ВОЗОБНОВЛЯЕМЫЕ ИСТОЧНИКИ ЭНЕРГИИ

ТЕРМОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ

На качественном уровне явление термоэлектронной эмиссии лег-

понять. В металлах или полупроводниках при температуре выше абсолютно - нуля свободные электроны находятся в состоянии хаотического движения, а функция распределения по скоростям является функцией температуры. При іаточно высокой температуре отдельные электроны обладают энергией, до - ' очной для того, чтобы преодолеть силы, которые удерживают их в твердом ■>е. Однако, недостаточно, чтобы электроны имели энергию, превышающую ргию вылета; они должны иметь избыток кинетической энергии, связанный компонентой скорости, нормальной к эмитирующей поверхности.

Ток термоэлектронной эмиссии экспоненциально зависит от ф и выражает - формулой

который за свои работы в области термоэлектронной эмиссии получил Н левскую премию по физике в 1928 г.

Характеристикой эмиссионной поверхности служит величина работы вы Так как она зависит от температуры, то соответствующий потенциал (эВ) мо быть выражен как

ф = ф0 + а(Г + а2Т2 + ....

Члены высокого порядка в соотношении (3) предположительно малы. П небрегая ими и оставляя только линейный член, получим уравнение Ричар на в виде

J0=AhT2exv - S-fo+щТ) = А^ exp^^-jr2 exp^-^-^-j = AT2 єхр|-^г)•

где

В принципе можно выбрать запись уравнения Ричардсона (1) в форме, исп зующей универсальную постоянную эмиссии, одинаковую для всех эмитте и работу выхода ф, зависящую не только от природы эмитирующей повер сти, но и от ее температуры. Либо записать уравнение Ричардсона в форме < в которой работа выхода не зависит от температуры и определяется только uj риалом эмиттера, в то время как константа эмиссии не зависит от температу но зависит от материала эмиттера. Первый вариант лучше описывает физическ природу термоэмиссионных явлений, а второй более удобен для практичьск использования. Экспериментальные данные по термоэлектронной эмиссии і лируются в виде значений А и ф0. Обычно нижний индекс 0 опускают, под мевая при этом, что во второй форме записи уравнения Ричардсона необході брать значение работы выхода при абсолютном нуле.

В табл. 6.1 представлены свойства некоторых материалов, используе в термоэмиссионных приборах. Работа выхода меняется в пределах от 1 эВ чуть больше 5 эВ, в то время как константа эмиссии А перекрывает значителг_ более широкий диапазон — от 100 до 600000 А[9] м-2 • К-2, что является рез» татом изменения температурного коэффициента для ф при переходе от одн материала к другому.

Необходимо подчеркнуть, что значение ф очень чувствительно к способу п готовки материала и состоянию его поверхности. Некоторые из табулированн величин относятся к монокристаллам представленных материалов с абсолю чистой поверхностью.

Работа выхода ф0, эВ

Постоянная эмиссии А, М-2 • К-2

Точка плавления, К

Т емпературный коэффициент, эВ/К

Th/W

Благодаря экспоненциальной зависимости от ф ток эмиссии более чувст телен к величине ф, чем к величине А. Например, плотность тока эмиттера ВаО + SrO при стандартной рабочей температуре 1150 К

/„ = 100 11502 expf--®^) = 4090 А • м~2.

у L 1 DU/C J

При той же температуре эмиттер из вольфрама может обеспечить гораздо ма ший ток, несмотря на то что константа эмиссии А у него в 6000 раз больше:

/п = 600 000 11502 ехр Г - = 1,3 -10“8 А • м"2.

0 Ч 1150* J

По этой причине эмиттеры из вольфрама работают при высоких температ)

Высокие температуры не единственный способ, с помощью которого мож получить электронную эмиссию. Существуют и другие механизмы, а имен' облучение фотонами (фотоэлектронная эмиссия), бомбардировка субатомны частицами, в частности эмитированными электронами (вторичная электрон эмиссия), использование сильных электрических полей, уже упоминавше выше (автоэлектронная эмиссия). Сильное электрическое поле в области эм тера может изменить значение тока эмиссии. Однако в большинстве термоэм сионных преобразователей электрические поля достаточно малы, что позвол пренебречь этим эффектом.