elektroni s energijama od 1 eV u odnosu na Fermijev nivo u emiteru) u termodinamičkim uvjetima. ravnoteža prema Fermi-Diracovoj distribuciji je zanemariva pri temp-pax T 300 K i eksponencijalno raste od T. Stoga je trenutni T. e. vidljiv samo kod zagrijanih tijela. Emisija elektrona dovodi do hlađenja emitera. U nedostatku "usisne" električne. (ili ako je malo), emitirani elektroni tvore negativan prostor blizu površine emitera. ograničavajuća struja T. e.

Osnovni omjeri. Kod niskih napona V između emitera i anode gustoća struje je monoenergetska. elektrona opisuje poznati f-loy (zakon tri sekunde) j~ V 3/2 (vidi Langmuirova formula); računajući širenje brzina elektrona koji prevladavaju stvorene prostore. potencijalni naboj. barijera, uvelike komplicira f-lu, ali priroda ovis j(V) ne mijenja se; s povećanjem V prostori. naboj se raspršuje i struja dolazi do zasićenja j 0 , a daljnjim rastom V struja polako raste u skladu s Schottky efekt(Sl.) - U jakom ( E> 10 6 V/cm) električni polja do T. e. dodao emisija polja(termoautoelektronička emisija).

Izraz za gustoću struje zasićenja j 0 zbog principa detaljne ravnoteže može se dobiti izračunavanjem protoka elektrona od vakuuma do emitera. U termodinamičkim uvjetima ravnoteže, ovaj protok mora koincidirati s protokom elektrona koji bježe u vakuum. Uz pretpostavku da je površina emitera uniformna, ext. polje je malo, ali koeficijent. refleksije elektrona od površine emitera u vakuumu r u polju energija ~ kT blizu razine vakuuma slabo ovisi o energiji i nije preblizu jedinici, takav izračun dovodi do f-le (Richardson-Deshmanova formula)

Ovdje A=A 0 (1-) (crta iznad r znači usrednjavanje energija elektrona), A 0 = 4p ek 2 m e /h= 120,4 A / cm 2. K 2, F - elektron. Pretpostavka o slaboj ovisnosti r od energije narušava se samo u iznimnim (ali ipak stvarnim) slučajevima, kada razina vakuuma padne unutar jedne od zabranjenih vrpci u elektroničkom spektru čvrsto tijelo ili odgovara -l. druge značajke u spektrima skupnih i površinskih stanja. Rad metala slabo ovisi o temperaturi (zbog toplinskog rastezanja); obično je ta ovisnost linearna: F = F 0 + a T, a~10-4-10-5 eV/deg; i koeficijent a može biti pozitivan ili negativan. Iz tog razloga, međutim, ovisnosti određene crtanjem j 0 /T2 od 1 /T u polulogaritmu. koordinate (Richardsonova metoda ravne linije), veličine se razlikuju od F i ALI od f-ly (*). Za većinu čistih metala pronađeno je tako. vrijednosti ALI promjena od 15 do 350 A/cm 2. K 2 .

Utjecaj nečistoća i nedostataka. Površinske nečistoće i nedostaci, čak i pri niskim koncentracijama (10 monoslojeva), mogu imati značajan učinak. utjecaj na termoenička svojstva metala i dovode do zamjetnog širenja vrijednosti izlaznog rada (0,1 eV). Takve emisijski aktivne nečistoće uključuju, na primjer, atome alkalnih i zemnoalkalijskih elemenata i njihove okside. Nastaje adsorpcijom atoma i molekula kvantno-kemijski. veza izaziva preraspodjelu naboja između adsorbiranih atoma (i podatkovnih atoma) i atoma vlastite površine emitera. Na velikim udaljenostima od adatoma, potencijal koji stvaraju ti naboji može se opisati u terminima multipolnog širenja, tj. kao zbroj dipola, kvadrupola itd. potencijali. Promjena izlaznog rada (skok dipolnog potencijala) određena je dipolnim momentima DF = 4p eN s d, gdje N s je površinska koncentracija adatoma, d- dipolni trenutak. Za vrijednosti d poredak nekoliko D (1 D \u003d 10 -18 CGSE jedinica) već male količine nečistoća ( N 5 10 12 -10 13 cm -2), koji su samo 0,1-0,01 jednoslojne prevlake, dovode do primjetnih promjena u radu izlaza: DF~10 -2 - 10 -1 eV. Emisijsko aktivne nečistoće karakteriziraju upravo visoke vrijednosti d~ 1-10 D; rekordne vrijednosti d~ 10 D odgovara adsorpciji cezija. Promjena rada rada opisuje promjenu potencijala usrednjenog duž površine. mikroskopski struktura potencijala induciranog adatomima blizu površine je složena. Konkretno, na određenom dijelu površine postoji potencijal. barijera koja otežava elektronima s energijama blizu praga da pobjegnu u vakuum. Međutim, u većini slučajeva d~ 1 D i s takvim d barijere su tunelsko propusne – „prozirne“. U tim slučajevima, promjene su povezane s kvantnom mehanikom. raspršenje i elektroni. Nečistoće i nedostaci mogu potaknuti restrukturiranje površine, što također utječe na svojstva emisije. Osim adsorpcije atoma nečistoća na površini, kao izvori kontaminacije mogu poslužiti segregacija i površinski procesi koji su vrlo učinkoviti na povišenim temperaturama. temp-pax. Kako bi se eliminirao nekontrolirani utjecaj kontaminanata i dobili ponovljivi rezultati pri proučavanju emisijskih svojstava površina, potrebno je provesti mjerenja u uvjetima ultravisokog vakuuma ~10 -9 - 10 -10 mm Hg. Umjetnost. (protok atoma iz plinovitog medija prema površini, koji stvara jednoslojne prevlake u 1 s, odgovara tlaku od ~ 10 -6 mm Hg na sobnoj temperaturi); pritom je potrebno kontrolirati sastav i strukturu površine uz pomoć suvremenih. metode površinske spektroskopije. Najbolji objekti proučavati mehanizme emisije - otd. lica monokristala prijelaznih metala, dopuštajući visok stupanjčišćenje i odlikuje se visokom savršenošću površinske strukture.

