§ 50. Emisia termoionică. Formula Richardson-Döshman

Un număr mare de aplicații au curent în vid înalt, când purtătorii de curent sunt electroni emiși de catod. Emisia (emisia) de electroni dintr-un metal, așa cum sa menționat deja în § 45, poate fi cauzată diverse motive. În tuburile vidate, când apare o descărcare strălucitoare și în timpul formării razelor catodice, electronii sunt scoși din stratul de suprafață al metalului prin impactul ionilor pozitivi. Într-un vid profund, când presiunea gazului rarefiat este milioanemi de milimetru de mercur, numărul de ioni care bombardează catodul devine insuficient pentru a menține o emisie vizibilă de electroni care scapă din catod și nu se observă formarea de raze catodice apreciabile. Dar chiar și într-un vid atât de profund, emisia de electroni este semnificativă dacă catodul este încălzit (emisia termionică) sau dacă razele de lumină suficient de intense sunt direcționate către catod (emisia fotoelectronică). Emisia de electroni poate fi cauzata si de bombardarea suprafetei unor corpuri de catre un flux de electroni (emisia secundara de electroni).

În plus, emisia de electroni, așa cum sa menționat deja în §45, poate fi cauzată de intense câmp electric(emisii autoelectronice sau la rece). Intensitatea câmpului capabilă să scoată electroni din metal este de ordinul a mai multor milioane de volți pe 1 cm. Cu toate acestea, o anumită emisie autoelectronică este observată și la intensități relativ scăzute ale câmpului (emisia efectului de infiltrație sau a efectului de tunel, § 45) .

În diferite dispozitive electronice, sunt utilizate toate tipurile de emisie, dar cel mai des este utilizată emisia termoionică controlată cel mai convenabil.

Ejecția electronilor de către un catod încălzit are loc datorită creșterii energiei de mișcare a semiliberului.

electroni metalici datorită afluxului de căldură. Odată cu creșterea temperaturii metalului, electronii benzii neumplute (§ 35), trecând la niveluri de energie mai înalte, dobândesc energie suficientă pentru a depăși funcția de lucru (§ 33).

Tensiunea aplicată electrozilor tubului nu afectează numărul de electroni emiși în fiecare secundă din materialul catodului; în prezența unui câmp electric, electronii care ies din materialul catodului se deplasează din catod sub acțiunea unui câmp electric; dacă nu există câmp, ei cad înapoi, dar alții zboară în locul lor și un fel de nor de electroni se formează în spațiul de deasupra suprafeței metalului încălzit.

Formarea unui nor de electroni pe suprafața unui metal incandescent este un fenomen analog cu evaporarea unui lichid. Cu cât temperatura metalului este mai mare, cu atât mai mulți electroni părăsesc suprafața metalului încălzit. Fiecare electron, părăsind metalul, trebuie să învingă atracția ionilor pozitivi ai metalului. Prin urmare, din „gazul de electroni” conținut în interiorul metalului, ies doar acei electroni, a căror energie cinetică depășește „funcția de lucru”.

Un nor de electroni este o sarcină negativă situată în spațiu lângă suprafața unui metal incandescent. Spre deosebire de sarcina de suprafață obișnuită, norul de electroni se numește sarcină spațială.

Pe măsură ce temperatura crește, fluxul de electroni emis de metalul încălzit crește la început lent, apoi din ce în ce mai repede. Richardson a derivat o formulă teoretică care exprimă dependența intensității emisiei de electroni de temperatura corpului emițător. Dacă metalul încălzit este catodul unui tub vidat, căruia i se aplică o astfel de tensiune încât toți electronii emiși de metal să fie antrenați de câmpul electric, atunci intensitatea emisiei de electroni va fi măsurată prin curentul de emisie pe pătrat. centimetru al suprafeței metalice încălzite. Această valoare se mai numește și densitatea curentului de emisie la curent de saturație. (Dacă electrozilor se aplică o tensiune prea mică, atunci nu toți electronii emiși de metal sunt transportați de câmp, iar densitatea curentului va fi mai mică decât la curentul de saturație, adică mai mică decât

Pentru a explica formula lui Richardson, să ne imaginăm că într-un metal încălzit există o cavitate pe jumătate deschisă lângă suprafața lui (Fig. 185). La echilibru statistic, concentrația

electronii din această cavitate conform poziției lui Boltzmann (vol. I, § 98) vor fi egali cu

unde concentrația de electroni liberi (sau mai degrabă, semi-liberi) în metal, A este funcția de lucru a unui electron din metal, egală cu diferența de energii potențiale ale unui electron din metal și din afara metalului: constanta Boltzmann și temperatura absolută.

