§ 50. Termionická emisia. Richardsonov-Döshmanov vzorec

Veľký počet aplikácií má prúd vo vysokom vákuu, keď sú nosičmi prúdu elektróny emitované katódou. Emisia (emisia) elektrónov z kovu, ako už bolo uvedené v § 45, môže byť spôsobená rôzne dôvody. Vo vákuových trubiciach, keď dochádza k žiarivému výboju a pri tvorbe katódových lúčov, dochádza k vyrazeniu elektrónov z povrchovej vrstvy kovu nárazmi kladných iónov. V hlbokom vákuu, keď je tlak riedeného plynu milióntiny milimetra ortuti, sa počet iónov bombardujúcich katódu stane nedostatočným na udržanie znateľného vyžarovania elektrónov unikajúcich z katódy a nepozoruje sa tvorba výrazných katódových lúčov. Ale aj v tak hlbokom vákuu je emisia elektrónov významná, ak je katóda zahrievaná (termionická emisia) alebo ak na katódu smerujú dostatočne intenzívne svetelné lúče (fotoelektronická emisia). Emisia elektrónov môže byť spôsobená aj bombardovaním povrchu určitých telies prúdom elektrónov (sekundárna emisia elektrónov).

Navyše emisia elektrónov, ako už bolo uvedené v §45, môže byť spôsobená intenzívnou elektrické pole(autoelektronické alebo studené emisie). Intenzita poľa schopná vytiahnuť elektróny z kovu je rádovo niekoľko miliónov voltov na 1 cm. Určité autoelektronické vyžarovanie sa však pozoruje aj pri relatívne nízkych intenzitách poľa (emisia priesakového efektu alebo tunelového efektu, § 45). .

V rôznych elektronických zariadeniach sa používajú všetky typy emisií, ale najčastejšie sa používa najpohodlnejšie riadená termionická emisia.

K vyvrhnutiu elektrónov vyhrievanou katódou dochádza v dôsledku zvýšenia energie pohybu polovoľných

elektróny kovu v dôsledku prílevu tepla. Zvyšovaním teploty kovu získavajú elektróny nenaplneného pásma (§ 35), prechádzajúce do vyšších energetických hladín, energiu dostatočnú na prekonanie pracovnej funkcie (§ 33).

Napätie aplikované na elektródy trubice neovplyvňuje počet elektrónov emitovaných každú sekundu z materiálu katódy; v prítomnosti elektrického poľa sa elektróny unikajúce z materiálu katódy pohybujú z katódy pôsobením elektrického poľa; ak nie je pole, spadnú späť, ale na ich miesto vyletia iné a v priestore nad povrchom zahriateho kovu sa vytvorí akýsi elektrónový oblak.

Tvorba elektrónového mraku nad povrchom žeravého kovu je jav podobný vyparovaniu kvapaliny. Čím vyššia je teplota kovu, tým viac elektrónov opúšťa povrch zahrievaného kovu. Každý elektrón, ktorý opúšťa kov, musí prekonať príťažlivosť kladných iónov kovu. Preto z "elektrónového plynu" obsiahnutého vo vnútri kovu vylamujú len tie elektróny, ktorých kinetická energia presahuje "pracovnú funkciu".

Elektrónový oblak je záporný náboj nachádzajúci sa v priestore blízko povrchu žeravého kovu. Na rozdiel od bežného povrchového náboja sa elektrónový oblak nazýva vesmírny náboj.

So stúpajúcou teplotou sa tok elektrónov vyžarovaných zahrievaným kovom zvyšuje najskôr pomaly a potom rýchlejšie a rýchlejšie. Richardson odvodil teoretický vzorec vyjadrujúci závislosť intenzity emisie elektrónov od teploty emitujúceho telesa. Ak je vyhrievaný kov katódou vákuovej trubice, na ktorú je privedené také napätie, že všetky elektróny emitované kovom sú strhávané elektrickým poľom, potom sa intenzita emisie elektrónov bude merať emisným prúdom na štvorcový centimeter zahriateho kovového povrchu. Táto hodnota sa tiež nazýva hustota emisného prúdu pri saturačnom prúde. (Ak sa na elektródy aplikuje príliš malé napätie, potom nie sú všetky elektróny emitované kovom odnesené poľom a hustota prúdu bude menšia ako pri saturačnom prúde, t.j.

Na vysvetlenie Richardsonovho vzorca si predstavme, že v zahriatom kove je v blízkosti jeho povrchu pootvorená dutina (obr. 185). Pri štatistickej rovnováhe je koncentrácia

elektrónov v tejto dutine podľa Boltzmannovej pozície (zv. I, § 98) sa bude rovnať

kde koncentrácia voľných (alebo skôr polovoľných) elektrónov v kove, A je pracovná funkcia elektrónu z kovu, ktorá sa rovná rozdielu potenciálnych energií elektrónu v kove a mimo kovu: Boltzmannova konštanta a absolútna teplota.