Slika tjera potencijal(PSI), koji nije elektrostatički. potencijalno i nezadovoljavajuće Poissonova jednadžba u vakuumu, opisuje potencijal. energija međudjelovanja elektrona s emiterom. PSI daje značajan doprinos u izlazni rad (1 eV) i obično se manifestira na udaljenostima od površine z100 A. Njegova posebna svojstva povezana su s "Coulombovim" tipom ovisnosti o koordinatama V~z -1 (do udaljenosti od površine reda međuatomskih). Pokazalo se da je gibanje elektrona u polju takvog potencijala u biti kvantno. Štoviše, s obzirom na formalnu analogiju, analiza rješenja odgovarajuće Schrödingerove jednadžbe i svojstva samih rješenja bliski su slučaju uobičajenog 3-dimenzionalnog Coulombovog potencijala. Konkretno, ako elektron ne može prodrijeti unutar emitera (zbog nepostojanja skupnih stanja s odgovarajućom energijom), tada PSI inducira površinska stanja sa Coulombovim spektrom (PSI stanja). Ako elektron može napustiti razinu kao rezultat jednog ili drugog procesa, ali je vjerojatnost tog događaja mala (kao što je često slučaj u stvarnosti), tada površinska stanja postaju rezonantna, a energetske razine dobivaju konačnu širinu. Elektroni u kontinuiranom spektru, krećući se preko potencijala. dobro, "osjetite" prisutnost u njemu razine vezanog stanja s niskom energijom vezanja u usporedbi s dubinom jame, ako je njihova energija niska (usporediva s dubinom razine). U tom slučaju, zbog učinaka višestruke refleksije iznad barijere, elektron se može učinkovito uhvatiti u područje djelovanja potencijala, a raspršenje dobiva rezonantni karakter. Ova pojava dovodi do rezonantnih oscilacija ovisno o koeficijentu. refleksije od vanjskih polja. Vjerojatnost kretanja elektrona iz unutrašnjosti čvrstog tijela na njegovu površinu u vakuum povezana je s koeficijentom. refleksije unitarnim odnosima, koji su kvantni analog načela detaljne ravnoteže i osiguravaju zakon održanja broja čestica. Stoga, u ovisnosti o polju struje T. e. također se opažaju slabi (ali ipak vidljivi). U granici slabih polja količina r i ovisnost r na energiju bitno određuju vrsta potencijala.

Ako je potencijal dovoljno brz (brži od z -2) teži svojoj asimptotici. vrijednost, dakle r teži jedinici, a vjerojatnost bijega elektrona u vakuum nestaje prema zakonu e | 1/2 blizu praga emisije (npr | - dio energije elektrona u odnosu na razinu vakuuma, koji odgovara kretanju elektrona duž normale na površinu, drugim riječima, normalna komponenta ukupne energije elektrona). U slučaju potencijala koji polagano variraju sa z, u koje spada i PSI, njihova prisutnost ne daje dodatnu vrijednost. značajke u energetskim. ovisnost r blizu razine vakuuma. Stoga vrijednost (1- r) iz formule (*) u većini slučajeva ne pokazuje se premalim. Samo u slučajevima kada se emisija provodi u medij s malom karakterističnom duljinom polja, koja ne prelazi vrijednosti<= 100 (обычных для области действия ПСИ), r ispada da je blizu jedinstva.

Termionska emisija iz poluvodiča. F-la (*) također je primjenjivo za opisivanje T. e. od poluvodiča. Međutim, učinak temperature, električni. polje, nečistoće u emiteru itd., na struju emisije i na vrijednosti F i A u ovom slučaju značajno se razlikuje u odnosu na metale. Razlike su posljedica niske koncentracije elektrona vodljivosti i prisutnosti lokaliziranih površinskih elektronskih stanja koja utječu na položaj Fermijeve razine na površini poluvodiča, sve do njenog "pričvršćivanja" na određenoj točki u pojasnom pojasu (vidi sliku . Površinska stanja, Površina). U isto vrijeme, na površini poluvodiča i F su gotovo (s točnošću od ~0,1 eV) neovisni o volumenu (tj. o vrsti i koncentraciji dopanta). Takvo fiksiranje povezano je s površinskim stanjima dovoljno velike (>=10 12 cm -2) koncentracije, inducirane uglavnom vlastitim. defekti kristala koji nastaju izlaganjem razgradnji poluvodiča. ekst. čimbenici kao što su adsorpcija, mehanički, toplinski. obrada, itd. U ovom slučaju, priroda T. e. sličan T. e. od metala.