Numărul de electroni emiși în fiecare secundă din gaura cavității considerate, referitor la zona găurii, adică densitatea curentului de emisie termoionică, este o cantitate proporțională cu produsul vitezei medii. mișcarea termică electronii din cavitate (a viteza medie proporțional cu concentrația de electroni din cavitate. Acesta este,

Aceasta este formula Richardson.

Aici temperatura absolută, baza logaritmilor naturali constante, care au valori diferite pentru diferite metale.

Deoarece constanta A este în exponent, valoarea ei are un efect mult mai mare asupra valorii densității curentului de emisie decât coeficientul, cu cât constanta este mai mică, cu atât mai mare (ceteris paribus, adică pentru o densitate de curent de emisie dată.

În sensul derivării formulei Richardson, coeficientul B este proporțional cu numărul de electroni pe unitatea de volum a gazului de electroni din interiorul metalului. Constanta de emisie A este funcția de lucru a unui electron.

Experimentele au arătat că curentul de emisie crește odată cu creșterea temperaturii ceva mai rapid decât rezultă din legea Richardson (1). Când a obținut formula de emisie, Richardson a pornit de la ideea că vitezele electronilor într-un metal sunt distribuite conform legii lui Maxwell. Cu toate acestea, în realitate (după cum a fost explicat în § 30), gazul de electroni dintr-un metal este deja la temperaturi normale într-o stare degenerată și se supune statisticilor Fermi.

Bazat pe teoria cuantica, Döshmen (1923) a arătat că formula lui Richardson ar trebui înlocuită cu următoarea formulă:

În această formulă, constanta B ar trebui, teoretic, să fie aceeași pentru toate metalele și egală cu

(aici este masa și sarcina electronului, - constanta lui Boltzmann, h - constanta lui Planck). Pentru unele metale pure, această constantă este într-adevăr aproape de valoarea indicată, dar pentru alte metale are o valoare care este de aproximativ două ori mai mică în unele cazuri și de multe ori mai mare în alte cazuri.

Constanta A din legea Richardson-Döshmen are același sens și aceeași valoare ca și în legea Richardson (1), și anume, A reprezintă funcția de lucru a unui electron dintr-un metal. Teoretic, diferența în funcția de lucru a unui electron față de oricare două metale ar trebui să fie egală cu diferența de potențial de contact a acestor metale în vid, care este în general confirmată prin experiment în cazurile în care constantele B pentru aceste metale sunt aceleași.

Constante de emisie

(vezi scanare)

Dacă valorile numerice ale constantei A date mai sus sunt înmulțite cu numărul Avogadra, atunci numerele rezultate vor însemna, așa cum ar fi, căldură latentă evaporarea unui „gram-atom de electroni”.

Pe fig. 186 arată cum densitatea curentului de emisie pentru wolfram crește odată cu creșterea temperaturii. Odată cu o creștere a temperaturii wolframului de la 2000 la 2100°, adică cu doar 5%, densitatea curentului de emisie crește de aproape patru ori.

O creștere a temperaturii wolframului de la 2000 la 3000° duce la o creștere a densității curentului de emisie termoionică de milioane de ori.

Unele impurități au un efect extrem de puternic asupra mărimii emisiei de electroni. Acest efect al impurităților a fost studiat în detaliu de mulți oameni de știință și în special de Langmuir (1913-1923). Tungstenul, acoperit cu cea mai subțire peliculă de toriu, emite emisia de electroni, care, la temperaturi de ordinul 1000-1500°K, este de milioane și miliarde de ori mai mare decât emisia de wolfram pur. Aceeași și mai mare creștere a emisiilor este cauzată de o peliculă de cesiu, bariu și oxizi ai anumitor metale. Curentul de emisie la suprafața tungstenului pur incandescent este obținut la o temperatură de aproximativ 2300 °. Când tungstenul „oxidat” este încălzit, aceeași densitate de curent de emisie se obține la o temperatură de aproximativ 1300 ° K. Wolfram tratat special și oxidat. are cea mai largă aplicație în dispozitivele bazate pe fenomenul emisiilor de electroni.

Orez. 186. Diagrama legii lui Richardson pentru wolfram.

În scopuri de comparație, catozii încălziți sunt caracterizați prin raportul dintre curentul total de emisie și puterea consumată pentru a încălzi catodul. Firele de tungsten la o temperatură incandescentă de K dau un curent de emisie V pentru fiecare watt de putere a curentului incandescent. (Creșterea temperaturii filamentului filamentelor de tungsten peste 2600° le scurtează excesiv durata de viață.) Catozii de tungsten oxidați dau un curent de aproximativ 1000° K la temperatura lor normală de filament a catozilor de tungsten toriați la temperatura lor normală de filament de 1850° K. Cu toate acestea, când tensiuni înalteîntre anod și catod, catozii oxidați și toriați sunt distruși mai rapid prin bombardarea catodului de către ionii pozitivi ai reziduurilor gazoase.

