Термоэлектронная эмиссия

«ЭФФЕКТ ЭДИСОНА» И РАДИО

Во время своих опытов еще в 1875 году Эдисон столкнулся с необъяснимым в то время фактом получения искры из изолированных предметов, находящихся вблизи электрического разряда. Работая с электромагнитом, он увидел однажды сильную искру, возникшую на сердечнике в момент выключения тока в обмотке. Заинтересовавшись, он продолжал опыт и убедился, что искра возникает при прикосновении к любой металлической части электромагнита. Возникновение искры не зависело ни от расположения полюсов, ни от изоляции обмотки и не оказывало воздействия ни на лейденскую банку, ни на гальванометр. Эдисон убедился, что имеет дело с каким-то новым явлением, которое решил изучить. Он сделал запись об этом в своей записной книжке, назвав это явление «эфирной силой». Однако в это же время появился патент Белла, и Эдисон с головой ушел в работу над телефоном. Опыты с «эфирной силой» были оставлены. Эдисон тогда не подозревал, что здесь он впервые столкнулся с областью радио. В 1883 году Эдисон, работая над усовершенствованием угольных ламп, обнаружил, что между накаленной нитью и изолированным от нити электродом, введенным в баллон лампы, протекает ток даже в том случае, когда воздух из лампы выкачан. Никакого свечения внутри баллона не наблюдается. Это явление позднее получило название «эффекта Эдисона».

Явление это заинтересовало Эдисона. Не умея его объяснить, он подробно записал его и даже взял на это открытие патент. Он изготовил лампу с добавочным электродом и отправил ее на Филадельфийскую выставку. Эдисон не занялся изучением этого явления, так как все его силы были направлены на внедрение электрического освещения. Сразу же усмотреть в этом явлении открытие огромной важности, которое оно в действительности представляло, Эдисон не смог.

Между тем это была, по существу, первая электронная лампа, и Эдисон наблюдал в ней поток электронов, так называемую термоэлектронную эмиссию. В 1887 году выдающийся английский физик Джозеф Томсон открыл электронную природу «эффекта Эдисона». Таким образом, имя Эдисона связано с величайшим шагом в учении о материи — с открытием электрона. Сам же Эдисон остался в стороне от этих событий и к открытому им явлению больше не возвращался.

В журнале «Инжиниринг» от 12 декабря 1884 года помещена об этом лишь небольшая заметка под названием «Явление в лампочке Эдисона». И только сорок лет спустя в изданном Французским физическим обществом сборнике крупнейших работ, касающихся условий наблюдения наэлектризованных центров, ионов, электронов, мы находим целиком эту небольшую историческую заметку, которая гласит:

«В отделе Эдисона на выставке в Филадельфии демонстрировалось следующее интересное явление.

В лампочке накаливания Эдисона под угольной нитью на равном расстоянии от ее концов помещался изолированный электрод, состоящий из полоски платины; верхний край этого электрода отстоял от нити приблизительно на 1/2г дюйма.

Когда при зажигании лампы между электродом и одним концом нити включался гальванометр, то он показывал ток, направление которого изменялось в зависимости от того, приключался ли гальванометр к положительному или отрицательному полюсу угольной нити. Это указывало на то, что внутри лампы через вакуум проходил ток.

При включении гальванометра к положительному полюсу нити этот ток увеличивался во много раз.

Ток, отмечаемый гальванометром, возрастал также и при увеличении тока накала лампы.

После работы лампы в течение некоторого времени ток в гальванометре, включенном между платиновым электродом и положительным полюсом нити, ослабевал; возможно, что это происходило вследствие явления поляризации, наблюдавшегося Эдландом при его исследованиях разрядов в вакууме.

Когда лампа выключалась на некоторое время, то после этого ток снова восстанавливался. Кроме того, удавалось получить ток, проходящий через стеклянный баллон лампы при помещении платинового электрода с внешней стороны баллона.

