§ 50. Թերմիոնային արտանետում. Ռիչարդսոն-Դոշման բանաձեւ

Մեծ թվով կիրառություններ ունեն հոսանք բարձր վակուումում, երբ հոսանքի կրողները կաթոդից արտանետվող էլեկտրոններ են։ Մետաղից էլեկտրոնների արտանետումը (արտանետումը), ինչպես արդեն նշվել է § 45-ում, կարող է առաջանալ տարբեր պատճառներով. Վակուումային խողովակներում, երբ տեղի է ունենում փայլի արտանետում և կաթոդային ճառագայթների ձևավորման ժամանակ, էլեկտրոնները մետաղի մակերեսային շերտից դուրս են մղվում դրական իոնների ազդեցությամբ: Խորը վակուումում, երբ հազվագյուտ գազի ճնշումը սնդիկի միլիմետրի միլիոներորդականն է, կաթոդը ռմբակոծող իոնների թիվը դառնում է անբավարար՝ կաթոդից դուրս եկող էլեկտրոնների նկատելի արտանետումը պահպանելու համար, և նկատելի կաթոդային ճառագայթների ձևավորում չի նկատվում: Բայց նույնիսկ նման խորը վակուումում էլեկտրոնների արտանետումը զգալի է, եթե կաթոդը տաքացվում է (թերմիոնային արտանետում) կամ եթե բավականաչափ ինտենսիվ լույսի ճառագայթները ուղղվում են դեպի կաթոդ (ֆոտոէլեկտրոնային արտանետում): Էլեկտրոնների արտանետումը կարող է առաջանալ նաև էլեկտրոնների հոսքով որոշակի մարմինների մակերեսի ռմբակոծմամբ (էլեկտրոնների երկրորդային արտանետում):

Բացի այդ, էլեկտրոնների արտանետումը, ինչպես արդեն նշվել է §45-ում, կարող է առաջանալ ինտենսիվ էլեկտրական դաշտ(ավտոէլեկտրոնային, կամ սառը, արտանետում): Դաշտի ուժը, որը կարող է մետաղից էլեկտրոններ դուրս հանել, կազմում է մի քանի միլիոն վոլտ 1 սմ-ի համար: Այնուամենայնիվ, որոշ ավտոէլեկտրոնային արտանետումներ նկատվում են նաև համեմատաբար ցածր դաշտի ուժգնության դեպքում (թունելի էֆեկտի արտանետում կամ թունելի էֆեկտ, § 45): .

Տարբեր էլեկտրոնային սարքերում օգտագործվում են արտանետումների բոլոր տեսակները, սակայն առավել հաճախ օգտագործվում է առավել հարմար կառավարվող ջերմային արտանետումը:

Էլեկտրոնների արտանետումը տաքացվող կաթոդի միջոցով տեղի է ունենում կիսաազատ շարժման էներգիայի ավելացման պատճառով

մետաղական էլեկտրոններ ջերմության ներհոսքի պատճառով: Մետաղի ջերմաստիճանի բարձրացմամբ, չլցված գոտու էլեկտրոնները (§ 35), անցնելով ավելի բարձր էներգիայի մակարդակներ, ձեռք են բերում էներգիա, որը բավարար է աշխատանքային գործառույթը հաղթահարելու համար (§ 33):

Խողովակի էլեկտրոդների վրա կիրառվող լարումը չի ազդում կաթոդի նյութից ամեն վայրկյան արտանետվող էլեկտրոնների քանակի վրա. էլեկտրական դաշտի առկայության դեպքում կաթոդի նյութից դուրս եկող էլեկտրոնները էլեկտրական դաշտի ազդեցության տակ շարժվում են կաթոդից. եթե դաշտ չկա, նրանք հետ են ընկնում, բայց մյուսները դուրս են թռչում իրենց տեղում, և տաքացած մետաղի մակերևույթի վերևում ձևավորվում է մի տեսակ էլեկտրոնային ամպ:

Շիկացած մետաղի մակերևույթի վրա էլեկտրոնային ամպի ձևավորումը հեղուկի գոլորշիացման նման երևույթ է։ Որքան բարձր է մետաղի ջերմաստիճանը, այնքան ավելի շատ էլեկտրոններ են թողնում ջեռուցվող մետաղի մակերեսը: Յուրաքանչյուր էլեկտրոն, թողնելով մետաղը, պետք է հաղթահարի մետաղի դրական իոնների ձգողությունը։ Ուստի մետաղի ներսում պարունակվող «էլեկտրոն գազից» դուրս են գալիս միայն այն էլեկտրոնները, որոնց կինետիկ էներգիան գերազանցում է «աշխատանքային ֆունկցիան»։

Էլեկտրոնային ամպը բացասական լիցք է, որը տեղակայված է շիկացած մետաղի մակերևույթի մոտ գտնվող տարածության մեջ: Ի տարբերություն սովորական մակերեսային լիցքի՝ էլեկտրոնային ամպը կոչվում է տիեզերական լիցք։

Ջերմաստիճանի բարձրացման հետ տաքացած մետաղից արտանետվող էլեկտրոնների հոսքը սկզբում դանդաղ է աճում, իսկ հետո ավելի ու ավելի արագ: Ռիչարդսոնը ստացավ տեսական բանաձև, որն արտահայտում է էլեկտրոնների արտանետման ինտենսիվության կախվածությունը արտանետվող մարմնի ջերմաստիճանից։ Եթե ​​ջեռուցվող մետաղը վակուումային խողովակի կաթոդն է, որի վրա կիրառվում է այնպիսի լարում, որ մետաղի արձակած բոլոր էլեկտրոնները տանում են էլեկտրական դաշտը, ապա էլեկտրոնների արտանետման ինտենսիվությունը կչափվի արտանետման հոսանքի միջոցով: ջեռուցվող մետաղական մակերեսի քառակուսի սանտիմետր: Այս արժեքը կոչվում է նաև արտանետման հոսանքի խտություն հագեցվածության հոսանքում: (Եթե էլեկտրոդների վրա շատ քիչ լարում է կիրառվում, ապա մետաղի արտանետվող ոչ բոլոր էլեկտրոններն են տանում դաշտը, և հոսանքի խտությունը կլինի ավելի քիչ, քան հագեցվածության հոսանքի դեպքում, այսինքն.

Ռիչարդսոնի բանաձեւը բացատրելու համար եկեք պատկերացնենք, որ տաքացած մետաղում նրա մակերեսի մոտ կիսաբաց խոռոչ կա (նկ. 185)։ Վիճակագրական հավասարակշռության դեպքում կոնցենտրացիան

էլեկտրոնները այս խոռոչում ըստ Բոլցմանի դիրքի (հատոր I, § 98) հավասար կլինեն.

