Термоэлектронная эмиссия (ТЭЭ)

ТЭЭ — испускание электронов нагретыми телами (эмиттерами) в вакуум или другую среду. Выйти из твердого тела могут только те электроны, которые получают дополнительную энергию, необходимую для преодоления потенциального барьера. Минимальная энергия, необходимая для этого, называется работой выхода и определяется соотношением: где е — заряд электрона; <�р_о6, (р_кж — соответственно электростатические потенциалы в вакууме и объеме твердого тела; Е_Р — энергия Ферми. Число электронов, способных выйти за пределы твердого тела в условиях термодинамического равновесия, в соответствии с распределением Ферми-Дирака при температуре ~ 300 К ничтожно мало и экспоненциально возрастает с ростом температуры. Поэтому ток ТЭЭ заметен только для нагретых тел. При отсутствии поля, «вытягивающего» вылетевшие электроны, они образуют вблизи поверхности эмиттера отрицательный пространственный заряд, ограничивающий ток ТЭЭ. Если же такое поле существует, то при малых напряжениях V < V₀ между эмиттером и анодом в соответствии с теорией Ленгмюра плотность тока ТЭЭ J ~ V³'². При V > V₀ пространственный заряд «рассасывается» и ток достигает насыщения J = J₀, а при дальнейшем увеличении V- слабо растет (рис. 3.11).

Рис. 3.11. Зависимость плотности термоэлектронного тока J от напряжения Vмежду эмиттером и анодом

Плотность тока насыщения J₀ можно вычислить по формуле Ричардсона-Цэшмана:

Здесь А = А₀( 1 — г), где г — усредненный по энергиям коэффициент отражения электронов от поверхности; Ф — работа выхода электрона; А₀ = 4nek²m/h³ = 120,4 А/см²К²; е — заряд; т — масса. Формула (3.17) получена в предположении, что поверхность эмиттера однородна и что электронный газ в нем находится в состоянии термодинамического равновесия. В действительности равновесие нарушается отбором тока и проникновением внешнего электрического поля в эмиттер, а также зависимостью Ф от Т. Поэтому Фи А, определяемые из зависимости j (T), ие являются константами вещества. Для большинства чистых металлов учет указанных факторов приводит к значениям А от 15 до 350 А/см²К².

Формула (3.17) применима для описания ТЭЭ как из металлов, так и полупроводников (ПП). Однако влияние температуры, электрического поля, примесей в эмиттере и т. п. на эмиссионный ток и на величины Ф и А в случае полупроводников существенно иное, чем в случае металлов. Различия обусловлены малой концентрацией электронов проводимости и наличием локализованных поверхностных электронных состоянии, влияющих на расположение уровня Ферми E_h? для поверхности ПП вплоть до его «закрепления» в некоторой точке запрещенной зоны. При этом ни Е)г на поверхности ПП, ни Ф не зависят от E_F в объеме (т. е. от типа и концентрации легирующей примеси). Такое закрепление реализуется обычно в кристаллах с ковалентной связью (германий Ge, кремний Si и др.), в этом случае характер ТЭЭ такой же, как и из металлов. На чистых поверхностях ионных кристаллов структура поверхностных состояний такова, что уровень Ферми на поверхности может перемещаться внутри запрещенной зоны, следуя за его положением в объеме. Поэтому при изменении типа и концентрации примесей в объеме ПП изменяются Ф и величина тока ТЭЭ. Кроме того, электрическое поле в таких ПП не экранируется зарядом поверхностных состоянии, а проникает в эмиттер на значительную глубину.

Поверхность большинства эмиттеров неоднородна, на ней существуют «пятна» с разной работой выхода. Между ними возникают контактная разность потенциалов и электрические поля пятен. Эти поля создают дополнительные потенциальный барьеры для эмитируемых электронов, что приводит к более сильной зависимости тока от анодного напряжения и увеличению зависимости тока от Т.

ТЭЭ лежит в основе работы термоэлектронных катодов электронных пушек (разд. 2.3.2) и применяется во многих электровакуумных и газоразрядных приборах, в промышленных установках.