В описываемых опытах наблюдается, по-видимому, явление рассеяния заряженных частиц воздуха (или угля) в «прямолинейных» направлениях от нити накала».

В дальнейшем «эффект Эдисона» изучался целым рядом физиков, причем оказалось, что все тела в накаленном состоянии обладают в большей или меньшей степени способностью испускать свободные электроны, перенос которых под влиянием приложенного напряжения образует ток. Были открыты вещества, испускающие очень большое количество электронов при сравнительно небольших нагревах (катод Ве-нельта), однако долгое время это явление не выходило из стен физических лабораторий. Лишь двадцать лет спустя Венельт применил это явление для получения небольших выпрямителей тока, используя униполярную проводимость прибора с одним накаленным и одним холодным катодом. В 1904 году Джон Амброз Флеминг открыл, что электрическая лампа накаливания с угольной нитью, окруженная металлической пластинкой, действует как выпрямитель для высокочастотных колебаний и может быть поэтому использована в качестве детектора для радиосигналов. Незадолго до войны Маркони начал применять в качестве детектора выпрямители Венельта, и, наконец, в 1905 году Ли де Форест один из первых построил трехэлектродную лампу, в которой газовый разряд, обусловленный электронным потоком накаленной нити, управлялся при помощи сеточного электрода. С этого времени начинается эра катодных ламп.

Смело можно сказать, что применение «эффекта», который привлек к себе так мало внимания самого Эдисона, стало одной из характернейших черт современной техники. Однако роль «эффекта Эдисона» была полностью оценена лишь в дальнейшем. Открытие «эффекта Эдисона» явилось фундаментом развития современных электронных ламп — основы крупной радиопромышленности сегодняшнего дня.

14 мая 1885 года, то есть за десять лет до изобретения радио, Эдисон подал заявку для получения патента на «передачу без проводов сигналов азбуки Морзе». В своих проспектах 1886 года Эдисон говорит о том, что это его изобретение, основанное на так называемой «электростатической индукции», имеет огромное значение для железных дорог (связь движущегося поезда с неподвижной станцией), пароходов и т. п.

Система «беспроволочного» поездного телеграфа Эдисона была испытана в 1887 году на дороге и успешно действовала. Вдоль пути был протянут телеграфный провод на столбах, более низких, чем обыкновенные. Один аппарат помещался на сигнальных станциях, расположенных вдоль пути, а другой — в мимо проходящих вагонах. На этих вагонах прокладывались металлические бруски, соединенные с телеграфным аппаратом, несколько измененным прибавлением наушника и телефонной трубки. Такие же приспособления имелись и на сигнальных станциях. При телеграфировании пластинка все время вибрировала. Оператор при помощи ключа разделял эти вибрации на короткие и длинные сигналы азбуки Морзе. Они индуктивно передавались по проволоке в вагон или обратно на расстояние до пятнадцати метров. Телефонная трубка позволяла ясно разобрать полученные сигналы. Это был своеобразный «беспроволочный» телеграф (в общежитии получивший название «кузнечик-телеграф»), но не радиотелеграф.

Эдисон не явился изобретателем радиотелеграфа. Однако следующий факт говорит о весьма существенном значении вышеназванного патента Эдисона. В 1903 году Маркони должен был купить этот патент для того, чтобы основанное им Общество беспроволочной телеграфии могло открыть свои действия в Америке. Характерно, что Эдисон передал этот свой патент именно обществу Маркони, а не другому, которое усиленно этого добивалось. Эдисон полагал, что его патент, очутившись в руках конкурентов молодого Маркони, мог бы причинить последнему много хлопот. Это характеризует отношение Эдисона к изобретателям, которых он ценил, проявляя активный интерес к ним в то время, когда они боролись за свои изобретения. Много лет спустя, когда Маркони в 1930 году передавал по радио приветствия из Лондона одновременно заседавшим Светотехническому конгрессу в Сан-Франциско и Второму мировому энергетическому конгрессу в Берлине, то в своей речи он сказал об Эдисоне: «Я лично никогда не забуду того поощрения и дружбы, которые мистер Эдисон так щедро мне оказывал в начале моих работ».

