ТЕРМОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ

Испускание эл-нов нагретыми телами (эмиттерами) в вакуум или др. среду. Выйти из тела могут только те эл-ны, энергия к-рых больше энергии эл-на, покоящегося вне тела (см. РАБОТА ВЫХОДА). Число таких эл-нов в условиях термодинамич. равновесия, в соответствии с Ферми — Дирака распределением, ничтожно мало при темп-рах Т=300 К и экспоненциально возрастает с темп-рой. Поэтому ток Т. э. заметен только для нагретых тел. При отсутствии «отсасывающего» электрич. поля (или при малой его величине) вылетевшие эл-ны образуют вблизи поверхности эмиттера отрицательный пространственный заряд, ограничивающий ток Т. э. При малых напряжениях Vсм. ЛЕНГМЮРА ФОРМУЛА). При V=V0 пространственный заряд рассасывается, и ток достигает насыщения j0, а при дальнейшем увеличении V — слабо растёт в соответствии с Шоттки эффектом (рис.). В сильных электрич. полях (E>106 В/см) к Т. э. добавляется автоэлектронная эмиссия (т е р м о а в т о э л е к т р о н н а я э м и с с и я).

Плотность тока насыщения j0 можно вычислить по ф-ле Ричардсона — Дэшмана:

j0 = AT2ехр(-Ф/kT). (*)

Здесь А=А0(1-r=), r= — коэфф. отражения эл-нов от поверхности тела (усреднённый по энергиям); А0= 4pek2m/h3=120,4 А/см2К2 (е — заряд эл-на, т — масса эл-на); Ф — работа выхода эл-на. Ф-ла (*) получена в предположении, что поверхность эмиттера однородна и что электронный газ в нём находится в состоянии термозависимость плотности термоэлектронного тока j от напряжения V между эмиттером и анодом j0 — ток насыщения).

динамич. равновесия. В действительности равновесие нарушается отбором тока и проникновением внеш. электрич. поля в эмиттер, а также зависимостью Ф от Т. Поэтому Ф и А (обычно определяемые из 'зависимости j(Т)) не явл. константами в-ва. Для большинства чистых металлов учёт указанных факторов приводит к значениям А от 15 до 350 А/см2К2.

Ф-ла (*) применима и для описания Т. э. из полупроводников. Однако влияние темп-ры, электрич. поля, примесей в эмиттере и т. п. на эмиссионный ток и на величины Ф и А в этом случае существенно иное, чем в металлах. Различия обусловлены малой концентрацией эл-нов проводимости и наличием локализованных поверхностных электронных состояний, влияющих на расположение уровня Ферми ?F для поверхности ПП, вплоть до его «закрепления» в нек-рой точке запрещённой зоны (см. ПОВЕРХНОСТНЫЕ СВОЙСТВА ПОЛУПРОВОДНИКОВ). При этом ни ?F на поверхности ПП, ни Ф не зависят от ?F в объёме (т. е. от типа и концентрации легирующей примеси). Такое закрепление реализуется обычно в кристаллах с ковалентной связью (Ge, Si и др.), и в этом случае хар-р Т. э. такой же, как Т. э. из металлов. На чистых поверхностях ионных кристаллов структура поверхностных состояний такова, что уровень Ферми на поверхности может перемещаться внутри запрещённой зоны, следуя за его положением в объёме. Поэтому при изменении типа и концентрации примесей в объёме ПП изменяются Ф и ток Т. э. Кроме того, электрич. поле в таких ПП не экранируется зарядом поверхностных состояний, а проникает в эмиттер на значит. глубину.

Поверхность большинства эмиттеров неоднородна, на ней существуют «пятна» с разной работой выхода. Между ними возникает контактная разность потенциалов и электрич. поля («поля пятен»). Эти поля создают дополнительные потенц. барьеры для эмитируемых эл-нов, что приводит к более сильной зависимости тока от анодного напряжения (аномальный эффект Шоттки), а также увеличивает зависимость тока от Т.

Т. э. лежит в основе работы термоэлектронных катодов, к-рые применяются во многих электровакуумных и газоразрядных приборах, в пром. установках, а также в нек-рых электронных приборах (диоды Шоттки и др.).