Pentru a utiliza emisia termoionică se folosesc două tipuri de catozi: catozi încălziți direct, încălziți direct prin curent de la o baterie sau curent alternativ de joasă tensiune de la un transformator și încălziți indirect (încălziți). În catozii de încălzire indirectă (Fig. 187), se pune un fir încălzit de curent

în interiorul unui cilindru ceramic îngust și servește doar la încălzirea acestui cilindru; emisia termoionică este realizată de suprafața metalizată exterioară a cilindrului (cilindrul catodic peste stratul metalic este acoperit cu un strat subțire de oxid de calciu cu adaos de pământuri rare).

Emisia termoionică a primit cel mai larg domeniu de aplicare în tuburile electronice, care au o varietate de scopuri de inginerie radio și dispozitive diferite, dar au în același timp un lucru în comun. Și anume, în tuburile de electroni, spre deosebire de alte dispozitive termoionice, electrozii sunt așezați în așa fel încât câmpul creat de aceștia, suprapus câmpului de sarcină spațială (norii de electroni în apropierea suprafeței catodului încălzit), să permită, cu mici modificări în tensiunea furnizată electrozilor auxiliari, pentru a obține modificări bruște și eventual mari ale mărimii curentului termoionic care trece prin lampă. În acest scop, anozii și electrozii de plasă suplimentari ai tuburilor electronice sunt de obicei aranjați sub formă de cilindri coaxiali de dimensiuni strict calculate, iar catodul încălzit este plasat de-a lungul axei cilindrului. Funcționarea tuburilor cu vid este discutată în §§ 52 și 53.

Una dintre aplicațiile importante ale emisiei termoionice - „tunul de electroni” folosit pentru a produce un fascicul de electroni în osciloscoapele catodice - este descrisă în § 68. Într-un tun de electroni, electronii emiși de un catod fierbinte primesc o accelerație semnificativă în câmpul electric între catodul și anozii inelari. Această metodă de accelerare a fluxului de electroni este utilizată în multe dispozitive electronice și, în special, în tuburile de electroni de înaltă tensiune (milioane de volți) destinate cercetării atomice și nucleare.

Orez. 187. Catozi de încălzire indirectă (încălzită).

Proiectarea acestor tuburi și a altor dispozitive de accelerare puternice ale fizicii atomice și nucleare, care utilizează, de asemenea, curent termoionic (betatroni), precum și metodele de calculare a câmpurilor de accelerare și focalizare sunt explicate în secțiunile de fizică atomică și optică electronică din volumul al treilea al curs.

În funcție de modul în care energia este împărțită electronilor, există tipuri de emisie de electroni. Dacă electronii primesc energie datorită energiei termice a corpului atunci când temperatura acestuia crește, putem vorbi despre emisie termoionică. Pentru a observa emisia termoionică, puteți folosi o lampă tubulară care conține doi electrozi: un catod încălzit de curent și un electrod rece care colectează electroni termoionici - anodul. Astfel de lămpi se numesc diode în vid. Curentul din acest circuit apare numai dacă polul pozitiv al bateriei este conectat la anod, iar polul negativ la catod. Acest lucru confirmă faptul că catodul emite particule negative, electroni. Puterea curentului termoionic în diodă depinde de mărimea potențialului anodului în raport cu catodul. Curba care descrie dependența curentului din diodă de tensiunea anodului se numește caracteristică curent-tensiune. Când potenţialul anodului zero, puterea curentului este mică, este determinată doar de cei mai rapizi termoelectroni capabili să ajungă la anod. Odată cu creșterea potențialului pozitiv al anodului, puterea curentului crește și apoi ajunge la saturație, adică. aproape încetează să mai depindă de tensiunea anodului. Pe măsură ce temperatura catodului crește, crește și valoarea curentului la care se atinge saturația. În același timp, crește și tensiunea anodului la care este setat curentul de saturație. Astfel, caracteristica curent-tensiune a diodei se dovedește a fi neliniară, adică Legea lui Ohm nu este valabilă. Acest lucru se explică prin faptul că în timpul emisiei termoionice se creează o densitate de electroni destul de mare lângă suprafața catodului. Ele creează o sarcină negativă comună, iar electronii care zboară cu o viteză mică nu pot aluneca prin ea. Pe măsură ce tensiunea anodului crește, concentrația de electroni în norul de încărcare spațială scade. Prin urmare, efectul inhibitor al încărcăturii spațiale devine mai mic, iar curentul anodului crește mai repede decât în ​​mod direct proporțional cu tensiunea anodului. Pe măsură ce tensiunea anodului crește, din ce în ce mai mulți electroni emiși de catod sunt absorbiți de anod. La o anumită valoare, toți electronii emiși de catod pe unitatea de timp ajung la anod. O creștere suplimentară a tensiunii anodului nu poate crește puterea curentului anodului, deoarece este atinsă saturația. Curentul termoionic maxim posibil la o anumită temperatură a catodului se numește curent de saturație. Odată cu creșterea temperaturii, viteza mișcării haotice a electronilor din metal crește. În acest caz, numărul de electroni capabili să părăsească metalul crește brusc. Densitatea curentului de saturație, adică puterea curentului de saturație pe unitatea de suprafață a catodului S este calculată prin formula Richardson-Deshman: Densitatea curentului de saturație caracterizează emisivitatea catodului, care depinde de natura catodului și de temperatura acestuia.