С именем Маркони связывают изобретение радиотелеграфа. Однако, как это будет дальше описано, наш соотечественник Александр Степанович Попов не только первый осуществил радиопередачу, но и дал основные принципы радиопередачи.

Поделитесь на страничке

Следующая глава >

ТЕРМОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ

ТЕРМОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ

— испускание электронов нагретыми телами (эмиттерами) в вакуум или др. среду. Выйти из тела могут только те электроны, энергия к-рых больше энергии покоящегося вне эмиттера электрона (см. Работа выхода). Число таких электронов (обычно это электроны с энергиями 1 эВ относительно ферми-уровня в эмиттере) в условиях термодинамич. равновесия в соответствии с Ферми-Дирака распределением ничтожно мало при темп-pax T300 К и экспоненциально растёт с T. Поэтому ток T. э. заметен только для нагретых тел. Вылет электронов приводит к охлаждению эмиттера. При отсутствии «отсасывающего» электрич. поля (или при малой его величине) вылетевшие электроны образуют вблизи поверхности эмиттера отрицательный пространств. заряд, ограничивающий ток T. э.

Основные соотношения. При малых напряжениях V между эмиттером и анодом плотность тока моноэнергетич. электронов описывается известной ф-лой (закон трёх вторых) j~ V3/2 (см. Ленгмюра формула); учёт разброса скоростей электронов, преодолевающих созданный пространств. зарядом потенц. барьер, значительно усложняет ф-лу, но характер зависимости j(V )не изменяется; при увеличении V пространств. заряд рассасывается и ток достигает насыщения j0, а при дальнейшем росте V ток слабо растёт в соответствии с Шоттки эффектом (рис.)- В сильных (E >106 В/см) электрич. полях к T. э. добавляется автоэлектронная эмиссия (термоавтоэлектронная эмиссия).

Выражение для плотности тока насыщения j0 в силу принципа детального равновесия может быть получено путём расчёта потока электронов из вакуума в эмиттер. В условиях термодинамич. равновесия этот поток должен совпадать с потоком электронов, вылетающих в вакуум. В предположении, что поверхность эмиттера однородна, внеш. поле мало, а коэф. отражения электронов от поверхности эмиттера в вакууме r в области энергий ~ kT вблизи уровня вакуума слабо зависит от энергии и не слишком близок к единице, такой расчёт приводит к ф-ле (ф о рм у л а Р и ч а р д с о н а — Д е ш м а н а)

Здесь A=A0(1-). (черта над r означает усреднение по энергиям электронов), A0 =4pek2me/h=120,4 А/см 2. К 2, F — работа выхода электрона. Предположение о слабой зависимости r от энергии нарушается лишь в исключительных (но всё же реальных) случаях, когда уровень вакуума попадает внутрь одной из запрещённых зон в электронном спектре твёрдого тела или соответствует к.-л. др. особенностям в спектрах объёмных и поверхностных состояний. Работа выхода металлов слабо зависит от темп-ры (вследствие теплового расширения); обычно эта зависимость линейная: F = F0 + aT, a~10-4 -10-5 эВ/град; причём коэф. a может быть как положителен, так и отрицателен. По этой причине, однако, определяемые путём построения графика зависимости j0/T2 от 1/T в полулогарифмич. координатах (метод прямых Ричардсона) величины отличаются от F и А из ф-лы (*). Для большинства чистых металлов найденные т. о. значения А изменяются от 15 до 350 А/см 2. К 2.