որտեղ ազատ (ավելի ճիշտ՝ կիսաազատ) էլեկտրոնների կոնցենտրացիան մետաղում, A-ն մետաղից էլեկտրոնի աշխատանքային ֆունկցիան է, որը հավասար է մետաղի և մետաղից դուրս էլեկտրոնի պոտենցիալ էներգիաների տարբերությանը. Բոլցմանի հաստատունը և բացարձակ ջերմաստիճանը:

Դիտարկվող խոռոչի անցքից ամեն վայրկյան արտանետվող էլեկտրոնների թիվը, որը վերաբերում է անցքի մակերեսին, այսինքն՝ ջերմային արտանետման ընթացիկ խտությանը, միջին արագության արտադրյալին համաչափ մեծություն է։ ջերմային շարժումէլեկտրոնները խոռոչում (ա Միջին արագությունըհամամասնական է էլեկտրոնի կոնցենտրացիայի խոռոչում: Այն է,

Սա Ռիչարդսոնի բանաձևն է.

Այստեղ բացարձակ ջերմաստիճանը, բնական լոգարիթմների հիմքը հաստատուններ, որոնք տարբեր արժեքներ ունեն տարբեր մետաղների համար։

Քանի որ հաստատունը A-ն է աստիճանի մեջ, դրա արժեքը շատ ավելի մեծ ազդեցություն ունի արտանետման հոսանքի խտության արժեքի վրա, քան գործակիցը, որքան փոքր է հաստատունը, այնքան մեծ է (ceteris paribus, այսինքն՝ տվյալ արտանետման հոսանքի խտության համար:

Ռիչարդսոնի բանաձևի ստացման իմաստով B գործակիցը համաչափ է մետաղի ներսում գտնվող էլեկտրոնային գազի մեկ միավորի ծավալի էլեկտրոնների թվին։ Արտանետման հաստատուն A-ն էլեկտրոնի աշխատանքային ֆունկցիան է։

Փորձերը ցույց են տվել, որ արտանետման հոսանքն աճում է ջերմաստիճանի բարձրացման հետ մի փոքր ավելի արագ, քան բխում է Ռիչարդսոնի օրենքից (1): Արտանետման բանաձևը ստանալիս Ռիչարդսոնը ելնում է այն գաղափարից, որ մետաղում էլեկտրոնների արագությունները բաշխվում են Մաքսվելի օրենքի համաձայն։ Այնուամենայնիվ, իրականում (ինչպես բացատրվեց § 30-ում), մետաղի էլեկտրոնային գազը արդեն նորմալ ջերմաստիճանում է դեգեներատ վիճակում և ենթարկվում է Ֆերմի վիճակագրությանը:

Հիմնված քվանտային տեսություն, Döshmen (1923) ցույց տվեց, որ Ռիչարդսոնի բանաձեւը պետք է փոխարինվի հետեւյալ բանաձեւով.

Այս բանաձևում B հաստատունը տեսականորեն պետք է լինի նույնը բոլոր մետաղների համար և հավասար լինի

(այստեղ էլեկտրոնի զանգվածն ու լիցքն է, - Բոլցմանի հաստատունը, h - Պլանկի հաստատունը)։ Որոշ մաքուր մետաղների համար այս հաստատունն իսկապես մոտ է նշված արժեքին, բայց այլ մետաղների համար այն ունի արժեք, որը որոշ դեպքերում մոտավորապես երկու անգամ փոքր է, իսկ այլ դեպքերում՝ մի քանի անգամ ավելի մեծ:

Ռիչարդսոն-Դյոշմենի օրենքում A հաստատունը ունի նույն նշանակությունը և նույն արժեքը, ինչ Ռիչարդսոնի օրենքում (1), այն է՝ A-ն ներկայացնում է մետաղից էլեկտրոնի աշխատանքային ֆունկցիան: Տեսականորեն, ցանկացած երկու մետաղից էլեկտրոնի աշխատանքի ֆունկցիայի տարբերությունը պետք է հավասար լինի վակուումում այս մետաղների շփման պոտենցիալ տարբերությանը, ինչը սովորաբար հաստատվում է փորձով այն դեպքերում, երբ այս մետաղների համար B հաստատունները նույնն են:

Արտանետումների հաստատուններ

(տես սկանավորում)

Եթե ​​վերը նշված A հաստատունի թվային արժեքները բազմապատկվում են Ավոգադրայի թվով, ապա ստացված թվերը կնշանակեն, ասես,. թաքնված ջերմություն«էլեկտրոնների գրամ-ատոմի» գոլորշիացում։

Նկ. 186 ցույց է տալիս, թե ինչպես է վոլֆրամի արտանետման հոսանքի խտությունը մեծանում ջերմաստիճանի բարձրացման հետ: Վոլֆրամի ջերմաստիճանի 2000-ից մինչև 2100° բարձրացման դեպքում, այսինքն՝ ընդամենը 5%-ով, արտանետումների հոսանքի խտությունը գրեթե չորս անգամ ավելանում է:

Վոլֆրամի ջերմաստիճանի 2000-ից մինչև 3000° բարձրացումը հանգեցնում է ջերմային արտանետումների հոսանքի խտության միլիոնավոր անգամների ավելացմանը:

Որոշ կեղտեր չափազանց ուժեղ ազդեցություն ունեն էլեկտրոնների արտանետումների մեծության վրա: Կեղտերի այս ազդեցությունը մանրամասն ուսումնասիրվել է բազմաթիվ գիտնականների և մասնավորապես Լանգմյուիրի (1913-1923) կողմից։ Վոլֆրամը, որը ծածկված է թորիումի ամենաբարակ թաղանթով, տալիս է էլեկտրոնների արտանետում, որը 1000-1500°K կարգի ջերմաստիճանի դեպքում միլիոնավոր և միլիարդավոր անգամ ավելի մեծ է, քան մաքուր վոլֆրամի արտանետումը։ Արտանետումների նույն և նույնիսկ ավելի մեծ աճը պայմանավորված է ցեզիումի, բարիումի և որոշակի մետաղների օքսիդների թաղանթով: Մաքուր շիկացած վոլֆրամի մակերևույթի արտանետման հոսանքը ստացվում է մոտավորապես 2300 ° ջերմաստիճանում: Երբ «օքսիդացված» վոլֆրամը տաքացվում է, արտանետվող հոսանքի նույն խտությունը ստացվում է մոտավորապես 1300 ° Կ ջերմաստիճանում: Հատուկ մշակված թորիացված և օքսիդացված վոլֆրամը ունի ամենալայն կիրառումը սարքերում, որոնք հիմնված են էլեկտրոնների արտանետումների ֆենոմենի վրա։

Բրինձ. 186. Ռիչարդսոնի օրենքի աղյուսակ վոլֆրամի համար:

