эмиссия, Ричардсона эффект, испускание электронов нагретыми телами (твёрдыми, реже - жидкостями) в вакуум или в различные среды. Впервые исследована О. У. Ричардсоном в 1900- 1901. Т. э. можно рассматривать как процесс испарения электронов в результате их теплового возбуждения. Для выхода за пределы тела (эмиттера) электронам нужно преодолеть потенциальный барьер у границы тела; при низких температурах тела количество электронов, обладающих достаточной для этого энергией, мало; с увеличением температуры их число растет и Т. э. возрастает (см. Твёрдое тело ) .
Главной характеристикой тел по отношению к Т. э. является величина плотности термоэлектронного тока насыщения jo ( рис. 1 ) при заданной температуре. При Т. э. в вакуум однородных (по отношению к работе выхода ) эмиттеров в отсутствии внешних электрических полей величина j0 определяется формулой Ричардсона - Дэшмана:
.(1)
Здесь А - постоянная эмиттера (для металлов в модели свободных электронов Зоммерфельда : А А0 4p ek 2 m/h 3120,4 а /К2 см 2, где е - заряд электрона, m - его масса, k - Больцмана постоянная , h - Планка постоянная ) , Т - температура эмиттера в К, - средний для термоэлектронов разных энергий коэффициент отражения от потенциального барьера на границе эмиттера; e j - работа выхода. Испускаемые электроны имеют Максвелла распределение начальных скоростей, соответствующее температуре эмиттера.
При Т. э. в вакуум электроны образуют у поверхности эмиттера объёмный заряд, электрическое поле которого задерживает электроны с малыми начальными скоростями. Поэтому для получения тока насыщения между эмиттером (катодом) и коллектором электронов (анодом) создают электрическое поле, компенсирующее поле объёмного заряда. На рис. 1 показан вид вольтамперной характеристики вакуумного диода с термоэлектронным катодом. Плотность тока насыщения j 0 достигается при разности потенциалов V 0 , величина которой определяется Ленгмюра формулой . При V < V 0 ток ограничен полем объёмного заряда у поверхности эмиттера. Слабое увеличение j при V > V 0 связано с Шотки эффектом . Рис. 1 показывает, что термоэлектронный ток может протекать и в отсутствии внешних эдс. Это указывает на возможность создания вакуумных термоэлектронных преобразователей тепловой энергии в электрическую. Во внешних электрических полях с напряжённостью Е ³ 106- 107 в/см к Т. э. добавляется туннельная эмиссия и Т. э. переходит в термоавтоэлектронную эмиссию.
Величину j для металлов и собственных полупроводников можно считать линейно зависящей от Т в узких интервалах температур D T вблизи выбранного T 0: j ( T ) j ( T 0) + a ( T - T0 ) , где a - температурный коэффициент j в рассматриваемом интервале температур D T . В этом случае формула (1) может быть написана в виде:
j 0 A p T 2 ехр (- е jр/ кТ ) , (2)
где A p А (1-) ехр (- e a /k ) называется ричардсоновской постоянной эмиттера (однородного по отношению к работе выхода); е jр j( Т 0) - a T0 ; е j0 называется ричардсоновской работой выхода. Так как в интервале температур от Т 0 до Т Т0 a не сохраняет постоянной величины, то ричардсоновская работа выхода отличается от истинной работы выхода электронов при температуре Т 0 К. Величины Ap и е jр находят по прямолинейным графикам зависимости: In ( j0/T2 ) f (1 /T )(графикам Ричардсона). У примесных полупроводников зависимость j( T ) более сложная, и формула для j0 отличается от (2).
Чтобы исключить входящие в формулу (1) неизвестные для большинства эмиттеров величины А и , зависящие не только от материала эмиттера, но и от состояния его поверхности (определяются экспериментально), формулу приводят к виду:
j A 0 T2 exp [ -e jпт ( Т ) /кТ ] . (3)
Работа выхода е jпт ( Т ) мало отличается по величине от истинной работы выхода эмиттера e j( T ), но легко определяется по измеренным величинам j0 и Т; её называют работой выхода по полному току эмиссии. Величина е jпт ( Т ) является единственной характеристикой термоэмиссионных свойств эмиттера, и её знания достаточно для нахождения j 0( T ) ( рис. 2 ).
Однородными по j эмиттерами являются грани идеальных монокристаллов как чистые, так и покрытые однородными плёнками др. вещества. Большинство употребляемых в практике эмиттеров не однородны, а состоят из 'пятен' с различными j (эмиттеры поликристаллического строения; со структурными дефектами; двухфазные плёночные и др.). Контактные разности потенциалов между пятнами приводят к появлению над эмиттирующей поверхностью контактных полей пятен. Эти поля создают дополнительные барьеры для эмиссии электронов с пятен, где работа выхода меньше, чем средняя по поверхности, и вызывают аномальный эффект Шотки. Для описания Т. э. неоднородных эмиттеров в формулу (1) вводят усреднённые эмиссионные характеристики.
Для получения токов больших плотностей, постоянных во времени, требуются эмиттеры с малыми j и с большими теплотами испарения материала; в ряде случаев к термоэлектронным эмиттерам предъявляются специальные требования (химическая пассивность, коррозионная стойкость и др.). Высокой термоэмиссионной способностью обладают так называемые эффективные катоды (оксиднобариевые, оксидноториевые, гексабориды щелочноземельных и редкоземельных металлов и др.) и некоторые металлоплёночные катоды (например, тугоплавкие металлы с плёнкой щелочных, щёлочноземельных и редкоземельных металлов).
Т. э. лежит в основе действия многих электровакуумных и газоразрядных приборов и устройств.
Лит.: Рейман А. Л., Термоионная эмиссия, пер. с англ., М.- Л., 1940; Гапонов В. И., Электроника, т. 1, М., 1960; Добрецов Л. Н., Гомоюнова М. В., Эмиссионная электроника, М., 1966; Кноль М., Эйхмейер И., Техническая электроника, пер. с нем., т. 1, М., 1971; Херинг К., Николье М., Термоэлектронная эмиссия, пер. с англ., М., 1950; 3андберг Э. Я., Ионов Н. И., Поверхностная ионизация, М., 1969; Фоменко В. С., Эмиссионные свойства материалов, К., 1970.
Э. Я. Зандберг.