Влияние примесей и дефектов. Поверхностные примеси и дефекты даже при малой их концентрации (10 монослоя) могут оказывать значит. влияние на термоэмиссионные свойства металлов и полупроводников и приводят к заметному разбросу значений работы выхода (0,1 эВ). К числу таких эмиссионно активных примесей относятся, напр., атомы щелочных и щёлочно-земельных элементов и их окислы. Возникающая при адсорбции атомов и молекул квантовохим. связь индуцирует перераспределение зарядов между адсорбируемыми атомами (а д а т о м а м и) и собственными поверхностными атомами эмиттера. На больших расстояниях от адатома создаваемый этими зарядами потенциал может быть описан в терминах муль-типольного разложения, т. е. в виде суммы дипольного, квадрупольного и т. =4peNsd, где Ns — поверхностная концентрация адатомов, d- дипольный момент. При значениях d порядка неск. Д (1 Д=10-18 ед. СГСЕ) уже малые кол-ва примесей (N51012 -1013 см -2), составляющие всего 0,1-0,01 монослойного покрытия, приводят к заметным изменениям работы выхода: DF~10-2 — 10-1 эВ. Эмиссионно активные примеси как раз и характеризуются высокими значениями d~1-10 Д; рекордные значения d~ 10 Д соответствуют адсорбции цезия. Изменение работы выхода описывает усреднённое вдоль поверхности изменение потенциала. Микроскопич. структура индуцируемого адатомами вблизи поверхности потенциала сложна. В частности, на нек-рой части поверхности существует потенц. барьер, затрудняющий вылет в вакуум электронов с энергиями, близкими к пороговым. Однако в большинстве случаев d~ 1 Д и при таких d барьеры туннельно проницаемы — «прозрачны». В этих случаях изменения связаны с квантовомеханич. рассеянием и интерференцией электронов. Примеси и дефекты могут стимулировать перестройку поверхности, что также влияет на эмиссионные свойства. Кроме адсорбции примесных атомов на поверхности, источниками её загрязнения могут служить процессы сегрегации и поверхностной диффузии, весьма эффективные при повыш. темп-pax. Для устранения неконтролируемого влияния загрязняющих примесей и получения воспроизводимых результатов при изучении эмиссионных свойств поверхностей необходимо производить измерения в условиях сверхвысокого вакуума ~10-9- 10-10 мм рт. ст. (поток атомов из газовой среды на поверхность, создающий за 1 с монослойные покрытия, соответствует при комнатной темп-ре давлению ~ 10-6 мм рт. ст.); при этом необходим контроль за составом и структурой поверхности с помощью совр. методов спектроскопии поверхности. Наилучшие объекты для изучения механизмов эмиссии — отд. грани монокристаллов переходных металлов, допускающие высокую степень очистки и отличающиеся высоким совершенством структуры поверхности.

Потенциал сил изображения (ПСИ), не являющийся элек-тростатич. потенциалом и не удовлетворяющий Пуассона уравнению в вакууме, описывает потенц. энергию взаимодействия электрона с эмиттером. ПСИ даёт заметный вклад в работу выхода (1 эВ) и проявляется обычно на расстояниях от поверхности z100 А. Его особые свойства связаны с «кулоновским» видом зависимости от координат V~z -1 (вплоть до расстояний от поверхности порядка межатомных). Движение электрона в поле такого потенциала оказывается существенно квантовым. При этом ввиду формальной аналогии анализ решений соответствующего ур-ния Шрёдингера и свойства самих решений близки к случаю обычного 3-мерного кулоновского потенциала. В частности, если электрон не может проникнуть внутрь эмиттера (в силу отсутствия там объёмных состояний с соответствующей энергией), то ПСИ индуцирует поверхностные состояния с кулоновоподобным спектром (состояния ПСИ). Если же электрон может покинуть уровень в результате того или иного процесса, но вероятность этого события мала (как это часто бывает в действительности), то поверхностные состояния становятся резонансными, а уровни энергии приобретают конечную ширину. Электроны, находящиеся в непрерывном спектре, двигаясь над потенц. ямой, «чувствуют» наличие в ней уровня связанного состояния с малой по сравнению с глубиной ямы энергией связи, если их энергия невелика (сравнима с глубиной залегания уровня). В таком случае электрон за счёт эффектов многократного надбарьерного отражения может эффективно захватываться в область действия потенциала и рассеяние приобретает резонансный характер. Это явление приводит к резонансным осцил-ляциям в зависимости коэф. отражения от внеш. поля. Вероятность выхода в вакуум электрона, двигающегося изнутри твёрдого тела к его поверхности, связана с коэф. отражения соотношениями унитарности, являющимися квантовым аналогом принципа детального равновесия и обеспечивающими закон сохранения числа частиц. Поэтому в полевой зависимости тока T. э. также наблюдаются слабые (но всё же заметные) осцилляции. В пределе слабых полей величина r и зависимость r от энергии существенно обусловлены видом потенциала.