Համեմատության նպատակով ջեռուցվող կաթոդները բնութագրվում են արտանետումների ընդհանուր հոսանքի հարաբերակցությամբ կաթոդը տաքացնելու համար սպառվող հզորության նկատմամբ: Վոլֆրամի լարերը շիկացման K ջերմաստիճանում տալիս են արտանետման հոսանք V շիկացման հոսանքի յուրաքանչյուր վտ հզորության համար: (Վոլֆրամի թելիկների 2600°-ից բարձր թելերի ջերմաստիճանի բարձրացումը չափազանց կրճատում է դրանց ծառայության ժամկետը:) Օքսիդացված վոլֆրամի կաթոդները տալիս են մոտ 1000° Կ հոսանք թորիացված վոլֆրամի կաթոդների նորմալ թելի ջերմաստիճանում իրենց թելի նորմալ 1850° Կ ջերմաստիճանում, սակայն, երբ բարձր լարումներԱնոդի և կաթոդի միջև օքսիդացված և թորիացված կաթոդներն ավելի արագ են ոչնչացվում գազի մնացորդների դրական իոնների կողմից կաթոդի ռմբակոծման հետևանքով:

Թերմիոնային արտանետումն օգտագործելու համար օգտագործվում են երկու տեսակի կաթոդներ՝ ուղղակի ջեռուցվող կաթոդներ, որոնք ջեռուցվում են անմիջապես մարտկոցից կամ ցածր լարման փոփոխական հոսանք տրանսֆորմատորից և անուղղակիորեն ջեռուցվող (տաքացվող): Անուղղակի տաքացման կաթոդներում (նկ. 187) տեղադրվում է հոսանքով տաքացվող մետաղալար

նեղ կերամիկական մխոցի ներսում և ծառայում է միայն այս մխոցի տաքացմանը. ջերմային արտանետումն իրականացվում է մխոցի արտաքին մետաղացված մակերևույթով (մետաղական շերտի վրայի կաթոդի գլանը ծածկված է կալցիումի օքսիդի բարակ շերտով՝ հազվագյուտ հողերի հավելումով):

Thermionic արտանետումը ստացել է ամենալայն շրջանակը էլեկտրոնային խողովակներում, որոնք ունեն տարբեր ռադիոտեխնիկական նպատակներ և տարբեր սարքեր, բայց միևնույն ժամանակ ունեն մեկ ընդհանուր բան. Մասնավորապես, էլեկտրոնային խողովակներում, ի տարբերություն այլ թերմիոնիկ սարքերի, էլեկտրոդները տեղադրվում են այնպես, որ նրանց կողմից ստեղծված դաշտը, որը դրված է տիեզերական լիցքի դաշտի վրա (էլեկտրոնային ամպեր տաքացվող կաթոդի մակերևույթի մոտ), թույլ տա փոքր փոփոխություններով. օժանդակ էլեկտրոդներին մատակարարվող լարման մեջ՝ լամպի միջով անցնող ջերմային հոսանքի մեծության կտրուկ և, հնարավոր է, մեծ փոփոխություններ ստանալու համար։ Այդ նպատակով էլեկտրոնային խողովակների անոդները և ցանցային լրացուցիչ էլեկտրոդները սովորաբար դասավորվում են խստորեն հաշվարկված չափերի կոաքսիալ բալոնների տեսքով և տաքացվող կաթոդը տեղադրվում է մխոցի առանցքի երկայնքով: Վակուումային խողովակների շահագործումը քննարկվում է §§ 52 և 53-ում:

Թերմիոնային արտանետման կարևոր կիրառություններից մեկը՝ «էլեկտրոնային ատրճանակը», որն օգտագործվում է կաթոդային օսցիլոսկոպներում էլեկտրոնային ճառագայթ արտադրելու համար, նկարագրված է § 68-ում: Էլեկտրոնային ատրճանակում տաք կաթոդից արտանետվող էլեկտրոնները զգալի արագացում են ստանում էլեկտրական դաշտում: կաթոդը և օղակաձև անոդները: Էլեկտրոնների հոսքի արագացման այս մեթոդը կիրառվում է բազմաթիվ էլեկտրոնային սարքերում և, մասնավորապես, ատոմային և միջուկային հետազոտությունների համար նախատեսված բարձր լարման (միլիոն վոլտ) էլեկտրոնային խողովակներում։

Բրինձ. 187. Անուղղակի ջեռուցման կաթոդներ (տաքացվող).

Այս խողովակների և ատոմային միջուկային ֆիզիկայի այլ հզոր արագացուցիչ սարքերի նախագծումը, որոնք օգտագործում են նաև ջերմային հոսանք (բետարոններ) և արագացնող և կենտրոնացման դաշտերի հաշվարկման մեթոդները բացատրվում են դասընթացի երրորդ հատորի ատոմային ֆիզիկայի և էլեկտրոնային օպտիկայի բաժիններում։ .

Կախված նրանից, թե ինչպես է էներգիան փոխանցվում էլեկտրոններին, կան էլեկտրոնների արտանետման տեսակներ: Եթե ​​էլեկտրոնները էներգիա են ստանում մարմնի ջերմային էներգիայի շնորհիվ, երբ նրա ջերմաստիճանը բարձրանում է, կարելի է խոսել ջերմային արտանետման մասին։ Թերմիոնային արտանետումը դիտարկելու համար կարող եք օգտագործել երկու էլեկտրոդ պարունակող խոռոչ լամպ՝ հոսանքով տաքացվող կաթոդ և սառը էլեկտրոդ, որը հավաքում է թերմիոնային էլեկտրոնները՝ անոդը: Նման լամպերը կոչվում են վակուումային դիոդներ: Այս շղթայում հոսանքը հայտնվում է միայն այն դեպքում, եթե մարտկոցի դրական բևեռը միացված է անոդին, իսկ բացասական բևեռը կաթոդին: Սա հաստատում է, որ կաթոդը արձակում է բացասական մասնիկներ՝ էլեկտրոններ։ Դիոդում ջերմային հոսանքի ուժը կախված է կաթոդի նկատմամբ անոդի ներուժի մեծությունից: Դիոդում հոսանքի կախվածությունը անոդի լարումից պատկերող կորը կոչվում է հոսանք-լարման բնութագիր։ Երբ անոդային պոտենցիալը զրո, ընթացիկ ուժը փոքր է, այն որոշվում է միայն անոդին հասնելու ընդունակ ամենաարագ ջերմաէլեկտրոններով։ Անոդի դրական ներուժի աճով ընթացիկ ուժը մեծանում է, այնուհետև հասնում է հագեցվածության, այսինքն. գրեթե դադարում է կախված լինել անոդի լարումից: Քանի որ կաթոդի ջերմաստիճանը մեծանում է, հոսանքի արժեքը, որով հասնում է հագեցվածությունը, նույնպես մեծանում է: Միևնույն ժամանակ մեծանում է նաև անոդի լարումը, որով սահմանված է հագեցվածության հոսանքը։ Այսպիսով, դիոդի ընթացիկ-լարման բնութագիրը ստացվում է ոչ գծային, այսինքն. Օհմի օրենքը չի գործում: Դա բացատրվում է նրանով, որ թերմիոնային արտանետման ժամանակ կաթոդի մակերեսի մոտ ստեղծվում է բավականին բարձր էլեկտրոնային խտություն։ Նրանք ստեղծում են ընդհանուր բացասական լիցք, և ցածր արագությամբ դուրս թռչող էլեկտրոնները չեն կարող սահել դրա միջով։ Քանի որ անոդի լարումը մեծանում է, տիեզերական լիցքի ամպում էլեկտրոնի կոնցենտրացիան նվազում է: Հետևաբար, տիեզերական լիցքի արգելակող ազդեցությունը դառնում է ավելի փոքր, և անոդային հոսանքն ավելի արագ է աճում, քան անոդի լարման ուղիղ համեմատական: Քանի որ անոդի լարումը մեծանում է, կաթոդից արտանետվող ավելի ու ավելի շատ էլեկտրոններ ներծծվում են դեպի անոդ: Որոշակի արժեքով բոլոր էլեկտրոնները, որոնք արտանետվում են կաթոդից մեկ միավոր ժամանակում, հասնում են անոդին: Անոդի լարման հետագա աճը չի կարող մեծացնել անոդի հոսանքի ուժը, քանի որ հագեցվածությունը հասել է: Կաթոդի տվյալ ջերմաստիճանում հնարավոր առավելագույն ջերմային հոսանքը կոչվում է հագեցվածության հոսանք։ Ջերմաստիճանի բարձրացման հետ մետաղի մեջ էլեկտրոնների քաոսային շարժման արագությունը մեծանում է։ Այս դեպքում մետաղից հեռանալու ընդունակ էլեկտրոնների թիվը կտրուկ աճում է։ Հագեցման հոսանքի խտությունը, այսինքն. Կաթոդի մակերևույթի S միավորի վրա հագեցվածության հոսանքի ուժը հաշվարկվում է Ռիչարդսոն-Դեշման բանաձևով. Հագեցման հոսանքի խտությունը բնութագրում է կաթոդի արտանետումը, որը կախված է կաթոդի բնույթից և ջերմաստիճանից։

