Термоелектр про нна ем і ссія, Річардсона ефект, випускання електронів нагрітими тілами (твердими, рідше - рідинами) у вакуум або в різні середовища. Вперше досліджена О. В. Річардсон в 1900 1901. Т. е. можна розглядати як процес випаровування електронів в результаті їх теплового збудження. Для виходу за межі тіла (емітера) електронам потрібно подолати потенційний бар'єр біля кордону тіла; при низьких температурах тіла кількість електронів, що володіють достатньою для цього енергією, мало; зі збільшенням температури їх число зростає і Т. е. зростає (див. Тверде тіло ).

Головною характеристикою тіл по відношенню до Т. е. є величина щільності термоелектронного струму насичення jo (рис. 1) при заданій температурі. При Т. е. в вакуум однорідних (по відношенню до роботі виходу ) Емітерів у відсутності зовнішніх електричних полів величина j0 визначається формулою Річардсона - Дешмана:

. (1)

Тут А - постійна емітера (для металів в моделі вільних електронів Зоммерфельда : А = А0 = 4 p ek 2 m / h 3 = 120,4 а / К2 см 2, де е - заряд електрона, m - його маса, k - Больцмана постійна , H - планка постійна ), Т - температура емітера в До, - середній для термоелектронів різних енергій коефіцієнт віддзеркалення від потенційного бар'єру на кордоні емітера; e j - робота виходу. Що випускаються, мають Максвелла розподіл початкових швидкостей, який відповідає температурі емітера.

При Т. е. в вакуум електрони утворюють у поверхні емітера об'ємний заряд, електричне поле якого затримує електрони з малими початковими швидкостями. Тому для отримання струму насичення між емітером (катодом) і колектором електронів (анодом) створюють електричне поле, яке компенсує поле об'ємного заряду. На рис. 1 показаний вид вольтамперної характеристики вакуумного діода з термоелектронним катодом. Щільність струму насичення j 0 досягається при різниці потенціалів V 0, величина якої визначається Ленгмюра формулою . При V <V 0 струм обмежений полем об'ємного заряду у поверхні емітера. Слабке збільшення j при V> V 0 пов'язане з Шотки ефектом . Мал. 1 показує, що термоелектронний струм може протікати і у відсутності зовнішніх ЕРС. Це вказує на можливість створення вакуумних термоелектронних перетворювачів теплової енергії в електричну. У зовнішніх електричних полях з напруженістю Е ³ 106- 107 в / см до Т. е. додається тунельна емісія і Т. е. переходить в термоавтоелектронную емісію.

Величину j для металів і власних напівпровідників можна вважати лінійно залежною від Т у вузьких інтервалах температур D T поблизу вибраного T 0: j (T) = j (T 0) + a (T - T0), де a - температурний коефіцієнт j в даному інтервалі температур D T. У цьому випадку формула (1) може бути написана у вигляді:

j 0 = A p T 2ехр (- е j р / кТ), (2)

де A p = А (1 ) Ехр (- e a / k) називається річардсоновськой постійної емітера (однорідного по відношенню до роботи виходу); е j р = j (Т 0) - a T0; е j 0 називається річардсоновськой роботою виходу. Так як в інтервалі температур від Т = 0 до Т = Т0 a не зберігається постійної величини, то річардсоновськой робота виходу відрізняється від дійсної роботи виходу електронів при температурі Т = 0 К. Величини Ap і е j р знаходять по прямолінійних графіках залежності: In ( j0 / T2) = f (1 / T) (графіками Річардсона). У домішкових напівпровідників залежність j (T) складніша, і формула для j0 відрізняється від (2).

Щоб виключити входять в формулу (1) невідомі для більшості емітерів величини А і , Які залежать не тільки від матеріалу емітера, а й від стану його поверхні (визначаються експериментально), формулу приводять до вигляду:

j = A 0 T2 exp [-e j пт (Т) / кТ]. (3)

Робота виходу е j пт (Т) мало відрізняється за величиною від дійсної роботи виходу емітера e j (T), але легко визначається по виміряним величинам j0 і Т; її називають роботою виходу з повного току емісії. Величина е j пт (Т) є єдиною характеристикою термоемісійних властивостей емітера, і її знання досить для знаходження j 0 (T) (рис. 2).

Однорідними по j емітерами є межі ідеальних монокристалів як чисті, так і покриті однорідними плівками ін. Речовини. Більшість вживаних в практиці емітерів не однорідні, а складаються з «плям» з різними j (емітери полікристалічного будови; зі структурними дефектами; двофазні плівкові та ін.). Контактні різниці потенціалів між плямами призводять до появи над еміттірующей поверхнею контактних полів плям. Ці поля створюють додаткові бар'єри для емісії електронів з плям, де робота виходу менше, ніж середня по поверхні, і викликають аномальний ефект Шотки. Для опису Т. е. неоднорідних емітерів в формулу (1) вводять усереднені емісійні характеристики.

Для отримання струмів великої щільності, постійних в часі, потрібні емітери з малими j і з великими теплотамі випаровування матеріалу; в ряді випадків до термоелектронним емітерів пред'являються спеціальні вимоги (хімічна пасивність, корозійна стійкість і ін.). Високої термоемісійною здатністю володіють так звані ефективні катоди (оксіднобаріевие, оксідноторіевие, гексаборіди лужноземельних і рідкісноземельних металів та ін.) І деякі металлоплёночние катоди (наприклад, тугоплавкі метали з плівкою лужних, лужноземельних і рідкісноземельних металів).

Т. е. лежить в основі дії багатьох електровакуумних і газорозрядних приладів і пристроїв.

Літ .: Рейман А. Л., термоіонного емісія, пров. з англ., М.- Л., 1940; Гапонов В. І., Електроніка, т. 1, М., 1960; Добрецов Л. Н., Гомоюнова М. В., Емісійна електроніка, М., 1966; Кноль М., Ейхмейер І., Технічна електроніка, пер. з нім., т. 1, М., 1971; Херинг К., Ніколь М., Термоелектронна емісія, пров. з англ., М., 1950; 3андберг Е. Я., Іонів Н. І., Поверхнева іонізація, М., 1969; Фоменко В. С., Емісійні властивості матеріалів, К., 1970.

Е. Я. Зандберг.

Мал. 1. Залежність щільності струму j термоелектронного струму від різниці потенціалів V, прикладеною між емітером і колектором електронів (вольтамперная характеристика).

Мал. 2. Щільність термоелектронного струму насичення при різних температурах і роботах виходу ej, яких визначали за повному струму термоелектронної емісії.