Počet elektrónov emitovaných každú sekundu z otvoru uvažovanej dutiny, vztiahnutý na plochu otvoru, t.j. prúdová hustota termiónovej emisie, je veličina úmerná súčinu priemernej rýchlosti. tepelný pohyb elektróny v dutine (a priemerná rýchlosťúmerné koncentrácii elektrónov v dutine. teda

Toto je Richardsonov vzorec.

Tu je absolútna teplota, základ prirodzených logaritmov konštanty, ktoré majú rôzne hodnoty pre rôzne kovy.

Keďže konštanta A je v exponente, jej hodnota má oveľa väčší vplyv na hodnotu hustoty emisného prúdu ako koeficient, čím menšia konštanta, tým väčšia (ceteris paribus, t.j. pre danú hustotu emisného prúdu.

V zmysle odvodenia Richardsonovho vzorca je koeficient B úmerný počtu elektrónov na jednotku objemu elektrónového plynu vo vnútri kovu. Emisná konštanta A je pracovnou funkciou elektrónu.

Experimenty ukázali, že emisný prúd rastie so zvyšujúcou sa teplotou o niečo rýchlejšie, ako vyplýva z Richardsonovho zákona (1). Pri odvodzovaní emisného vzorca Richardson vychádzal z myšlienky, že rýchlosti elektrónov v kove sú rozdelené podľa Maxwellovho zákona. Avšak v skutočnosti (ako je vysvetlené v § 30) je elektrónový plyn v kove už pri normálnych teplotách v degenerovanom stave a riadi sa Fermiho štatistikou.

Založené na kvantová teória, Döshmen (1923) ukázal, že Richardsonov vzorec by sa mal nahradiť nasledujúcim vzorcom:

V tomto vzorci by mala byť konštanta B teoreticky rovnaká pre všetky kovy a rovná sa

(tu je hmotnosť a náboj elektrónu, - Boltzmannova konštanta, h - Planckova konštanta). Pre niektoré čisté kovy je táto konštanta skutočne blízka uvedenej hodnote, ale pre iné kovy má hodnotu, ktorá je v niektorých prípadoch približne dvakrát menšia a v iných mnohonásobne väčšia.

Konštanta A v Richardson-Döshmenovom zákone má rovnaký význam a rovnakú hodnotu ako v Richardsonovom zákone (1), konkrétne A predstavuje pracovnú funkciu elektrónu z kovu. Teoreticky by sa rozdiel v pracovnej funkcii elektrónu z akýchkoľvek dvoch kovov mal rovnať rozdielu kontaktného potenciálu týchto kovov vo vákuu, čo je vo všeobecnosti potvrdené experimentom v prípadoch, keď sú konštanty B pre tieto kovy rovnaké.

Emisné konštanty

(pozri sken)

Ak sa číselné hodnoty konštanty A uvedené vyššie vynásobia číslom Avogadra, výsledné čísla budú znamenať, ako keby, latentné teplo odparovanie „gramatómu elektrónov“.

Na obr. 186 ukazuje, ako sa hustota emisného prúdu volfrámu zvyšuje so zvyšujúcou sa teplotou. So zvýšením teploty volfrámu z 2000 na 2100°, t.j. len o 5 %, sa hustota emisného prúdu zvyšuje takmer štvornásobne.

Zvýšenie teploty volfrámu z 2000 na 3000° vedie k miliónovému zvýšeniu hustoty termionického emisného prúdu.

Niektoré nečistoty majú mimoriadne silný vplyv na veľkosť emisie elektrónov. Tento účinok nečistôt podrobne študovali mnohí vedci, najmä Langmuir (1913-1923). Volfrám, pokrytý najtenším filmom tória, uvoľňuje emisiu elektrónov, ktorá je pri teplotách rádovo 1000-1500°K milióny a miliardy krát väčšia ako emisia čistého volfrámu. Rovnaký a ešte väčší nárast emisií spôsobuje film cézia, bária a oxidov určitých kovov. Emisný prúd na povrchu žeravého čistého volfrámu sa získava pri teplote približne 2300 °. Pri zahrievaní „oxidovaného“ volfrámu sa dosiahne rovnaká hustota emisného prúdu pri teplote približne 1300 °K. Špeciálne upravený tóriový a oxidovaný volfrám má najširšie uplatnenie v zariadeniach založených na fenoméne emisií elektrónov.

Ryža. 186. Schéma Richardsonovho zákona pre volfrám.

Pre účely porovnania sú vyhrievané katódy charakterizované pomerom celkového emisného prúdu k energii spotrebovanej na ohrev katódy. Volfrámové drôty pri teplote žeravenia K dávajú emisný prúd V na každý watt výkonu žeravého prúdu. (Zvýšenie teploty vlákna volfrámových vlákien nad 2600° nadmerne skracuje ich životnosť.) Oxidované volfrámové katódy dávajú prúd asi 1000° K pri normálnej teplote vlákna thorovaných volfrámových katód pri ich normálnej teplote vlákna 1850° K. vysoké napätia medzi anódou a katódou sú oxidované a tóriové katódy rýchlejšie zničené bombardovaním katódy kladnými iónmi zvyškov plynu.