Թերմիոնային հոսանքի խտությունը հաշվարկելիս մենք կօգտագործենք էլեկտրոնային գազի մոդելը և դրա վրա կկիրառենք Ֆերմի-Դիրակի վիճակագրությունը։ Ակնհայտ է, որ ջերմային հոսանքի խտությունը որոշվում է բյուրեղային մակերեսի մոտ գտնվող էլեկտրոնային ամպի խտությամբ, որը նկարագրված է (1) բանաձևով։ Եկեք այս բանաձևում անցնենք էլեկտրոնների էներգիայի բաշխումից մինչև էլեկտրոնների իմպուլսի բաշխումը: Միևնույն ժամանակ, մենք հաշվի ենք առնում, որ էլեկտրոնային ալիքի վեկտորի թույլատրելի արժեքները կ մեջ կ - տարածությունը բաշխվում է միատեսակ այնպես, որ յուրաքանչյուր արժեքի համար կ ծավալը 8p 3 է (բյուրեղային ծավալի համար, որը հավասար է միասնությանը): Հաշվի առնելով, որ էլեկտրոնի իմպուլսը էջ =ћ կ մենք ստանում ենք, որ իմպուլսի տարածության ծավալային տարրի քվանտային վիճակների թիվը dp x dp y dp զհավասար կլինի

(2)

Բանաձևի համարիչի երկուսը (2) հաշվի են առնում էլեկտրոնի սպինի երկու հնարավոր արժեքները:

Եկեք ուղղենք առանցքը զուղղանկյուն կոորդինատային համակարգ, որը նորմալ է կաթոդի մակերեսին (նկ. 7): Եկեք բյուրեղի մակերևույթի վրա հատկացնենք միավոր մակերես և դրա վրա կառուցենք, ինչպես հիմքի վրա, կողային եզրով ուղղանկյուն զուգահեռագիծ v զ = էջ զ / մ n (մ nարդյունավետ էլեկտրոնային զանգված է): Էլեկտրոնները նպաստում են բաղադրիչի կողմից հագեցվածության հոսանքի խտությանը v զառանցքի արագությունը զ. Մեկ էլեկտրոնի հոսանքի խտության ներդրումը կազմում է

(3)

որտեղ եէլեկտրոնի լիցքն է։

Զուգահեռականի էլեկտրոնների թիվը, որոնց արագությունները պարունակվում են դիտարկվող միջակայքում.

Որպեսզի բյուրեղային ցանցը չքայքայվի էլեկտրոնների արտանետման ժամանակ, բյուրեղից պետք է դուրս գա էլեկտրոնների աննշան մասը։ Դրա համար, ինչպես ցույց է տալիս բանաձևը (4), պայմանը ՆՐԱ Ֆ >> կՏ. Նման էլեկտրոնների համար (4) բանաձևի հայտարարի միավորը կարող է անտեսվել: Այնուհետև այս բանաձևը վերածվում է ձևի

(5)

Գտե՛ք հիմա էլեկտրոնների թիվը dNքննարկվող հատորում զ- միջակայքում պարփակված իմպուլսի բաղադրիչ Ռ զև Ռ զ + dp զ. Դա անելու համար նախորդ արտահայտությունը պետք է ինտեգրվի Ռ xև Ռ yտատանվում է –∞-ից մինչև +∞: Ինտեգրելիս պետք է հաշվի առնել, որ

,

և օգտագործեք աղյուսակի ինտեգրալը

, .

Արդյունքում մենք ստանում ենք

. (6)

Այժմ, հաշվի առնելով (3), մենք գտնում ենք թերմիոնային հոսանքի խտությունը, որը ստեղծում են զուգահեռականի բոլոր էլեկտրոնները։ Դա անելու համար արտահայտությունը (6) պետք է ինտեգրված լինի բոլոր էլեկտրոնների համար, որոնց կինետիկ էներգիան գտնվում է Ֆերմիի մակարդակում: Ե≥ Ե Ֆ + Վ 0 .Միայն այդպիսի էլեկտրոնները կարող են հեռանալ բյուրեղից և միայն նրանք են դեր խաղում ջերմային հոսանքի հաշվարկում։ Նման էլեկտրոնների իմպուլսի բաղադրիչն առանցքի երկայնքով Զպետք է բավարարի պայմանը

.

Հետեւաբար, հագեցվածության ընթացիկ խտությունը

Ինտեգրումն իրականացվում է բոլոր արժեքների համար . Մենք ներկայացնում ենք նոր ինտեգրացիոն փոփոխական

Հետո էջ զ dp զ = մ n դուև

. (8)

Արդյունքում մենք ստանում ենք

, (9)

, (10)

որտեղ է հաստատունը

.