La calcularea densității de curent termoionic, vom folosi modelul de gaz de electroni și îi vom aplica statisticile Fermi-Dirac. Evident, densitatea curentului termoionic este determinată de densitatea norului de electroni din apropierea suprafeței cristalului, care este descrisă de formula (1). Să trecem în această formulă de la distribuția energiei electronice la distribuția impulsului electronilor. În același timp, luăm în considerare că valorile permise ale vectorului undelor de electroni k în k -spatiile sunt distribuite uniform astfel incat pentru fiecare valoare k volumul este de 8p 3 (pentru un volum de cristal egal cu unitatea). Având în vedere că impulsul electronului p =ћ k obţinem că numărul stărilor cuantice din elementul de volum al spaţiului de impuls dp X dp y dp z va fi egal cu

(2)

Cele două din numărătorul formulei (2) iau în considerare două valori posibile ale spinului electronului.

Să direcționăm axa z sistem de coordonate dreptunghiular normal pe suprafața catodului (Fig. 7). Să alocăm o zonă de unitate de suprafață pe suprafața cristalului și să construim pe ea, ca pe bază, un paralelipiped dreptunghiular cu o margine laterală v z = p z / m n (m n este masa efectivă a electronilor). Electronii contribuie la densitatea curentului de saturație prin componentă v z viteza axei z. Contribuția la densitatea de curent de la un electron este

(3)

Unde e este sarcina unui electron.

Numărul de electroni din paralelipiped ale căror viteze sunt cuprinse în intervalul luat în considerare:

Pentru ca rețeaua cristalină să nu fie distrusă în timpul emisiei de electroni, o parte nesemnificativă a electronilor trebuie să iasă din cristal. Pentru aceasta, după cum arată formula (4), condiția A EI F >> kT. Pentru astfel de electroni, unitatea din numitorul formulei (4) poate fi neglijată. Apoi această formulă este transformată în formă

(5)

Aflați acum numărul de electroni dNîn volumul luat în considerare z- componentă a impulsului căreia este închisă între R zși R z + dp z. Pentru a face acest lucru, expresia anterioară trebuie integrată peste R Xși R y variind de la –∞ la +∞. La integrare trebuie avut în vedere faptul că

,

și folosiți integrala tabelului

, .

Drept urmare, obținem

. (6)

Acum, ținând cont de (3), găsim densitatea curentului termoionic creat de toți electronii paralelipipedului. Pentru a face acest lucru, expresia (6) trebuie integrată pentru toți electronii a căror energie cinetică este la nivelul Fermi. E≥ E F + W 0 .Doar astfel de electroni pot părăsi cristalul și doar ei joacă un rol în calculul curentului termic. Componenta impulsului unor astfel de electroni de-a lungul axei Z trebuie să îndeplinească condiția

.

Prin urmare, densitatea curentului de saturație

Integrarea se realizează pentru toate valorile . Introducem o nouă variabilă de integrare

Apoi p z dp z = m n duși

. (8)

Drept urmare, obținem

, (9)

, (10)

unde este constanta

.

Egalitatea (10) se numește formula Richardson-Deshman. Măsurând densitatea curentului termoionic de saturație, se poate folosi această formulă pentru a calcula constanta A și funcția de lucru W 0 . Pentru calcule experimentale, este convenabil să se reprezinte formula Richardson-Deshman în formă

În acest caz, pe grafic, dependența ln(j s / T 2 ) de la 1 /T exprimată ca o linie dreaptă. La intersecția unei drepte cu axa y, se calculează ln DAR, iar funcția de lucru este determinată din panta dreptei (Fig. 8).

Emisia termoionică este unul dintre tipurile de emisie de electroni de către o suprafață solidă. În cazul emisiei termoionice, acțiunea externă este asociată cu încălzirea solidului.