Na využitie termionickej emisie sa používajú dva typy katód: priamo vyhrievané katódy, vyhrievané priamo prúdom z batérie alebo nízkonapäťovým striedavým prúdom z transformátora a nepriamo vyhrievané (vyhrievané). V katódach nepriameho ohrevu (obr. 187) je umiestnený drôt ohrievaný prúdom

vnútri úzkeho keramického valca a slúži len na ohrev tohto valca; termionická emisia sa uskutočňuje vonkajším pokoveným povrchom valca (katódový valec nad kovovou vrstvou je pokrytý tenkou vrstvou oxidu vápenatého s prídavkom vzácnych zemín).

Termiónová emisia získala najširší rozsah v elektrónkach, ktoré majú rôzne rádiotechnické účely a rôzne zariadenia, ale zároveň majú jednu vec spoločnú. Totiž, v elektrónových trubiciach, na rozdiel od iných termionických zariadení, sú elektródy umiestnené tak, že nimi vytvorené pole, superponované na pole vesmírneho náboja (elektrónové oblaky blízko povrchu vyhrievanej katódy), by umožňovalo s malými zmenami v napätí privádzanom na pomocné elektródy, aby sa získali ostré a možno veľké zmeny veľkosti termionického prúdu prechádzajúceho lampou. Na tento účel sú anódy a prídavné sieťové elektródy elektrónok zvyčajne usporiadané vo forme koaxiálnych valcov presne vypočítaných veľkostí a vyhrievaná katóda je umiestnená pozdĺž osi valca. O prevádzke vákuových trubíc hovorí § 52 a 53.

Jedna z dôležitých aplikácií termionickej emisie – „elektrónové delo“ používané na produkciu elektrónového lúča v katódových osciloskopoch – je popísané v § 68. V elektrónovom dele dostávajú elektróny emitované horúcou katódou výrazné zrýchlenie v elektrickom poli medzi katóda a prstencové anódy. Tento spôsob urýchľovania toku elektrónov sa používa v mnohých elektronických zariadeniach a najmä vo vysokonapäťových (milióny voltov) elektrónkách určených na atómový a jadrový výskum.

Ryža. 187. Katódy nepriameho ohrevu (vyhrievané).

Konštrukcia týchto elektrónok a iných výkonných urýchľovacích zariadení atómovej a jadrovej fyziky, ktoré využívajú aj termionický prúd (betatróny), a metódy výpočtu urýchľovacích a fokusačných polí sú vysvetlené v častiach atómová fyzika a elektrónová optika v treťom zväzku kurz.

V závislosti od toho, ako sa energia dodáva elektrónom, existujú typy emisie elektrónov. Ak elektróny prijímajú energiu v dôsledku tepelnej energie telesa, keď jeho teplota stúpa, môžeme hovoriť o termionickej emisii. Na pozorovanie termionickej emisie môžete použiť dutú lampu obsahujúcu dve elektródy: katódu vyhrievanú prúdom a studenú elektródu, ktorá zbiera termionické elektróny – anódu. Takéto žiarovky sa nazývajú vákuové diódy. Prúd v tomto obvode sa objaví iba vtedy, ak je kladný pól batérie pripojený k anóde a záporný pól ku katóde. To potvrdzuje, že katóda emituje negatívne častice, elektróny. Sila termionického prúdu v dióde závisí od veľkosti potenciálu anódy vo vzťahu ku katóde. Krivka znázorňujúca závislosť prúdu v dióde od anódového napätia sa nazýva prúdovo-napäťová charakteristika. Keď anódový potenciál nula, prúdová sila je malá, určujú ju len najrýchlejšie termoelektróny schopné dosiahnuť anódu. S nárastom kladného potenciálu anódy sa sila prúdu zvyšuje a potom dosahuje saturáciu, t.j. takmer prestáva závisieť od anódového napätia. So zvyšujúcou sa teplotou katódy sa zvyšuje aj hodnota prúdu, pri ktorom sa dosiahne saturácia. Súčasne sa zvyšuje aj anódové napätie, na ktoré je nastavený saturačný prúd. Prúdovo-napäťová charakteristika diódy sa teda ukazuje ako nelineárna, t.j. Ohmov zákon neplatí. Vysvetľuje to skutočnosť, že počas termionickej emisie sa v blízkosti povrchu katódy vytvára pomerne vysoká hustota elektrónov. Vytvárajú spoločný záporný náboj a elektróny vyletujúce nízkou rýchlosťou cez neho nemôžu prekĺznuť. Keď sa anódové napätie zvyšuje, koncentrácia elektrónov v oblaku vesmírneho náboja klesá. Preto sa inhibičný účinok priestorového náboja zmenšuje a anódový prúd rastie rýchlejšie ako priamo úmerne anódovému napätiu. Ako sa anódové napätie zvyšuje, stále viac elektrónov emitovaných z katódy je nasávaných na anódu. Pri určitej hodnote všetky elektróny emitované z katódy za jednotku času dosiahnu anódu. Ďalšie zvýšenie anódového napätia nemôže zvýšiť silu anódového prúdu, pretože sa dosiahne saturácia. Maximálny termionický prúd možný pri danej teplote katódy sa nazýva saturačný prúd. S nárastom teploty sa zvyšuje rýchlosť chaotického pohybu elektrónov v kove. V tomto prípade sa počet elektrónov schopných opustiť kov prudko zvyšuje. Hustota saturačného prúdu, t.j. intenzita saturačného prúdu na jednotku povrchu katódy S sa vypočíta podľa Richardsonovho-Deshmanovho vzorca: Hustota saturačného prúdu charakterizuje emisivitu katódy, ktorá závisí od charakteru katódy a jej teploty.

