Термоелектронна емісія, Річардсона ефект, випускання електронів нагрітими тілами (твердими, рідше — рідинами) у вакуум або в різні середовища. Вперше досліджена О. В. Річардсоном в 1900— 1901. Т. е. можна розглядати як процес випару електронів в результаті їх теплового збудження. Для виходу за межі тіла (емітера) електронам потрібно здолати потенційний бар'єр біля кордону тіла; при низьких температурах тіла кількість електронів, що володіють достатньою для цього енергією, мало; із 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 j про ( мал. 1 ) при заданій температурі. При Т. е. у вакуум однорідних (по відношенню до роботі виходу ) емітерів у відсутності зовнішніх електричних полів величина j 0 визначається формулою Річардсона — Дешмана:
. (1)
Тут А — постійна емітера (для металів в моделі вільних електронів Зоммерфельда : А = А 0 = 4p теньк 2 m/h 3 = 120,4 а /К 2 см 2 , де е — заряд електрона, m — його маса, до — 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. Електрони, що випускаються, мають Максвелла розподіл початкових швидкостей, відповідне температурі емітера.
При Т. е. у вакуум електрони утворюють в поверхні емітера об'ємний заряд, електричне поле якого затримує електрони з малими початковими швидкостями. Тому для здобуття струму насичення між емітером (катодом) і колектором електронів (анодом) створюють електричне поле, компенсуюче поле об'ємного заряду. На мал. 1 показаний вигляд вольтамперной характеристики вакуумного діода з термоелектронним катодом. Щільність струму насичення j 0 досягається при різниці потенціалів V 0 , величина якої визначається Ленгмюра формулою . Прі V < V 0 струм обмежений полем об'ємного заряду в 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 едс(електрорушійна сила). Це вказує на можливість створення вакуумних термоелектронних перетворювачів теплової енергії в електричну. У зовнішніх електричних полях з напруженістю Е ³ 10 6 — 10 7 в/см до Т. е. додається тунельна емісія і Т. е. переходить в термоавтоелектронну 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 ) + а ( T — T 0 ), де а — температурний коефіцієнт j в даному інтервалі температур D T . В цьому випадку формула (1) може бути написана у вигляді:
j 0 = A p T 2 ехр (— е j р / кТ ) , (2)
де A p = А (1—) ехр (— e a /k ) називається річардсоновськой постійною емітера (однорідного по відношенню до роботи виходу); е j р = j( Т 0 ) — a T 0 ; е j 0 називається річардсоновськой роботою виходу. Оскільки в інтервалі температур від Т = 0 до Т = Т 0 а не зберігає постійної величини, то річардсоновськая робота виходу відрізняється від дійсної роботи виходу електронів при температурі Т = 0 К. Велічини A p і е j р знаходять по прямолінійних графіках залежності: In ( j 0 /t 2 ) = f (1 /t ) (графікам Річардсона). В домішкових напівпровідників залежність j( T ) складніша, і формула для j 0 відрізняється від (2).
Щоб виключити що входять у формулу (1) невідомі для більшості емітерів величини А і , залежні не лише від матеріалу емітера, але і від стану його поверхні (визначаються експериментально), формулу приводять до вигляду:
j = A 0 T 2 exp [ -е j пт ( Т ) /кТ ] . (3)
Робота виходу е j пт ( Т ) мало відрізняється по величині від дійсної роботи виходу емітера e j( T ), але легко визначається по виміряних величинах j 0 і Т; її називають роботою виходу по повному струму емісії. Величина е j пт ( Т ) є єдиною характеристикою термоемісійних властивостей емітера, і її знання вистачає для знаходження j 0 ( T ) ( мал. 2 ).
Однорідними по j емітерами є грані ідеальних монокристалів як чисті, так і покриті однорідними плівками ін. речовини. Більшість емітерів, що вживаються в практиці, не однорідні, а складаються з «плям» з різними j (емітери полікристалічної будови; із структурними дефектами; двофазні плівкові і ін.). Контактні різниці потенціалів між плямами приводять до появи над еміттірующей поверхнею контактних полів плям. Ці поля створюють додаткові бар'єри для емісії електронів з плям, де робота виходу менша, ніж середня по поверхні, і викликають аномальний ефект Шотки. Для опису Т. е. неоднорідних емітерів у формулу (1) вводять усереднені емісійні характеристики.
Для здобуття струмів великої щільності, постійної в часі, потрібні емітери з малими j і з великими теплотамі випари матеріалу; у ряді випадків до термоелектронних емітерів пред'являються спеціальні вимоги (хімічна пасивність, корозійна стійкість і ін.). Високою термоемісійною здатністю володіють так звані ефективні катоди (оксиднобарієвиє, оксидноторієвиє, гексаборіди лужноземельних і рідкоземельних металів і ін.) і деякі металлопленочниє катоди (наприклад тугоплавкі метали з плівкою лужних, лужноземельних і рідкоземельних металів).
Т. е. лежить в основі дії багатьох електровакуумних і газорозрядних приладів і пристроїв.
Літ.: Рейман А. Л., Термоіонна емісія, пер.(переведення) з англ.(англійський), М.— Л., 1940; Гапонов Ст І., Електроніка, т. 1, М., 1960; Добрецов Л. Н., Гомоюнова М. Ст, Емісійна електроніка, М., 1966; Кноль М., Ейхмейер І., Технічна електроніка, пер.(переведення) з йому.(німецький), т. 1, М., 1971; Херінг До., Николье М., Термоелектронна емісія, пер.(переведення) з англ.(англійський), М., 1950; 3андберг Е. Я., Іонів Н. І., Поверхнева іонізація, М., 1969; Фоменко Ст С., Емісійні властивості матеріалів, До., 1970.