Fenomenul de emisie termoionică este emisia de electroni de către corpurile încălzite (emițători) într-un vid sau alt mediu.

În condiții de echilibru termodinamic, numărul de electroni n(E) având energie în intervalul de la E inainte de E+dE, este determinat de statisticile Fermi-Dirac:

, (1)

Unde g(E) este numărul de stări cuantice corespunzătoare energiei E;E F este energia Fermi; k este constanta Boltzmann; T este temperatura absolută.

Pe fig. 4 prezintă schema energetică a metalului și curbele de distribuție a energiei electronilor la T=0 K, la temperatură scăzută T 1 si la temperatura ridicata T 2 . La 0 K energia tuturor electronilor este mai mică decât energia Fermi. Niciunul dintre electroni nu poate părăsi cristalul și nu se observă nicio emisie termoionică. Odată cu creșterea temperaturii, crește numărul de electroni excitați termic care pot părăsi metalul, ceea ce determină fenomenul de emisie termoionică. Pe fig. 4 acest lucru este ilustrat de faptul că T=T 2 „Coada” curbei de distribuție depășește nivelul zero al puțului de potențial. Aceasta indică apariția electronilor cu energii care depășesc înălțimea barierei de potențial.

Pentru metale, funcția de lucru este de câțiva electroni volți. Energie kT chiar și la o temperatură de mii de Kelvin, este o fracțiune de electron volt. Pentru metalele pure, o emisie semnificativă de electroni poate fi obținută la o temperatură de ordinul a 2000 K. De exemplu, în wolfram pur, se poate obține o emisie notabilă la o temperatură de 2500 K.

Pentru a studia emisia termoionică, este necesar să se creeze un câmp electric lângă suprafața unui corp încălzit (catod), care accelerează electronii pentru a-i elimina (aspirația) de pe suprafața emițătorului. Sub influența unui câmp electric, electronii emiși încep să se miște și se formează un curent electric, care se numește termoionică. Pentru a observa curentul termoionic, se folosește de obicei o diodă cu vid - o lampă cu electroni cu doi electrozi. Catodul lămpii este un filament din metal refractar (wolfram, molibden etc.), încălzit soc electric. Anodul este de obicei sub forma unui cilindru metalic care înconjoară un catod incandescent. Pentru a observa curentul termoionic, dioda este conectată la circuitul prezentat în Fig. 5. Este evident că puterea curentului termoionic ar trebui să crească odată cu creșterea diferenței de potențial Vîntre anod și catod. Cu toate acestea, această creștere nu este proporțională V(Fig. 6). La atingerea unei anumite tensiuni, creșterea curentului termoionic se oprește practic. Valoarea limită a curentului termoionic la o anumită temperatură a catodului se numește curent de saturație. Valoarea curentului de saturație este determinată de numărul de termoelectroni care sunt capabili să părăsească suprafața catodului pe unitatea de timp. În acest caz, toți electronii furnizați ca rezultat al emisiei termoionice de la catod sunt utilizați pentru a genera un curent electric.

EMISIE TERMOELECTRONICA- emisia de electroni de către corpurile încălzite (emițători) într-un vid sau alt mediu. Numai acei electroni pot părăsi corpul, a căror energie este mai mare decât energia unui electron care se află în afara emițătorului (vezi Fig. Funcția de lucru Numărul de astfel de electroni (de obicei sunt electroni cu energii de 1 eV raportat la nivelul Fermi din emițător) în condiții termodinamice. echilibrul conform distribuţiei Fermi-Dirac este neglijabil la temp-pax T 300 K și crește exponențial de la T. Prin urmare, actualul T. e. vizibil doar pentru corpurile încălzite. Emisia de electroni duce la răcirea emițătorului. În absența „aspirației” electrice. câmp (sau dacă este mic), electronii emiși formează un spațiu negativ lângă suprafața emițătorului. curent limitator T. e.

Raporturi de bază. La tensiuni joase Vîntre emițător și anod, densitatea de curent este monoenergetică. electronii sunt descriși de un f-loy cunoscut (legea a trei secunde) j~ V 3/2 (vezi formula Langmuir);ținând cont de răspândirea vitezelor electronilor depășind spațiile create. sarcina potentiala. barieră, complică foarte mult f-lu, dar natura dependenței j(V) nu se schimba; cu creşterea V spatii. sarcina este disipată și curentul ajunge la saturație j 0 , și cu creștere în continuare V curentul crește încet în conformitate cu efect Schottky(Fig.) - În puternic ( E> 10 6 V/cm) electrice câmpuri către T. e. adăugat emisie de câmp(emisia termoautoelectronica).