Если потенциал достаточно быстро (быстрее, чем z-2) стремится к своему асимптотич. значению, то r стремится к единице, а вероятность выхода электрона в вакуум обращается в нуль по закону e|1/2 вблизи порога эмиссии (e| — часть энергии электрона относительно уровня вакуума, соответствующая движению электрона по нормали к поверхности, иначе говоря, нормальная компонента полной энергии электрона). В случае медленноизменяющихся с z потенциалов, к к-рым относится и ПСИ, их наличие не привносит дополнит. особенностей в энергетич. зависимость r вблизи уровня вакуума. Поэтому величина (1-r )из ф-лы (*) в большинстве случаев оказывается не слишком малой. Лишь в случаях, когда эмиссия осуществляется в среду с малой характерной длиной экранирования поля, не превышающей величин <= 100 (обычных для области действия ПСИ), r оказывается близким к единице.

Термоэлектронная эмиссия из полупроводников. Ф-ла (*) применима и для описания T. э. из полупроводников. Однако влияние темп-ры, электрич. поля, примесей в эмиттере и т. п. на эмиссионный ток и на величины F и А в этом случае существенно иное по сравнению с металлами. Различия обусловлены малой концентрацией электронов проводимости и наличием локализованных поверхностных электронных состояний, влияющих на расположение уровня Ферми на поверхности полупроводника, вплоть до его «закрепления» в нек-рой точке запрещённой зоны (см. Поверхностные состояния, Поверхность). При этом на поверхности полупроводника и F почти (с точностью до величин ~0,1 эВ) не зависят от в объёме (т. 12 см -2) концентрации, индуцированными в основном собств. дефектами кристалла, возникающими при воздействии на полупроводник разл. внеш. факторов, таких, как адсорбция, механич., термич. обработка и др. В этом случае характер T. э. аналогичен T. э. из металлов.

На достаточно чистых и совершенных поверхностях полупроводников плотность собственных (заполненных и пустых) поверхностных состояний в запрещённой зоне невелика и уровень Ферми на поверхности может перемещаться внутри запрещённой зоны, следуя за его положением в объёме. Поэтому при изменении типа и концентрации примесей в объёме полупроводника изменяются F и ток T. э. Кроме того, электрич. поле в таких полупроводниках не экранируется зарядами поверхностных состояний и проникает в эмиттер на значит. глубину, что приводит к изменению F за счёт приповерхностного изгиба зон и к разогреву электронного газа полем.

Аналогичная ситуация возникает и в том случае, когда внеш. поле превышает величину, достаточную для устранения экранирующего влияния поверхностных состояний. По этим причинам отбор тока эмиссии из полупроводников (в отличие от металлов, где эти эффекты обычно малы) может приводить к значит. нарушению термодинамич. равновесия. Особая ситуация возникает при эмиссии из систем с отрицат. электронным сродством (см. Фотоэлектронная эмиссия), в к-рых неравновесный характер процессов эмиссии (в т. ч. и T. э.) обусловлен изначальными особенностями приповерхностной энергетич. структуры эмиттеров.