Na prilično čistim i savršenim površinama poluvodiča, gustoća intrinzičnih (ispunjenih i praznih) površinskih stanja u zabranjenom pojasu je niska, a Fermijeva razina na površini može se kretati unutar zabranjenog pojasa, prateći svoj položaj u volumenu. Stoga, kada se promijeni vrsta i koncentracija nečistoća u masi poluvodiča, F i struja T. e. Osim toga, električni polje u takvim poluvodičima nije ekranizirano nabojima površinskih stanja i prodire u emiter pomoću. dubine, što dovodi do promjene F zbog pripovršinskog savijanja zona i do zagrijavanja poljem.

Slična situacija nastaje kada vanjski polje premašuje vrijednost dovoljnu da eliminira učinak zaslona površinskih stanja. Iz tih razloga, izbor struje emisije iz poluvodiča (za razliku od metala, gdje su ti učinci obično mali) može dovesti do značajnih. kršenje termodinamike ravnoteža. Posebna situacija nastaje u slučaju emisije iz sustava s negativnim elektronički afinitet (usp. fotoelektronička emisija), u kojem je neravnotežna priroda emisijskih procesa (uključujući T. e.) posljedica početnih značajki površinske energije. emiterske strukture.

Utjecaj nehomogenosti. Površina većine emitera je nehomogena, na njoj se nalaze "točke" s različitim funkcijama rada. Između njih nastaje Df i električni. polja (polja pjega) ~Df/ R(gdje R je karakteristična veličina nehomogenosti). Ova polja stvaraju ispunu. moćan. barijere za emitirane elektrone, što dovodi do jače ovisnosti struje o anodnom naponu (anomalni Schottkyjev efekt), a također povećava ovisnost struje o T. Budući da veličine nehomogenosti obično nisu male, >> 100, a vrijednosti razlike potencijala između susjednih pjega su ~0,1 - 1 eV, tada tipične vrijednosti polja pjega nisu velike (~10 4 V/cm ili manje) i zahtijevaju za svoje "otvaranje" relativno male (u usporedbi sa slučajem normalnog Schottky efekta) ext. polja, s kojima je povezana velika veličina (anomalija) učinka u slučaju nehomogenih površina.

Ako je površina jako nehomogena, tako da su veličine emisijski aktivnih točaka r puno manje od udaljenosti između njih, tada potencijal f otd. točka na udaljenosti r od nje može se prikazati kao zbroj dipolnih, kvadrupolnih itd. članova. Konkretno, ovisnost polja pjega o udaljenosti do površine z iznad središta pjega je u ovom slučaju bliska zakonu potencije. Potonja okolnost (u punoj analogiji s normalnim Schottkyjevim učinkom) dovodi do stupnjevitog zakona ili njemu bliske ovisnosti o veličini smanjenja potencije. barijera iznad središta točke Df od vanj. polja E(npr. u slučaju čisto dipolnog potencijala f~z -2 i Df~ E 2/3). U stvarnim uvjetima, ovisnost potencijala o koordinatama je složenija, ali kvalitativni čimbenici koji određuju oblik ovisnosti o polju struje u uvjetima anomalnog Schottky efekta ostaju isti. Osim toga, uvijek postoji raspršenost u vrijednostima parametara nehomogenosti, au nekim slučajevima (na primjer, za emitere pripremljene od fino dispergiranih prahova), hijerarhija veličina može biti vrlo bogata (od 100 do 10–100 μm). ). U ovom slučaju, kako se polje povećava, polja pjega se naizmjenično otvaraju, što značajno proširuje polje polja manifestacije anomalnog Schottky efekta.

Vrste toplinskih emitera. Među naj poznati eff. emiteri uključuju okside alkalne zemlje, rijetke zemlje i drugih elemenata, koji se obično koriste u obliku smjesa s različitim (ovisno o namjeni katode) dodacima (vidi. termoenička katoda). Najpopularnija je katoda na bazi mješavine Ba, Ca i Sr oksida - oksidna katoda. Budući da su spojevi s izraženom ionskom vezom, oksidi imaju relativno mali (<= 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.

Termionske katode koriste se u mnogim vakuumskim i plinskim uređajima, u znanstvenim. i tehn. instalacije.

Lit.: Fomenko V.S., Emisiona svojstva materijala, 4. izdanje, K., 1981.; Dobretsov L. H., Gomoyunova M. V., Emisijska elektronika, M., 1966.; Termionske katode, M.-L., 1966. S. G. Dmitriev.