Հավասարությունը (10) կոչվում է Ռիչարդսոն-Դեշմանի բանաձև։ Չափելով հագեցվածության ջերմային հոսանքի խտությունը՝ կարելի է օգտագործել այս բանաձևը՝ A հաստատունը և աշխատանքային ֆունկցիան W 0 հաշվարկելու համար։ Փորձարարական հաշվարկների համար հարմար է ձևով ներկայացնել Ռիչարդսոն-Դեշմանի բանաձևը

Այս դեպքում, գրաֆիկի վրա, կախվածությունը ln(ժ ս / Տ 2 ) 1-ից /Տարտահայտված ուղիղ գծով։ Ուղիղ գծի y առանցքի հատման կետում հաշվարկվում է ln ԲԱՅՑ, իսկ աշխատանքի ֆունկցիան որոշվում է ուղիղ գծի թեքությունից (նկ. 8):

Թերմիոնային արտանետումը պինդ մակերեսով էլեկտրոնների արտանետման տեսակներից մեկն է։ Թերմիոնային արտանետման դեպքում արտաքին ազդեցությունը կապված է պինդ նյութի տաքացման հետ։

Թերմիոնային արտանետման երևույթը էլեկտրոնների արտանետումն է տաքացած մարմինների (արտանետողների) կողմից վակուում կամ այլ միջավայր։

Ջերմոդինամիկական հավասարակշռության պայմաններում էլեկտրոնների թիվը n(E)էներգիա ունենալով միջակայքում սկսած Ենախքան Ե+դԵ, որոշվում է Fermi-Dirac վիճակագրությամբ.

, (1)

որտեղ է(E)էներգիային համապատասխան քվանտային վիճակների թիվն է Ե;Ե ՖՖերմի էներգիան է; կԲոլցմանի հաստատունն է; Տբացարձակ ջերմաստիճանն է։

Նկ. 4-ը ցույց է տալիս մետաղի էներգիայի սխեման և էլեկտրոնների էներգիայի բաշխման կորերը Տ=0 Կ, ցածր ջերմաստիճանում Տ 1 և բարձր ջերմաստիճանում Տ 2 . 0 K-ում բոլոր էլեկտրոնների էներգիան ավելի քիչ է, քան Ֆերմիի էներգիան: Էլեկտրոններից ոչ մեկը չի կարող լքել բյուրեղը և թերմիոնային արտանետում չի նկատվում: Ջերմաստիճանի բարձրացման հետ մեկտեղ մեծանում է ջերմային գրգռված էլեկտրոնների թիվը, որոնք կարող են հեռանալ մետաղից, ինչը առաջացնում է ջերմային արտանետման երևույթը։ Նկ. 4 սա ցույց է տալիս այն փաստը, որ T=T 2 Բաշխման կորի «պոչը» դուրս է գալիս պոտենցիալ ջրհորի զրոյական մակարդակից։ Սա ցույց է տալիս էլեկտրոնների տեսքը, որոնց էներգիան գերազանցում է պոտենցիալ արգելքի բարձրությունը:

Մետաղների համար աշխատանքի ֆունկցիան մի քանի էլեկտրոն վոլտ է։ Էներգիա կՏնույնիսկ հազարավոր Կելվինի ջերմաստիճանի դեպքում այն ​​էլեկտրոն վոլտի մասնաբաժին է: Մաքուր մետաղների համար էլեկտրոնների զգալի արտանետում կարելի է ստանալ 2000 Կ կարգի ջերմաստիճանում։ Օրինակ՝ մաքուր վոլֆրամում նկատելի արտանետում կարելի է ստանալ 2500 Կ ջերմաստիճանում։

Թերմիոնային արտանետումն ուսումնասիրելու համար անհրաժեշտ է ջեռուցվող մարմնի (կաթոդ) մակերևույթի մոտ ստեղծել էլեկտրական դաշտ, որն արագացնում է էլեկտրոնները՝ դրանք արտանետող մակերևույթից հեռացնելու համար (ներծծում): Էլեկտրական դաշտի ազդեցությամբ արտանետվող էլեկտրոնները սկսում են շարժվել և առաջանում է էլեկտրական հոսանք, որը կոչվում է. թերմիոնիկ. Ջերմային հոսանքը դիտարկելու համար սովորաբար օգտագործվում է վակուումային դիոդ՝ երկու էլեկտրոդով էլեկտրոնային լամպ։ Լամպի կաթոդը հրակայուն մետաղից (վոլֆրամ, մոլիբդեն և այլն) պատրաստված թել է՝ տաքացվող։ էլեկտրական ցնցում. Անոդը սովորաբար լինում է շիկացած կաթոդը շրջապատող մետաղյա գլանի տեսքով։ Ջերմային հոսանքը դիտարկելու համար դիոդը միացված է Նկ. 5. Ակնհայտ է, որ տերմիոնային հոսանքի ուժգնությունը պետք է մեծանա պոտենցիալների տարբերության մեծացմամբ Վանոդի և կաթոդի միջև: Սակայն այս աճը համաչափ չէ Վ(նկ. 6): Որոշակի լարման հասնելուց հետո թերմիոնային հոսանքի աճը գործնականում դադարում է։ Կաթոդի տվյալ ջերմաստիճանում ջերմային հոսանքի սահմանափակող արժեքը կոչվում է հագեցվածության հոսանք։ Հագեցվածության հոսանքի արժեքը որոշվում է ջերմաէլեկտրոնների քանակով, որոնք ունակ են մեկ միավոր ժամանակում թողնել կաթոդի մակերեսը: Այս դեպքում կաթոդից ջերմային արտանետման արդյունքում մատակարարված բոլոր էլեկտրոններն օգտագործվում են էլեկտրական հոսանք առաջացնելու համար։

ՋԵՐՄՈԷԼԵԿՏՐՈՆԱԿԱՆ ԷՄԻՍԻԱ- էլեկտրոնների արտանետում ջեռուցվող մարմիններով (արտանետիչներ) վակուում կամ այլ միջավայր. Միայն այն էլեկտրոնները կարող են լքել մարմինը, որոնց էներգիան ավելի մեծ է, քան էմիտերից դուրս գտնվող էլեկտրոնի էներգիան (տե՛ս Նկ. Աշխատանքային գործառույթԱյդպիսի էլեկտրոնների թիվը (սովորաբար դրանք էլեկտրոններ են, որոնց էներգիան 1 էՎ է, համեմատած էմիտերի Ֆերմի մակարդակի հետ) թերմոդինամիկական պայմաններում: հավասարակշռությունը ըստ Fermi-Dirac բաշխման աննշան է temp-pax-ում Տ 300 K-ից և աճում է երկրաչափական ծավալով Տ. Ուստի ներկայիս Տ. էլ. նկատելի է միայն տաքացվող մարմինների համար։ Էլեկտրոնների արտանետումը հանգեցնում է էմիտերի սառեցմանը: Բացակայության դեպքում «suction» էլեկտրական. դաշտը (կամ եթե այն փոքր է), արտանետվող էլեկտրոնները բացասական տարածություն են կազմում թողարկողի մակերեսի մոտ: սահմանափակող ընթացիկ T. e.