Влияние неоднородностей. Поверхность большинства эмиттеров неоднородна, на ней существуют «пятна» с разной работой выхода. Между ними возникает контактная разность потенциалов Df и электрич. поля (поля пятен) величиной ~Df/R (где R — характерный размер неоднородностей). Эти поля создают дополнит. потенц. барьеры для эмитируемых электронов, что приводит к более сильной зависимости тока от анодного напряжения (аномальный эффект Шоттки), а также увеличивает зависимость тока от T. Поскольку размеры неоднородностей обычно не малы, >> 100, а значения разности потенциалов между соседними пятнами ~0,1 — 1 эВ, то типичные величины полей пятен не велики (~104 В/см или меньше) и требуют для своего «раскрытия» относительно малых (по сравнению со случаем нормального эффекта Шоттки) внеш. полей, с чем и связана большая величина (аномальность) эффекта в случае неоднородных поверхностей.

Если поверхность сильно неоднородна, так что размеры эмиссионно активных пятен r значительно меньше расстояний между ними, то потенциал f отд. пятна на расстояниях r от него может быть представлен в виде суммы дипольного, квадрупольного и т. д. слагаемых. В частности, зависимость поля пятна от расстояния до поверхности z над центром пятна в этом случае близка к степенной. Последнее обстоятельство (в полной аналогии с нормальным эффектом Шоттки) приводит к степенной или близкой к ней зависимости величины снижения потенц. барьера над центром пятна Df от внеш. поля E (напр., в случае чисто дипольного потенциала f~z-2 и Df~E2/3). В реальных условиях зависимость потенциала от координат более сложна, однако качественно факторы, определяющие вид полевой зависимости тока в условиях аномального эффекта Шоттки, остаются теми же. Кроме того, всегда существует разброс значений параметров неоднородностей, а в нек-рых случаях (напр., для эмиттеров, приготавливаемых из мелкодисперсных порошков) иерархия размеров может быть весьма богатой (от 100 до 10-100 мкм). При этом с ростом поля происходит поочерёдное раскрытие полей пятен, что значительно расширяет полевой диапазон проявления аномального эффекта Шоттки.

Виды термоэмиттеров. К числу наиб. известных эфф. эмиттеров относятся окислы щёлочно-земельных, редкоземельных и др. элементов, обычно используемые в виде смесей с различными (в зависимости от назначения катода) добавками (см. Термоэлектронный катод). Самым популярным является катод на основе смеси окислов Ba, Ca и Sr — оксидный катод. Будучи соединениями с ярко выраженной ионной связью, окислы обладают относительно малым (<= 1 эВ) электронным сродством, широкой (порядка неск. эВ) запрещённой зоной и являются изоляторами при комнатных темп-pax. Для реализации высоких эмиссионных свойств используется процесс термообработки, во время к-рого происходят очистка поверхности, образование донорных центров, формирование структуры эмиттера и оптим. состава его поверхности. Доноры, к-рые в такого рода соединениях имеют, как правило, вакансионную природу, возникают в результате конкуренции между процессами десорбции и адсорбции атомов (происходящими при повыш. темп-pax в условиях относительно невысокого вакуума) с последующей диффузией вакансий в объём эмиттера, а также и в др. процессах. Возникающая нестехиометрия состава катода, особенно состава его приповерхностной области, значительна, но всё же не настолько, чтобы образовывались сплошные тонкослойные покрытия поверхности атомами металлов. Важную роль в формировании и работе катода играют процессы поверхностной диффузии атомов (в т. ч. и диффузия по границам зёрен). Они имеют обычно активац. характер; при этом энергия активации поверхностной диффузии (=< 1 эВ) заметно меньше, чем энергия активации объёмного процесса. Поэтому во мн. случаях поверхностная диффузия более эффективна. На контакте полупроводникового эмиссионного слоя с металлом подложки (керном) существует барьер контактной разности потенциалов — барьер Шоттки, к-рый «включён» в запирающем направлении и при отборе тока эмиссии препятствует транспорту электронов из металла в эмиссионный слой. Кроме того, из-за хим. реакций, протекающих в этой области при повыш. темп-pax (особенно при наличии в металле нежелат. примесей), возможно образование диэлектрич. прослойки между металлом и эмиссионным слоем, значительно ухудшающей свойства катода и приводящей к быстрой его деградации. Поэтому одна из задач, возникающая при создании эмиттера,- формирование хорошего контакта эмиссионного слоя с керном, сохраняющего свои свойства при работе катода. В отличие от технологий мн. др. приборов, в к-рых для создания омического контакта предпринимаются спец. меры, в оксидном катоде формирование контакта происходит в процессе термообработки заодно с др. процессами и не требует дополнит. операций. Иногда в материал контакта вводятся спец. активные присадки, способствующие образованию донорных центров в процессе термообработки. Эфф. термокатоды отличаются от др. эмиттеров прежде всего низкими значениями работы выхода. Достигнутые значения этой величины группируются ок. ~ 1 эВ, а дальнейшие усилия в направлении уменьшения работы выхода наталкиваются на серьёзные трудности. В связи с этим возникает вопрос о существовании факторов, препятствующих снижению работы выхода до величин, значительно меньших 1 эВ. К числу таких факторов могло бы относиться существование незаполненных поверхностных состояний (в частности, состояний ПСИ), накопление заряда на к-рых ограничивает возможность уменьшения Ф. Среди термокатодов др. типов можно назвать металлич. катоды (особенно вольфрамовые) и катоды из полуметаллов, напр. из гексаборида лантана, используемые для создания электронных пучков с повышенной плотностью тока.