Expresie pentru densitatea curentului de saturație j 0 datorită principiului echilibrului detaliat poate fi obținut prin calcularea fluxului de electroni de la vid la emițător. În condiții termodinamice echilibru, acest flux trebuie să coincidă cu fluxul de electroni care scapă în vid. Presupunând că suprafața emițătorului este uniformă, ext. câmpul este mic, dar coeficientul. reflexiile electronilor de pe suprafața emițătorului în vid rîn domeniul energiilor ~ kT aproape de nivelul vidului depinde slab de energie și nu este prea aproape de unitate, un astfel de calcul duce la un f-le (formula Richardson-Deshman)

Aici A=A 0 (1-) (bara de mai sus rînseamnă media asupra energiilor electronilor), A 0 = 4p ek 2 m e /h= 120,4 A / cm 2. K 2, F - electron. Ipoteza slabă a dependenței r de la energie este încălcat doar în cazuri excepționale (dar totuși reale), când nivelul de vid se încadrează în una dintre benzile interzise din spectrul electronic corp solid sau corespunde lui -l. alte caracteristici în spectrele stărilor de vrac și de suprafață. Funcția de lucru a metalelor este slab dependentă de temperatură (datorită dilatației termice); de obicei această dependenţă este liniară: F = F 0 + a T, a~10-4-10-5 eV/grad; iar coeficientul a poate fi pozitiv sau negativ. Din acest motiv, totuși, dependențe determinate de grafic j 0 /T2 de la 1 /Tîn semilogaritm. coordonate (metoda dreptei lui Richardson), mărimile diferă de F și DAR din f-ly (*). Pentru majoritatea metalelor pure au găsit așa. valorile DAR schimbare de la 15 la 350 A/cm 2. K 2 .

Influența impurităților și a defectelor. Impuritățile și defectele de suprafață, chiar și la concentrații scăzute (10 monostraturi), pot avea un efect semnificativ. influența asupra proprietăților termoionice ale metalelor și duce la o răspândire vizibilă a valorilor funcției de lucru (0,1 eV). Astfel de impurități active de emisie includ, de exemplu, atomi de elemente alcaline și alcalino-pământoase și oxizii acestora. Decurgând din adsorbția atomilor și moleculelor cuantico-chimice. legătura induce o redistribuire a sarcinilor între atomii adsorbiți (și atomii de date) și atomii proprii de suprafață ai emițătorului. La distanțe mari de adatom, potențialul creat de aceste sarcini poate fi descris în termeni de expansiune multipolară, adică ca sumă de dipol, cvadrupol etc. potenţiale. Modificarea funcției de lucru (salt de potențial dipol) este determinată de momentele dipolului DF = 4p eN s d, Unde N s este concentrația de suprafață a atomilor, d- moment dipol. Pentru valori d ordinea mai multor D (1 D \u003d 10 -18 unități CGSE) cantități deja mici de impurități ( N 5 10 12 -10 13 cm -2), constituind doar 0,1-0,01 dintr-un strat monostrat, duc la modificări notabile ale funcției de lucru: DF~10 -2 - 10 -1 eV. Impuritățile active emisiv se caracterizează tocmai prin valori ridicate d~ 1-10 D; înregistrează valori d~ 10 D corespund adsorbţiei cesiului. Modificarea funcției de lucru descrie modificarea potențialului mediat de-a lungul suprafeței. microscopic structura potenţialului indus de adatomi în apropierea suprafeţei este complexă. În special, pe o anumită parte a suprafeței există un potențial. o barieră care îngreunează ca electronii cu energii apropiate de prag să scape în vid. Cu toate acestea, în majoritatea cazurilor d~ 1 D si cu asa d barierele sunt permeabile la tunel - „transparente”. În aceste cazuri, schimbările sunt asociate cu mecanica cuantică. împrăștiere și electroni. Impuritățile și defectele pot stimula restructurarea suprafeței, care afectează și proprietățile de emisie. Pe lângă adsorbția atomilor de impurități de la suprafață, procesele de segregare și de suprafață, care sunt foarte eficiente la temperaturi ridicate, pot servi drept surse de contaminare. temp-pax. Pentru a elimina influența necontrolată a contaminanților și a obține rezultate reproductibile la studierea proprietăților de emisie ale suprafețelor, este necesar să se efectueze măsurători în condiții de vid ultraînalt ~10 -9 - 10 -10 mm Hg. Artă. (curgerea atomilor din mediul gazos la suprafata, care creeaza invelisuri monostrat in 1 s, corespunde unei presiuni de ~ 10 -6 mm Hg la temperatura camerei); în același timp, este necesar să se controleze compoziția și structura suprafeței cu ajutorul modernului. metode de spectroscopie de suprafață. Cele mai bune obiecte a studia mecanismele de emisie - otd. feţe ale monocristalelor de metale tranziţionale, permiţând un grad înalt curățare și caracterizată prin perfecțiunea ridicată a structurii suprafeței.