Հիմնական գործակիցներ. Ցածր լարման դեպքում Վէմիտերի և անոդի միջև ընթացիկ խտությունը մոնոէներգետիկ է: էլեկտրոնները նկարագրվում են հայտնի f-loy-ով (երեք վայրկյանի օրենքը) ժ~ Վ 3/2 (տես Langmuir բանաձեւը);հաշվառելով ստեղծված տարածությունները հաղթահարելով էլեկտրոնային արագությունների տարածումը։ պոտենցիալ լիցքավորում: արգելքը, մեծապես բարդացնում է f-lu-ն, բայց կախվածության բնույթը ժ (Վ) չի փոխվում; աճի հետ Վտարածություններ. լիցքը ցրվում է, և հոսանքը հասնում է հագեցվածության ժ 0, և հետագա աճով Վհոսանքը կամաց-կամաց աճում է համապատասխան Շոտկի էֆեկտ(նկ.) - Ուժեղ ( Ե> 10 6 Վ/սմ) էլ դաշտերը դեպի Տ. ավելացրել է դաշտային արտանետում(ջերմաավտոէլեկտրոնային արտանետում):

Հագեցվածության հոսանքի խտության արտահայտություն ժՄանրամասն հավասարակշռության սկզբունքի շնորհիվ 0 կարելի է ձեռք բերել էլեկտրոնների հոսքը վակուումից դեպի էմիտեր հաշվելով: Ջերմոդինամիկական պայմաններում հավասարակշռություն, այս հոսքը պետք է համընկնի վակուում դուրս եկող էլեկտրոնների հոսքի հետ: Ենթադրելով, որ արտանետման մակերեսը միատարր է, ներք. դաշտը փոքր է, բայց գործակիցը։ էլեկտրոնների արտացոլումները էմիտերի մակերեսից վակուումում rէներգիաների դաշտում ~ կՏվակուումային մակարդակի մոտ թույլ է կախված էներգիայից և շատ մոտ չէ միասնությանը, նման հաշվարկը հանգեցնում է f-le-ի (Ռիչարդսոն-Դեշման բանաձև)

Այստեղ A=A 0 (1-) (բար վերևում rնշանակում է էլեկտրոնների էներգիայի միջինացում), Ա 0 = 4p ek 2 m e /h= 120.4 A / սմ 2. K 2, F - էլեկտրոն: Կախվածության թույլ ենթադրություն rէներգիայից խախտվում է միայն բացառիկ (բայց իրական) դեպքերում, երբ վակուումի մակարդակը ընկնում է էլեկտրոնային սպեկտրի արգելված գոտիներից մեկի ներսում։ ամուր մարմինկամ համապատասխանում է -l-ին։ այլ առանձնահատկություններ զանգվածային և մակերեսային վիճակների սպեկտրում: Մետաղների աշխատանքային ֆունկցիան թույլ է կախված ջերմաստիճանից (ջերմային ընդարձակման պատճառով); սովորաբար այս կախվածությունը գծային է՝ F = F 0 + a Տ, a~10 -4 -10 -5 eV/deg; և գործակիցը a-ն կարող է լինել ինչպես դրական, այնպես էլ բացասական: Այս պատճառով, սակայն, կախվածությունները որոշվում են դավադրության միջոցով ժ 0 /T2 1-ից /Տկիսալոգարիթմում. կոորդինատները (Ռիչարդսոնի ուղիղ գծի մեթոդ), մեծությունները տարբերվում են F-ից և ԲԱՅՑ f-ly-ից (*): Մաքուր մետաղների մեծամասնության համար այդպես է հայտնաբերվել: արժեքներ ԲԱՅՑփոփոխություն 15-ից 350 A/cm 2. K 2 .

Կեղտերի և թերությունների ազդեցությունը. Մակերեւութային կեղտերը և թերությունները, նույնիսկ ցածր կոնցենտրացիաների դեպքում (10 միաշերտ), կարող են զգալի ազդեցություն ունենալ: ազդեցություն մետաղների ջերմային հատկությունների վրա և հանգեցնում է աշխատանքային ֆունկցիայի արժեքների նկատելի տարածմանը (0,1 էՎ): Նման արտանետման ակտիվ կեղտերը ներառում են, օրինակ, ալկալային և հողալկալիական տարրերի ատոմները և դրանց օքսիդները: Ատոմների և մոլեկուլների կլանումից առաջացող քվանտաքիմիական: կապը առաջացնում է լիցքերի վերաբաշխում ներծծված ատոմների (և տվյալների ատոմների) և արտանետողի սեփական մակերեսային ատոմների միջև: Ադաատոմից մեծ հեռավորությունների վրա այս լիցքերի ստեղծած պոտենցիալը կարելի է բնութագրել բազմաբևեռ ընդլայնման տեսանկյունից, այսինքն՝ որպես դիպոլների, քառաբևեռների և այլնի գումար: պոտենցիալները։ Աշխատանքային ֆունկցիայի փոփոխությունը (դիպոլային պոտենցիալ թռիչք) որոշվում է DF դիպոլային մոմենտներով = 4p eN s դ, որտեղ Ն s-ը ադատոմների մակերեսային կոնցենտրացիան է, դ- դիպոլային պահ. Արժեքների համար դմի քանի պատվեր D (1 D \u003d 10 -18 CGSE միավոր) արդեն փոքր քանակությամբ կեղտեր ( Ն 5 10 12 -10 13 սմ -2), որոնք կազմում են միաշերտ ծածկույթի միայն 0,1-0,01-ը, հանգեցնում են աշխատանքի ֆունկցիայի նկատելի փոփոխությունների՝ DF~10 -2 - 10 -1 eV: Արտանետող ակտիվ կեղտերը ճշգրիտ բնութագրվում են բարձր արժեքներով դ~ 1-10 Դ; ռեկորդային արժեքներ դ~ 10 D համապատասխանում է ցեզիումի կլանմանը։ Աշխատանքային ֆունկցիայի փոփոխությունը նկարագրում է մակերեսի երկայնքով միջինացված ներուժի փոփոխությունը: մանրադիտակային մակերևույթի մոտ գտնվող ադատոմների կողմից առաջացած ներուժի կառուցվածքը բարդ է: Մասնավորապես, մակերեսի որոշակի հատվածում առկա է ներուժ. խոչընդոտ, որը դժվարացնում է շեմին մոտ էներգիա ունեցող էլեկտրոնների դուրս գալը վակուում: Այնուամենայնիվ, շատ դեպքերում դ~ 1 D և նման դպատնեշները թունելաթափանց են՝ «թափանցիկ»։ Այս դեպքերում փոփոխությունները կապված են քվանտային մեխանիկայի հետ։ ցրում և էլեկտրոններ։ Կեղտերը և թերությունները կարող են խթանել մակերեսի վերակառուցումը, ինչը նույնպես ազդում է արտանետումների հատկությունների վրա: Բացի մակերևույթի վրա աղտոտվածության ատոմների կլանումից, տարանջատումը և մակերեսային գործընթացները, որոնք շատ արդյունավետ են բարձր ջերմաստիճանի դեպքում, կարող են ծառայել որպես աղտոտման աղբյուր: temp-pax. Աղտոտիչների անվերահսկելի ազդեցությունը վերացնելու և մակերեսների արտանետման հատկությունները ուսումնասիրելիս վերարտադրելի արդյունքներ ստանալու համար անհրաժեշտ է չափումներ կատարել գերբարձր վակուումի պայմաններում ~10 -9 - 10 -10 մմ Hg: Արվեստ. (ատոմների հոսքը գազային միջավայրից դեպի մակերես, որը 1 վրկ-ում ստեղծում է միաշերտ ծածկույթներ, համապատասխանում է ~ 10 -6 մմ Hg ճնշմանը սենյակային ջերմաստիճանում); միևնույն ժամանակ անհրաժեշտ է վերահսկել մակերեսի կազմը և կառուցվածքը ժամանակակից օգնությամբ։ մակերեսային սպեկտրոսկոպիայի մեթոդներ. Լավագույն օբյեկտներուսումնասիրել արտանետման մեխանիզմները - հոդ. անցումային մետաղների միաբյուրեղների երեսները՝ թույլ տալով բարձր աստիճանմաքրում և բնութագրվում է մակերեսի կառուցվածքի բարձր կատարելությամբ։