Термоэлектронные катоды применяют во многих электровакуумных и газоразрядных приборах, в науч. и технол. установках.

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1988.

Термоэлектронная эмиссия. Электрический ток в вакууме.

Если сообщить электронам в металлах энергию, необходимую для преодоления работы выхода, то часть электронов может покинуть металл, в результате чего на­блюдается явление испускания электро­нов, или электронной эмиссии.В зависи­мости от способа сообщения электронам энергии различают термоэлектронную, фо­тоэлектронную, вторичную электронную и автоэлектронную эмиссии.

1. Термоэлектронная эмиссия —это испускание электронов нагретыми метал­лами. Концентрация свободных электро­нов в металлах достаточно высока, поэто­му даже при средних температурах вслед­ствие распределения электронов по скоро­стям (по энергии) некоторые электроны обладают энергией, достаточной для прео­доления потенциального барьера на гра­нице металла. С повышением температуры число электронов, кинетическая энергия теплового движения которых больше ра­боты выхода, растет, и явление термоэлек­тронной эмиссии становится заметным.

Исследование закономерностей термо­электронной эмиссии можно провести с по­мощью простейшей двухэлектродной лам­пы — вакуумного диода,представляюще­го собой откачанный баллон, содержащий два электрода: катод К и анод А. В про­стейшем случае катодом служит нить из тугоплавкого металла (например, воль­фрама), накаливаемая электрическим то­ком. Анод чаще всего имеет форму ме­таллического цилиндра, окружающего ка­тод. Если диод включить в цепь, как это показано на рис. 13.1, то при накаливании катода и подаче на анод положительного напряжения (относительно катода) в анодной цепи диода возникает ток. Если поменять полярность батареи Ба, то ток прекращается, как бы сильно катод ни накаливали. Следовательно, катод ис­пускает отрицательные частицы — элек­троны. Если поддерживать температуру на­каленного катода постоянной и снять за­висимость анодного тока Iа от анодного напряжения Ua — вольт-амперную харак­теристику(рис.13.2), то оказывается, что она не является линейной, т. е. для ваку­умного диода закон Ома не выполняется. Зависимость термоэлектронного тока I от анодного напряжения в области малых положительных значений U описывается законом трех вторых(установлен русским физиком С. А. Богуславским (1883— 1923) и американским физиком И. Ленгмюром (1881 — 1957)):

I=BU3/2,

где В — коэффициент, зависящий от фор­мы и размеров электродов, а также их взаимного расположения.