Pri výpočte termionickej prúdovej hustoty použijeme model elektrónového plynu a aplikujeme naň Fermi-Diracovu štatistiku. Je zrejmé, že hustota termionického prúdu je určená hustotou elektrónového oblaku blízko povrchu kryštálu, ktorý je opísaný vzorcom (1). Prejdime v tomto vzorci od rozdelenia energie elektrónov k rozdeleniu hybnosti elektrónov. Zároveň berieme do úvahy, že povolené hodnoty vektora elektrónových vĺn k v k -space sú rozdelené rovnomerne tak, že pre každú hodnotu k objem je 8p 3 (pre objem kryštálu rovný jednotke). Vzhľadom na to, že hybnosť elektrónu p =ћ k získame, že počet kvantových stavov v objemovom prvku priestoru hybnosti dp X dp r dp z sa bude rovnať

(2)

Dvojka v čitateli vzorca (2) zohľadňuje dve možné hodnoty spinu elektrónov.

Nasmerujeme os z pravouhlý súradnicový systém kolmý na povrch katódy (obr. 7). Prideľme plochu jednotkovej plochy na povrchu kryštálu a postavme na nej, ako na základe, pravouhlý rovnobežnosten s bočným okrajom v z = p z / m n (m n je efektívna hmotnosť elektrónu). Elektróny prispievajú k hustote saturačného prúdu komponentom v z rýchlosť osi z. Príspevok k prúdovej hustote z jedného elektrónu je

(3)

kde e je náboj elektrónu.

Počet elektrónov v rovnobežnostene, ktorých rýchlosti sú obsiahnuté v uvažovanom intervale:

Aby sa pri emisii elektrónov nezničila kryštálová mriežka, musí z kryštálu vyjsť nepodstatná časť elektrónov. Na to, ako ukazuje vzorec (4), je podmienka JA F >> kT. Pre takéto elektróny možno jednotku v menovateli vzorca (4) zanedbať. Potom sa tento vzorec transformuje do formy

(5)

Teraz nájdite počet elektrónov dN v uvažovanom objeme z- zložka hybnosti, ktorá je uzavretá medzi R z a R z + dp z. Aby ste to dosiahli, predchádzajúci výraz musí byť integrovaný R X a R r v rozsahu od –∞ do +∞. Pri integrácii by sa malo brať do úvahy

,

a použite tabuľkový integrál

, .

V dôsledku toho dostaneme

. (6)

Teraz, berúc do úvahy (3), nájdeme hustotu termionického prúdu vytvoreného všetkými elektrónmi rovnobežnostena. Na tento účel je potrebné integrovať výraz (6) pre všetky elektróny, ktorých kinetická energia je na úrovni Fermiho E≥ E F + W 0 .Len takéto elektróny môžu opustiť kryštál a len ony zohrávajú úlohu pri výpočte tepelného prúdu. Zložka hybnosti takýchto elektrónov pozdĺž osi Z musí spĺňať podmienku

.

Preto hustota saturačného prúdu

Integrácia sa vykonáva pre všetky hodnoty . Zavádzame novú integračnú premennú

Potom p z dp z = m n du a

. (8)

V dôsledku toho dostaneme

, (9)

, (10)

kde je konštanta

.

Rovnosť (10) sa nazýva Richardsonov-Deshmanov vzorec. Meraním hustoty saturačného termionického prúdu je možné použiť tento vzorec na výpočet konštanty A a pracovnej funkcie W 0 . Pre experimentálne výpočty je vhodné reprezentovať Richardsonov-Deshmanov vzorec vo forme

V tomto prípade na grafe závislosť ln(j s / T 2 ) od 1 /T vyjadrené ako priamka. V priesečníku priamky s osou y sa vypočíta ln ALE, a pracovná funkcia sa určí zo sklonu priamky (obr. 8).

Termionická emisia je jedným z typov emisie elektrónov pevným povrchom. V prípade termionickej emisie je vonkajšie pôsobenie spojené s ohrevom pevnej látky.