Պատկերը ուժ է տալիս ներուժին(PSI), որը էլեկտրաստատիկ չէ: պոտենցիալ և չբավարարող Պուասոնի հավասարումըվակուումում, նկարագրում է ներուժը: Էլեկտրոնի փոխազդեցության էներգիան արտանետողի հետ. PSI-ն զգալի ներդրում ունի մեջաշխատանքային ֆունկցիան (1 էՎ) և սովորաբար դրսևորվում է մակերեսից z100 A հեռավորությունների վրա: Նրա հատուկ հատկությունները կապված են կոորդինատներից կախվածության «Կուլոն» տեսակի հետ: Վ~z -1 (մինչև միջատոմային կարգի մակերևույթից հեռավորությունները). Նման պոտենցիալի դաշտում էլեկտրոնի շարժումը, ըստ էության, քվանտային է։ Ավելին, հաշվի առնելով ֆորմալ անալոգիան, համապատասխան Շրյոդինգերի հավասարման լուծումների վերլուծությունը և բուն լուծումների հատկությունները մոտ են սովորական եռաչափ Կուլոնյան պոտենցիալի դեպքին։ Մասնավորապես, եթե էլեկտրոնը չի կարող ներթափանցել արտանետիչի ներսում (համապատասխան էներգիայով զանգվածային վիճակների բացակայության պատճառով), ապա PSI-ն առաջացնում է մակերևութային վիճակներ Կուլոնի նման սպեկտրով (PSI վիճակներ): Եթե ​​էլեկտրոնը կարող է հեռանալ մակարդակից այս կամ այն ​​գործընթացի արդյունքում, բայց այս իրադարձության հավանականությունը փոքր է (ինչպես հաճախ լինում է իրականում), ապա մակերեսային վիճակները դառնում են ռեզոնանսային, իսկ էներգիայի մակարդակները ձեռք են բերում վերջավոր լայնություն։ Էլեկտրոններ շարունակական սպեկտրում, շարժվելով պոտենցիալի վրայով: լավ, «զգա» դրանում կապված վիճակի մակարդակի առկայությունը ջրհորի խորության հետ համեմատած ցածր կապող էներգիայով, եթե դրանց էներգիան ցածր է (համեմատելի է մակարդակի խորության հետ): Այս դեպքում, վերևում գտնվող բազմակի անդրադարձման հետևանքների շնորհիվ, էլեկտրոնը կարող է արդյունավետորեն գրավել ներուժի գործողության շրջանը, և ցրումը ձեռք է բերում ռեզոնանսային բնույթ: Այս երեւույթը հանգեցնում է ռեզոնանսային տատանումների՝ կախված գործակիցից։ արտացոլումներ արտաքինից դաշտերը. Հավանականությունը, որ էլեկտրոնը պինդ մարմնի ներսից դեպի իր մակերեսը վակուում տեղափոխվի, կապված է գործակցի հետ։ արտացոլումներ միասնության հարաբերություններով, որոնք մանրամասն հավասարակշռության սկզբունքի քվանտային անալոգն են և ապահովում են մասնիկների քանակի պահպանման օրենքը։ Հետևաբար, դաշտային կախվածության մեջ ներկայիս T. e. նկատվում են նաև թույլ (բայց դեռ նկատելի): Թույլ դաշտերի սահմաններում քանակը rև կախվածություն rէներգիայի վրա էապես որոշվում են ներուժի տեսակով։

Եթե ​​պոտենցիալը բավականաչափ արագ է (ավելի արագ, քան z -2), հակված է իր ասիմպտոտիկին: արժեքը, ուրեմն rհակված է միասնության, և էլեկտրոնի փախուստի հավանականությունը վակուում անհետանում է ըստ օրենքի e | 1/2 արտանետումների շեմին մոտ (է | - էլեկտրոնի էներգիայի մի մասը վակուումային մակարդակի համեմատ, որը համապատասխանում է էլեկտրոնի շարժմանը նորմալի երկայնքով դեպի մակերես, այլ կերպ ասած՝ էլեկտրոնի ընդհանուր էներգիայի նորմալ բաղադրիչը): Z-ով դանդաղ փոփոխվող պոտենցիալների դեպքում, որին պատկանում է նաև PSI-ն, դրանց առկայությունը որևէ լրացուցիչ արժեք չի ավելացնում։ էներգետիկայի առանձնահատկությունները. կախվածություն rվակուումային մակարդակի մոտ: Հետևաբար արժեքը (1- r) (*) բանաձևից շատ դեպքերում պարզվում է, որ շատ փոքր չէ: Միայն այն դեպքերում, երբ արտանետումն իրականացվում է փոքր բնորոշ դաշտի զննման երկարությամբ միջավայրում, որը չի գերազանցում արժեքները<= 100 (обычных для области действия ПСИ), rպարզվում է, որ մոտ է միասնությանը.

Կիսահաղորդիչներից ջերմային արտանետում. F-la (*) կիրառելի է նաև T. e. կիսահաղորդիչներից: Այնուամենայնիվ, ջերմաստիճանի ազդեցությունը, էլեկտրական. դաշտը, արտանետիչում առկա կեղտերը և այլն, արտանետման հոսանքի և F և A արժեքների վրա այս դեպքում զգալիորեն տարբերվում է մետաղների համեմատ: Տարբերությունները պայմանավորված են հաղորդիչ էլեկտրոնների ցածր կոնցենտրացիայով և տեղայնացված մակերևութային էլեկտրոնային վիճակների առկայությամբ, որոնք ազդում են Ֆերմի մակարդակի դիրքի վրա կիսահաղորդչի մակերևույթի վրա, մինչև դրա «կապումը» ժապավենի որոշակի կետում (տես Նկ. . Մակերեւութային վիճակներ, Մակերեւութային). Միևնույն ժամանակ, կիսահաղորդչի մակերևույթի վրա և F-ն գրեթե (~ 0,1 էՎ ճշգրտությամբ) անկախ են ծավալից (այսինքն՝ դոպանտի տեսակից և կոնցենտրացիայից): Նման ամրացումը կապված է բավական մեծ (>=10 12 սմ -2) կոնցենտրացիայի մակերևութային վիճակների հետ, որոնք առաջանում են հիմնականում սեփական միջոցներով: բյուրեղային թերություններ, որոնք առաջանում են կիսահաղորդչի քայքայման հետևանքով: ներք. գործոններ, ինչպիսիք են կլանումը, մեխանիկական, ջերմային: վերամշակում և այլն Այս դեպքում T. e. նման է T. e. մետաղներից։