При увеличении анодного напряжения ток возрастает до некоторого

максималь­ного значения Iнас, называемого током на­сыщения.Это означает, что почти все электроны, покидающие катод, достигают анода, поэтому дальнейшее увеличение на­пряженности поля не может привести к увеличению термоэлектронного тока. Следовательно, плотность тока насыщения характеризует эмиссионную способность материала катода.

Плотность тока насыщения определя­ется формулой Ричардсона — Дешмана,выведенной теоретически на основе кван­товой статистики:

jнас=CT2e-A/(kT).

где А — работа выхода электронов из ка­тода, Т — термодинамическая температу­ра, С — постоянная, теоретически одина­ковая для всех металлов. На рис.13.2 представлены вольт-ам­перные характеристики для двух темпера­тур катода: T1и Т2, причем T2>T1. С по­вышением температуры катода испуска­ние электронов с катода интенсивнее, при этом увеличивается и ток насыщения. При Ua=0 наблюдается анодный ток, т. е. некоторые электроны, эмиттируемые катодом, обладают энергией, достаточной для преодоления работы выхода и дости­жения анода без приложения электриче­ского поля.

Явление термоэлектронной эмиссии ис­пользуется в приборах, в которых необхо­димо получить поток электронов в вакуу­ме, например в электронных лампах, рен­тгеновских трубках, электронных микро­скопах и т. д. Электронные лампы широко применяются в электро- и радиотехнике, автоматике и телемеханике для выпрямле­ния переменных токов, усиления электри­ческих сигналов и переменных токов, гене­рирования электромагнитных колебаний и т. д. В зависимости от назначения в лампах используются дополнительные управляющие электроды.

2. Фотоэлектронная эмиссия —это эмиссия электронов из металла под действием света, а также коротковол­нового электромагнитного излучения (например, рентгеновского). Основные закономерности этого явления будут разобраны при рассмотрении фотоэлек­трического эффекта.

3. Вторичная электронная эмиссия —это испускание электронов поверхностью металлов, полупроводников или диэлек­триков при бомбардировке их пучком электронов. Вторичный электронный поток состоит из электронов, отраженных повер­хностью (упруго и неупруго отраженные электроны), и «истинно» вторичных элек­тронов — электронов, выбитых из металла, полупроводника или диэлектрика первич­ными электронами.

Отношение числа вторичных электро­нов n2 к числу первичных п1, вызвавших эмиссию, называется коэффициентом вто­ричной электронной эмиссии:

d=n2/n1.

Он зависит от природы мате­риала поверхности, энергии бомбардиру­ющих частиц и их угла падения на поверх­ность. У полупроводников и диэлектриков его значение больше, чем у металлов. Это объясняется тем, что в металлах, где концентрация электронов проводимости велика, вторич­ные электроны, часто сталкиваясь с ними, теряют свою энергию и не могут выйти из металла. В полупроводниках и диэлектри­ках же из-за малой концентрации элек­тронов проводимости столкновения вто­ричных электронов с ними происходят гораздо реже и вероятность выхода вторич­ных электронов из эмиттера возрастает в несколько раз.

Явление вторичной электронной эмис­сии используется в фотоэлектронных ум­ножителях(ФЭУ), применяемых для уси­ления слабых электрических токов.

4. Автоэлектронная эмиссия —это эмиссия электронов с поверхности метал­лов под действием сильного внешнего электрического поля. Эти явления можно наблюдать в откачанной трубке, конфигу­рация электродов которой (катод — острие, анод — внутренняя поверхность трубки) позволяет при напряжениях при­мерно 103 В получать электрические поля напряженностью примерно 107 В/м. При постепенном повышении напряжения уже при напряженности поля у поверхности катода примерно 105—106 В/м возникает слабый ток, обусловленный электронами, испускаемыми катодом. Сила этого тока увеличивается с повышением напряжения на трубке. Токи возникают при холодном катоде, поэтому описанное явление назы­вается также холодной эмиссией.Объяс­нение механизма этого явления возможно лишь на основе квантовой теории.