Fenomén termionickej emisie je emisia elektrónov zohriatymi telesami (emitormi) do vákua alebo iného prostredia.

V podmienkach termodynamickej rovnováhy počet elektrónov n(E) s energiou v rozsahu od E predtým E+dE, je určená štatistikou Fermi-Dirac:

, (1)

kde g(E) je počet kvantových stavov zodpovedajúcich energii E;E F je Fermiho energia; k je Boltzmannova konštanta; T je absolútna teplota.

Na obr. 4 je znázornená energetická schéma kovu a krivky distribúcie energie elektrónov pri T=0 K, pri nízkej teplote T 1 a pri vysokej teplote T 2 . Pri 0 K je energia všetkých elektrónov menšia ako Fermiho energia. Žiadny z elektrónov nemôže opustiť kryštál a nie je pozorovaná žiadna termionická emisia. S nárastom teploty sa zvyšuje počet tepelne excitovaných elektrónov, ktoré môžu opustiť kov, čo spôsobuje fenomén termionickej emisie. Na obr. 4 to ilustruje skutočnosť, že T=T 2 „Chvost“ distribučnej krivky presahuje nulovú úroveň potenciálneho vrtu. To naznačuje výskyt elektrónov s energiami presahujúcimi výšku potenciálovej bariéry.

Pre kovy je pracovná funkcia niekoľko elektrónvoltov. Energia kT aj pri teplote tisícok Kelvinov je to zlomok elektrónvoltu. Pre čisté kovy je možné dosiahnuť významnú emisiu elektrónov pri teplote rádovo 2000 K. Napríklad v čistom volfráme možno dosiahnuť značnú emisiu pri teplote 2500 K.

Na štúdium termionickej emisie je potrebné vytvoriť elektrické pole v blízkosti povrchu vyhrievaného telesa (katódy), ktoré urýchľuje elektróny na ich odstránenie (nasávanie) z povrchu žiariča. Pôsobením elektrického poľa sa emitované elektróny začnú pohybovať a vzniká elektrický prúd, ktorý je tzv termionický. Na pozorovanie termionického prúdu sa zvyčajne používa vákuová dióda - elektrónová lampa s dvoma elektródami. Katóda lampy je vlákno vyrobené zo žiaruvzdorného kovu (volfrám, molybdén atď.), vyhrievané elektrický šok. Anóda je zvyčajne vo forme kovového valca obklopujúceho žeravú katódu. Na pozorovanie termionického prúdu je dióda pripojená k obvodu znázornenému na obr. 5. Je zrejmé, že sila termionického prúdu by sa mala zvyšovať so zvyšovaním rozdielu potenciálov V medzi anódou a katódou. Toto zvýšenie však nie je proporcionálne V(obr. 6). Po dosiahnutí určitého napätia sa rast termionického prúdu prakticky zastaví. Hraničná hodnota termionického prúdu pri danej katódovej teplote sa nazýva saturačný prúd. Hodnota saturačného prúdu je určená počtom termoelektrónov, ktoré sú schopné opustiť povrch katódy za jednotku času. V tomto prípade sú všetky elektróny dodávané v dôsledku termionickej emisie z katódy použité na generovanie elektrického prúdu.

TERMOELEKTRONICKÁ EMISIA- emisia elektrónov zahriatymi telesami (emitormi) do vákua alebo iného prostredia. Telo môžu opustiť len tie elektróny, ktorých energia je väčšia ako energia elektrónu ležiaceho mimo žiariča (pozri obr. Pracovná funkcia Počet takýchto elektrónov (zvyčajne sú to elektróny s energiami 1 eV vzhľadom na Fermiho hladinu v žiariči) za termodynamických podmienok. rovnováha podľa Fermi-Diracovho rozdelenia je pri temp-pax zanedbateľná T 300 K a rastie exponenciálne od T. Preto súčasná T. e. znateľné len pri vyhrievaných telesách. Emisia elektrónov vedie k ochladzovaniu žiariča. Pri absencii "nasávania" el. poli (alebo ak je malé), emitované elektróny tvoria negatívny priestor blízko povrchu emitora. obmedzujúci prúd T. e.

Základné pomery. Pri nízkych napätiach V medzi žiaričom a anódou je prúdová hustota monoenergetická. elektróny sú opísané známym f-loyom (zákon troch sekúnd) j~ V 3/2 (pozri Langmuirov vzorec); zohľadnenie šírenia rýchlostí elektrónov prekonávajúcich vytvorené priestory. potenciálny náboj. bariéra, značne komplikuje f-lu, ale charakter závislosti j (V) sa nemení; s rastúcim V priestory. náboj sa rozptýli a prúd dosiahne saturáciu j 0 a s ďalším rastom V prúd sa pomaly zvyšuje v súlade s Schottkyho efekt(obr.) - V silnej ( E> 10 6 V/cm) elektrické polia do T. e. pridané poľná emisia(termoautoelektronická emisia).