Բավական մաքուր և կատարյալ կիսահաղորդչային մակերևույթների վրա տիրույթի ներքին (լցված և դատարկ) մակերևույթի վիճակների խտությունը ցածր է, և մակերեսի վրա Ֆերմիի մակարդակը կարող է շարժվել ժապավենի միջակայքում՝ հետևելով իր դիրքին մեծ մասում: Հետևաբար, երբ կիսահաղորդչի հիմնական մասում կեղտաջրերի տեսակը և կոնցենտրացիան փոխվում է, F և ընթացիկ T. e. Բացի այդ, էլ Նման կիսահաղորդիչների դաշտը չի զննվում մակերևութային վիճակների լիցքերով և միջոցներով թափանցում է արտանետիչ: խորությունը, որը հանգեցնում է F-ի փոփոխության՝ կապված գոտիների մերձմակերևութային ճկման և դաշտի կողմից տաքացման հետ։

Նմանատիպ իրավիճակ է առաջանում, երբ արտաքին դաշտը գերազանցում է այն արժեքը, որը բավարար է մակերևութային վիճակների զննման ազդեցությունը վերացնելու համար: Այս պատճառներով, կիսահաղորդիչներից արտանետվող հոսանքի ընտրությունը (ի տարբերություն մետաղների, որտեղ այդ ազդեցությունները սովորաբար փոքր են) կարող է հանգեցնել զգալի: թերմոդինամիկայի խախտում հավասարակշռություն. Հատուկ իրավիճակ է առաջանում բացասական ունեցող համակարգերից արտանետումների դեպքում էլեկտրոնային կապը (տես. ֆոտոէլեկտրոնային արտանետում), որոնցում արտանետումների գործընթացների (ներառյալ T. e.) ոչ հավասարակշռված լինելը պայմանավորված է մակերեսային էներգիայի սկզբնական հատկանիշներով։ արտանետող կառույցներ.

Անհամասեռությունների ազդեցությունը. Արտանետիչների մեծ մասի մակերեսը անհամասեռ է, դրա վրա կան տարբեր աշխատանքային ֆունկցիաներով «բծեր»։ Նրանց միջև առաջանում է Df և էլեկտրական: դաշտեր (բծերի դաշտեր) ~Df/ Ռ(որտեղ Ռանհամասեռությունների բնորոշ չափն է): Այս դաշտերը ստեղծում են լիցք: հզոր. արգելքներ արտանետվող էլեկտրոնների համար, ինչը հանգեցնում է հոսանքի ավելի ուժեղ կախվածության անոդային լարումից (անոմալ Շոտկի էֆեկտ), ինչպես նաև մեծացնում է հոսանքի կախվածությունը Տ. Քանի որ անհամասեռությունների չափերը սովորաբար փոքր չեն, >> 100, իսկ հարևան բծերի միջև պոտենցիալ տարբերության արժեքները ~ 0,1 - 1 էՎ են, ապա բծերի դաշտերի բնորոշ արժեքները մեծ չեն (~10 4 Վ/սմ կամ պակաս) և պահանջում են դրանց «բացման» համար համեմատաբար փոքր (համեմատած նորմալ Շոտկի էֆեկտի դեպքում) ext. դաշտեր, որոնց հետ կապված է ազդեցության մեծ մեծությունը (անոմալ) անհամասեռ մակերեսների դեպքում։

Եթե ​​մակերեսը խիստ անհամասեռ է, այնպես, որ ակտիվ արտանետվող բծերի չափերը r շատ ավելի փոքր են, քան նրանց միջև եղած հեռավորությունները, ապա պոտենցիալ f otd. Նրանից r հեռավորության վրա գտնվող կետը կարող է ներկայացվել որպես դիպոլի, քառաբևեռի և այլն տերմինների գումար։ Մասնավորապես, կետային դաշտի կախվածությունը կետային կենտրոնից վեր գտնվող մակերեսի հեռավորությունից այս դեպքում մոտ է ուժային օրենքին: Վերջին հանգամանքը (լրիվ անալոգիա Շոտկիի նորմալ էֆեկտի հետ) հանգեցնում է ուժային օրենքի կամ դրան մոտ կախվածության ուժի նվազման մեծությունից։ արգելք կետի կենտրոնի վերևում Df ներքուստից: դաշտերը Ե(օրինակ, զուտ դիպոլային պոտենցիալի դեպքում f~z -2 և Df~ Ե 2/3): Իրական պայմաններում ներուժի կախվածությունը կոորդինատներից ավելի բարդ է, բայց որակական գործոնները, որոնք որոշում են հոսանքի դաշտային կախվածության ձևը անոմալ Շոտկի էֆեկտի պայմաններում, մնում են նույնը։ Բացի այդ, անհամասեռության պարամետրերի արժեքներում միշտ կա ցրվածություն, և որոշ դեպքերում (օրինակ, նուրբ ցրված փոշիներից պատրաստված արտանետիչների համար), չափերի հիերարխիան կարող է լինել շատ հարուստ (100-ից մինչև 10-100 մկմ): ) Այս դեպքում, երբ դաշտը մեծանում է, բծերի դաշտերը հերթափոխով բացվում են, ինչը զգալիորեն ընդլայնում է անոմալ Շոտկի էֆեկտի դրսևորման դաշտը։

Ջերմային արտանետիչների տեսակները. Առավելագույնների թվում հայտնի էֆ. արտանետիչները ներառում են հողալկալային, հազվագյուտ հողի և այլ տարրերի օքսիդներ, որոնք սովորաբար օգտագործվում են տարբեր (կախված կաթոդի նպատակից) հավելումներով խառնուրդների տեսքով (տես. Թերմիոնիկ կաթոդ). Ամենատարածվածը կաթոդն է, որը հիմնված է Ba, Ca և Sr օքսիդների խառնուրդի վրա՝ օքսիդ կաթոդ: Լինելով ընդգծված իոնային կապ ունեցող միացություններ՝ օքսիդներն ունեն համեմատաբար փոքր (<= 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.

Թերմիոնային կաթոդները օգտագործվում են բազմաթիվ վակուումային և գազալցման սարքերում, գիտ. և տեխ. տեղակայանքներ.

Լիտ.:Ֆոմենկո Վ.Ս., նյութերի արտանետման հատկություններ, 4-րդ հրատ., Կ., 1981; Dobretsov L. H., Gomoyunova M. V., Emission electronics, M., 1966; Թերմիոնիկ կաթոդներ, Մ.-Լ., 1966։ Ս.Գ.Դմիտրիև.