Imaginea forțează potențialul(PSI), care nu este electrostatic. potenţial şi nesatisfăcător Ecuația Poissonîn vid, descrie potențialul. energia de interacțiune a unui electron cu un emițător. PSI aduce o contribuție semnificativă în funcția de lucru (1 eV) și se manifestă de obicei la distanțe de suprafața z100 A. Proprietățile sale speciale sunt asociate cu tipul de dependență „Coulomb” de coordonate V~z -1 (până la distanțe de la suprafață de ordinul interatomic). Mișcarea unui electron în câmpul unui astfel de potențial se dovedește a fi în esență cuantică. În acest caz, având în vedere analogia formală, analiza soluțiilor ecuației Schrödinger corespunzătoare și proprietățile soluțiilor în sine sunt apropiate de cazul potențialului coulombian tridimensional obișnuit. În special, dacă un electron nu poate pătrunde în interiorul emițătorului (din cauza absenței stărilor în vrac cu energia corespunzătoare acolo), atunci PSI induce stări de suprafață cu un spectru de tip Coulomb (stări PSI). Dacă electronul poate părăsi nivelul ca urmare a unuia sau altuia proces, dar probabilitatea acestui eveniment este mică (cum este adesea cazul în realitate), atunci stările de suprafață devin rezonante, iar nivelurile de energie capătă o lățime finită. Electroni în spectrul continuu, deplasându-se peste potențial. bine, „simțiți” prezența în el a unui nivel a unei stări legate cu o energie de legare scăzută în comparație cu adâncimea sondei, dacă energia lor este scăzută (comparabilă cu adâncimea nivelului). În acest caz, datorită efectelor reflexiei multiple deasupra barierei, electronul poate fi captat eficient în regiunea de acțiune a potențialului, iar împrăștierea capătă un caracter rezonant. Acest fenomen duce la oscilații rezonante în funcție de coeficient. reflexii din exterior câmpuri. Probabilitatea ca un electron să se deplaseze din interiorul unui corp solid la suprafața sa în vid este legată de coeficient. reflexiile prin relații de unitaritate, care sunt analogul cuantic al principiului echilibrului detaliat și oferă legea conservării numărului de particule. Prin urmare, în dependența de câmp a curentului T. e. se observă și slabe (dar totuși vizibile). În limita câmpurilor slabe, cantitatea r si dependenta r asupra energiei sunt determinate în esență de tipul de potențial.

Dacă potențialul este suficient de rapid (mai rapid decât z -2) tinde spre asimptotic. valoare, atunci r tinde spre unitate, iar probabilitatea de evadare a electronilor în vid dispare conform legii e | 1/2 aproape de pragul de emisie (de ex | - o parte din energia electronului raportată la nivelul vidului, corespunzătoare mișcării electronului de-a lungul normalei la suprafață, cu alte cuvinte, componenta normală a energiei totale a electronului). În cazul potențialelor care variază lent cu z, cărora le aparține și PSI, prezența lor nu adaugă nicio valoare suplimentară. caracteristici în energetic. dependenta r aproape de nivelul vidului. Prin urmare, valoarea (1- r) din formula (*) în majoritatea cazurilor se dovedește a nu fi prea mic. Numai în cazurile în care emisia este efectuată într-un mediu cu o lungime caracteristică mică a ecranului de câmp, care nu depășește valorile<= 100 (обычных для области действия ПСИ), r se dovedește a fi aproape de unitate.

Emisia termoionică din semiconductori. F-la (*) este aplicabil și pentru a descrie T. e. din semiconductori. Cu toate acestea, efectul temperaturii, electric. câmpurile, impuritățile din emițător etc., asupra curentului de emisie și asupra valorilor F și A în acest caz este semnificativ diferită în comparație cu metalele. Diferențele se datorează concentrației scăzute de electroni de conducție și prezenței unor stări electronice de suprafață localizate care afectează localizarea nivelului Fermi pe suprafața semiconductorului, până la „fixarea” acestuia într-un anumit punct al benzii interzise (vezi Fig. . Stări de suprafață, suprafață). În același timp, pe suprafața semiconductorului și F sunt aproape (cu o precizie de ~ 0,1 eV) independente de volum (adică de tipul și concentrația dopantului). O astfel de fixare este asociată cu stări de suprafață cu o concentrație suficient de mare (>=10 12 cm -2), indusă în principal de propria. defecte de cristal care decurg din expunerea la un semiconductor decomp. ext. factori precum adsorbția, mecanici, termici. prelucrare etc.. În acest caz, natura T. e. asemănător cu T. e. din metale.