Výraz pre hustotu saturačného prúdu j 0 vďaka princípu detailnej rovnováhy možno získať výpočtom toku elektrónov z vákua do žiariča. V termodynamických podmienkach rovnovážny, tento tok sa musí zhodovať s tokom elektrónov unikajúcich do vákua. Za predpokladu, že povrch vysielača je rovnomerný, ext. pole je malé, ale koeficient. odrazy elektrónov od povrchu žiariča vo vákuu r v oblasti energií ~ kT blízko úrovne vákua slabo závisí od energie a nie je príliš blízko jednote, takýto výpočet vedie k f-le (Richardson-Deshmanov vzorec)

Tu A = A 0 (1-) (čiara nad r znamená spriemerovanie cez energie elektrónov), A 0 = 4p ek 2 m e/h= 120,4 A / cm 2. K 2, F - elektrón. Slabý predpoklad závislosti r od energie je narušený iba vo výnimočných (ale stále reálnych) prípadoch, keď úroveň vákua klesne do jedného zo zakázaných pásiem v elektronickom spektre pevné telo alebo zodpovedá -l. ďalšie znaky v spektrách objemových a povrchových stavov. Pracovná funkcia kovov je slabo závislá od teploty (v dôsledku tepelnej rozťažnosti); zvyčajne je táto závislosť lineárna: F = F 0 + a T a~10-4-10-5 eV/stupeň; a koeficient a môže byť buď pozitívna alebo negatívna. Z tohto dôvodu sú však závislosti určené vykresľovaním j 0 /T2 od 1 /T v semilogaritme. súradnice (Richardsonova priamková metóda), veličiny sa líšia od F a ALE od f-ly (*). Pre väčšinu čistých kovov nájdených tak. hodnoty ALE zmena z 15 na 350 A/cm 2. K 2 .

Vplyv nečistôt a defektov. Povrchové nečistoty a defekty môžu mať významný vplyv aj pri nízkych koncentráciách (10 monovrstiev). vplyv na termionické vlastnosti kovov a vedie k výraznému rozptylu hodnôt pracovnej funkcie (0,1 eV). Medzi takéto emisne aktívne nečistoty patria napríklad atómy alkalických prvkov a prvkov alkalických zemín a ich oxidy. Vznikajú kvantovo-chemickou adsorpciou atómov a molekúl. väzba vyvoláva redistribúciu nábojov medzi adsorbovanými atómami (a dátovými atómami) a vlastnými povrchovými atómami žiariča. Vo veľkých vzdialenostiach od adatómu možno potenciál vytvorený týmito nábojmi opísať ako viacpólovú expanziu, t.j. ako súčet dipólov, kvadrupólov atď. potenciály. Zmena pracovnej funkcie (dipólový potenciálny skok) je určená dipólovými momentmi DF = 4p eN s d, kde N s je povrchová koncentrácia adatómov, d- dipólového momentu. Pre hodnoty d poradie niekoľkých D (1 D \u003d 10 -18 jednotiek CGSE) už malé množstvá nečistôt ( N 5 10 12 -10 13 cm -2), ktoré tvoria iba 0,1 - 0,01 jednovrstvového povlaku, vedú k viditeľným zmenám v pracovnej funkcii: DF~10 -2 - 10 -1 eV. Emisne aktívne nečistoty sa presne vyznačujú vysokými hodnotami d~ 1-10 D; rekordné hodnoty d~ 10 D zodpovedá adsorpcii cézia. Zmena pracovnej funkcie opisuje zmenu potenciálu spriemerovaného pozdĺž povrchu. Mikroskopické štruktúra potenciálu indukovaného adatómami v blízkosti povrchu je zložitá. Najmä na určitej časti povrchu existuje potenciál. bariéra, ktorá sťažuje únik elektrónov s energiami blízkymi prahu do vákua. Vo väčšine prípadov však d~ 1 D a s takými d bariéry sú tunelovo priepustné – „priehľadné“. V týchto prípadoch sú zmeny spojené s kvantovou mechanikou. rozptyl a elektróny. Nečistoty a defekty môžu stimulovať reštrukturalizáciu povrchu, čo tiež ovplyvňuje emisné vlastnosti. Okrem adsorpcie atómov nečistôt na povrchu môžu ako zdroje kontaminácie slúžiť segregačné a povrchové procesy, ktoré sú veľmi účinné pri zvýšených teplotách. temp-pax. Na elimináciu nekontrolovaného vplyvu kontaminantov a získanie reprodukovateľných výsledkov pri štúdiu emisných vlastností povrchov je potrebné vykonávať merania v podmienkach ultravysokého vákua ~10 -9 - 10 -10 mm Hg. čl. (tok atómov z plynného média k povrchu, ktorý za 1 s vytvorí jednovrstvové povlaky, zodpovedá tlaku ~ 10 -6 mm Hg pri izbovej teplote); zároveň je potrebné kontrolovať zloženie a štruktúru povrchu pomocou moderných. metódy povrchovej spektroskopie. Najlepšie objektyštudovať mechanizmy emisie - otd. čelá monokryštálov prechodných kovov, umožňujúce vysoký stupeňčistenie a vyznačuje sa vysokou dokonalosťou povrchovej štruktúry.