Pe suprafețele semiconductoare destul de curate și perfecte, densitatea stărilor de suprafață intrinsecă (umplute și goale) în bandgap este scăzută, iar nivelul Fermi de pe suprafață se poate deplasa în interiorul bandgap, urmând poziția sa în vrac. Prin urmare, atunci când tipul și concentrația de impurități din cea mai mare parte a semiconductorului se modifică, F și curentul T. e. În plus, electric câmpul în astfel de semiconductori nu este ecranat de sarcinile stărilor de suprafață și pătrunde în emițător prin mijloace. adâncime, ceea ce duce la o modificare a F din cauza îndoirii aproape de suprafață a zonelor și a încălzirii de către câmp.

O situație similară apare atunci când exteriorul câmpul depășește o valoare suficientă pentru a elimina efectul de ecranare al stărilor de suprafață. Din aceste motive, selectarea curentului de emisie din semiconductori (spre deosebire de metale, unde aceste efecte sunt de obicei mici) poate duce la semnificative. încălcarea termodinamicii echilibru. O situație specială apare în cazul emisiilor din sistemele cu negativ afinitate electronică (cf. emisie fotoelectronica), în care natura de neechilibru a proceselor de emisie (inclusiv T. e.) se datorează caracteristicilor inițiale ale energiei apropiate de suprafață. structuri emițătoare.

Influența neomogenităților. Suprafața majorității emițătorilor este neomogenă; există „pete” pe ea cu diferite funcții de lucru. Între ele apare Df și electric. câmpuri (câmpuri de pete) ~Df/ R(Unde R este dimensiunea caracteristică a neomogenităţilor). Aceste câmpuri creează umplutură. puternic. bariere pentru electronii emiși, ceea ce duce la o dependență mai puternică a curentului de tensiunea anodului (efect Schottky anormal) și, de asemenea, crește dependența curentului de T. Deoarece dimensiunile neomogenităților nu sunt de obicei mici, >> 100, iar valorile diferenței de potențial dintre punctele învecinate sunt de ~0,1 - 1 eV, atunci valorile tipice ale câmpurilor de pete nu sunt mari (~10 4 V/cm sau mai puțin) și necesită pentru „deschiderea” lor relativ mică (comparativ cu cazul efectului Schottky normal) ext. câmpuri, cu care se asociază mărimea mare (anomală) a efectului în cazul suprafețelor neomogene.

Dacă suprafața este puternic neomogenă, astfel încât dimensiunile spoturilor de emisie active r sunt mult mai mici decât distanța dintre ele, atunci potențialul f otd. spotul de la distante r de acesta poate fi reprezentat ca suma termenilor dipol, cvadrupol etc. În special, dependența câmpului spot de distanța până la suprafața z deasupra centrului spotului este aproape de o lege a puterii în acest caz. Această din urmă împrejurare (în deplină analogie cu efectul Schottky normal) conduce la o lege a puterii sau la o dependență apropiată de mărimea scăderii potenței. barieră deasupra centrului spotului Df din ext. câmpuri E(de exemplu, în cazul unui potențial pur dipol f~z -2 și Df~ E 2/3). În condiții reale, dependența potențialului de coordonate este mai complexă, dar factorii calitativi care determină forma dependenței de câmp a curentului în condițiile efectului Schottky anormal rămân aceiași. În plus, există întotdeauna o împrăștiere în valorile parametrilor de neomogenitate și, în unele cazuri (de exemplu, pentru emițători preparați din pulberi fin dispersate), ierarhia dimensiunilor poate fi foarte bogată (de la 100 la 10-100 μm). ). În acest caz, pe măsură ce câmpul crește, câmpurile de pete se deschid alternativ, ceea ce extinde semnificativ domeniul de manifestare a efectului Schottky anormal.

Tipuri de emițători termici. Printre cele mai multe eff cunoscut. emițătorii includ oxizi de pământ alcalino, pământuri rare și alte elemente, utilizate de obicei sub formă de amestecuri cu diverși (în funcție de scopul catodului) aditivi (vezi. catod termoionic). Cel mai popular este un catod bazat pe un amestec de oxizi de Ba, Ca și Sr - un catod de oxid. Fiind compuși cu o legătură ionică pronunțată, oxizii au un grad relativ mic (<= 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.

Catozii termoionici sunt utilizați în multe dispozitive de vid și de descărcare în gaze, în științific. și tehnologia. instalatii.

Lit.: Fomenko V.S., Proprietăți de emisie ale materialelor, ed. a 4-a, K., 1981; Dobretsov L. H., Gomoyunova M. V., Emission electronics, M., 1966; Catozi termoionici, M.-L., 1966. S. G. Dmitriev.