Obraz núti potenciál(PSI), ktorý nie je elektrostatický. potenciálny a neuspokojivý Poissonova rovnica vo vákuu, opisuje potenciál. energia interakcie elektrónu s žiaričom. PSI významne prispieva v pracovná funkcia (1 eV) a zvyčajne sa prejavuje vo vzdialenostiach od povrchu z100 A. Jeho špeciálne vlastnosti sú spojené s „coulombovským“ typom závislosti od súradníc. V~z -1 (až do vzdialeností od povrchu rádu medziatómového). Pohyb elektrónu v poli takéhoto potenciálu sa ukazuje byť v podstate kvantový. Navyše, vzhľadom na formálnu analógiu, analýza riešení zodpovedajúcej Schrödingerovej rovnice a vlastnosti samotných riešení sú blízke prípadu obvyklého 3-rozmerného Coulombovho potenciálu. Najmä, ak elektrón nemôže preniknúť do žiariča (kvôli absencii objemových stavov so zodpovedajúcou energiou), potom PSI indukuje povrchové stavy s Coulombovým spektrom (stavy PSI). Ak elektrón môže opustiť hladinu v dôsledku jedného alebo druhého procesu, ale pravdepodobnosť tejto udalosti je malá (ako je to často v skutočnosti), potom sa povrchové stavy stanú rezonančnými a energetické hladiny nadobúdajú konečnú šírku. Elektróny v spojitom spektre, pohybujúce sa nad potenciálom. dobre, "cítiť" v ňom prítomnosť hladiny viazaného stavu s nízkou väzbovou energiou v porovnaní s hĺbkou studne, ak je ich energia nízka (porovnateľná s hĺbkou hladiny). V tomto prípade vplyvom viacnásobného nadbariérového odrazu môže byť elektrón efektívne zachytený do oblasti pôsobenia potenciálu a rozptyl nadobúda rezonančný charakter. Tento jav vedie k rezonančným osciláciám v závislosti od koeficientu. odrazy z vonku poliach. Pravdepodobnosť pohybu elektrónu z vnútra tuhého telesa na jeho povrch do vákua súvisí s koeficientom. odrazy unitaritnými vzťahmi, ktoré sú kvantovou obdobou princípu detailnej rovnováhy a poskytujú zákon zachovania počtu častíc. Preto v závislosti od poľa prúdu T. e. sú tiež pozorované slabé (ale stále viditeľné). V limite slabých polí kvantita r a závislosť r o energii sú v podstate určené typom potenciálu.

Ak je potenciál dostatočne rýchly (rýchlejší ako z -2), má tendenciu byť asymptotický. hodnotu teda r smeruje k jednote a pravdepodobnosť úniku elektrónov do vákua zaniká podľa zákona e | 1/2 blízko emisného prahu (napr | - časť energie elektrónu vzhľadom na hladinu vákua, zodpovedajúca pohybu elektrónu po normále k povrchu, inými slovami normálna zložka celkovej energie elektrónu). V prípade potenciálov pomaly sa meniacich so z, ku ktorým patrí aj PSI, ich prítomnosť nepridáva žiadnu ďalšiu hodnotu. vlastnosti v energetickom. závislosť r blízko úrovne vákua. Preto hodnota (1- r) zo vzorca (*) vo väčšine prípadov nie je príliš malý. Iba v prípadoch, keď sa emisia uskutočňuje do média s malou charakteristickou dĺžkou tienenia poľa, ktorá nepresahuje hodnoty<= 100 (обычных для области действия ПСИ), r sa ukazuje byť blízko k jednote.

Termionická emisia z polovodičov. F-la (*) je tiež použiteľné na opis T. e. z polovodičov. Avšak vplyv teploty, el. poliach, nečistotách v žiariči a pod., na emisnom prúde a na hodnotách F a A je v tomto prípade výrazne odlišný v porovnaní s kovmi. Rozdiely sú spôsobené nízkou koncentráciou vodivých elektrónov a prítomnosťou lokalizovaných povrchových elektronických stavov, ktoré ovplyvňujú umiestnenie Fermiho hladiny na povrchu polovodiča, až po jej „prichytenie“ v určitom bode bandgapu (pozri obr. . stavy povrchu, povrch). Súčasne sú na povrchu polovodiča a F takmer (s presnosťou ~ 0,1 eV) nezávislé od objemu (t. j. od typu a koncentrácie dopantu). Takáto fixácia je spojená s povrchovými stavmi dostatočne veľkej (>=10 12 cm -2) koncentrácie, vyvolanej hlavne vlastnou. kryštálové defekty vznikajúce vystavením polovodičovému rozkladu. ext. faktory ako adsorpcia, mechanické, tepelné. spracovanie a pod. V tomto prípade povaha T. e. podobne ako T. e. z kovov.

Na celkom čistých a dokonalých polovodičových povrchoch je hustota vnútorných (naplnených a prázdnych) povrchových stavov v bandgape nízka a Fermiho hladina na povrchu sa môže pohybovať v bandgape podľa svojej polohy v objeme. Preto, keď sa zmení typ a koncentrácia nečistôt v objeme polovodiča, F a prúd T. e. Okrem toho elektr pole v takýchto polovodičoch nie je tienené nábojmi povrchových stavov a preniká do žiariča prostriedkami. hĺbka, čo vedie k zmene F v dôsledku ohybu zón blízko povrchu a k zahrievaniu poľom.

Podobná situácia nastáva, keď externé pole presahuje hodnotu dostatočnú na elimináciu tieniaceho efektu povrchových stavov. Z týchto dôvodov môže výber emisného prúdu z polovodičov (na rozdiel od kovov, kde sú tieto účinky zvyčajne malé) viesť k významným. porušenie termodynamiky rovnováhu. Zvláštna situácia nastáva v prípade emisie zo systémov s neg elektronická afinita (porov. fotoelektronická emisia), v ktorom je nerovnovážny charakter emisných procesov (vrátane T. e.) spôsobený počiatočnými znakmi blízkopovrchovej energie. štruktúry emitorov.

Vplyv nehomogenít. Povrch väčšiny žiaričov je nehomogénny, sú na ňom „škvrny“ s rôznymi pracovnými funkciami. Medzi nimi vzniká Df a el. polia (polia škvŕn) ~Df/ R(kde R je charakteristická veľkosť nehomogenít). Tieto polia vytvárajú výplň. potentný. bariéry pre emitované elektróny, čo vedie k silnejšej závislosti prúdu na anódovom napätí (anomálny Schottkyho efekt), a tiež zvyšuje závislosť prúdu na T. Keďže veľkosti nehomogenít zvyčajne nie sú malé, >> 100, a hodnoty potenciálneho rozdielu medzi susednými bodmi sú ~0,1 - 1 eV, potom typické hodnoty polí škvŕn nie sú veľké (~10 4 V/cm alebo menej) a vyžadujú na svoje „otvorenie“ relatívne malý (v porovnaní s prípadom bežného Schottkyho efektu) ext. polia, s ktorými je pri nehomogénnych povrchoch spojená veľká veľkosť (anomálnosť) účinku.

Ak je povrch silne nehomogénny, takže veľkosti emisne aktívnych škvŕn r sú oveľa menšie ako vzdialenosti medzi nimi, potom je potenciálna fotd. škvrna vo vzdialenosti r od nej môže byť reprezentovaná ako súčet dipólových, kvadrupólových, atď. Najmä závislosť bodového poľa od vzdialenosti k povrchu z nad stredom bodu je v tomto prípade blízka mocninnému zákonu. Posledná okolnosť (v plnej analógii s normálnym Schottkyho efektom) vedie k mocninovému zákonu alebo k nemu blízkej závislosti veľkosti poklesu potencie. bariéra nad bodovým stredom Df z ext. poliach E(napr. v prípade čisto dipólového potenciálu f~z-2 a Df~ E 2/3). V reálnych podmienkach je závislosť potenciálu od súradníc zložitejšia, ale kvalitatívne faktory, ktoré určujú formu závislosti prúdu od poľa v podmienkach anomálneho Schottkyho javu, zostávajú rovnaké. Okrem toho vždy existuje rozptyl v hodnotách parametrov nehomogenity a v niektorých prípadoch (napríklad pre žiariče pripravené z jemne rozptýlených práškov) môže byť hierarchia veľkostí veľmi bohatá (od 100 do 10–100 μm ). V tomto prípade sa pri zväčšovaní poľa striedavo otvárajú polia škvŕn, čo výrazne rozširuje rozsah poľa prejavu anomálneho Schottkyho efektu.

Typy tepelných žiaričov. Medzi najviac známy eff. žiariče zahŕňajú oxidy kovov alkalických zemín, vzácnych zemín a iné prvky, zvyčajne používané vo forme zmesí s rôznymi (v závislosti od účelu katódy) prísadami (pozri. termionická katóda). Najpopulárnejšia je katóda na báze zmesi oxidov Ba, Ca a Sr - oxidová katóda. Ako zlúčeniny s výraznou iónovou väzbou majú oxidy relatívne malé (<= 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.

Termionické katódy sa používajú v mnohých vákuových a plynových výbojových zariadeniach vo vede. a technol. inštalácie.

Lit.: Fomenko V.S., Emisné vlastnosti materiálov, 4. vydanie, K., 1981; Dobretsov L. H., Gomoyunova M. V., Emisná elektronika, M., 1966; Termionické katódy, M.-L., 1966. S. G. Dmitriev.