Какво означава термоемисия - Определение на думи

Енциклопедичен речник, 1998

излъчване на електрони от нагрети твърди тела или течности (емитери). Термионната емисия може да се разглежда като изпаряване на електрони от емитера. В повечето случаи термоелектронна емисия се наблюдава при температури доста над стайната. Използва се в електровакуумни устройства (катоди) и термоелектронни генератори.

Велика съветска енциклопедия

Ефект на Ричардсън, излъчване на електрони от нагрети тела (твърди тела, по-рядко течности) във вакуум или в различни среди. За първи път е изследван от О. У. Ричардсън през 1900-1901 г. може да се разглежда като процес на изпаряване на електрони в резултат на топлинното им възбуждане. За да излязат отвъд тялото (емитер), електроните трябва да преодолеят потенциалната бариера на границата на тялото; при ниски температури на тялото броят на електроните с достатъчна енергия за това е малък; с повишаване на температурата броят им се увеличава и T. e. увеличава (виж твърдо тяло). Основната характеристика на телата по отношение на T. e. е стойността на плътността на термоелектронния ток на насищане jo (Фиг. 1 ) при дадена температура. В T. e. във вакуума на хомогенни (по отношение на работата на работа) излъчватели в отсъствието на външни електрически полета, стойността j0 се определя от формулата на Ричардсън ≈ Дашман: .══(

Тук A ≈ константа на емитер (за метали в модела на Зомерфелд за свободни електрони: A = A0 = 4pek2m/h3 = 120,4 a/K2cm2, където e ≈ заряд на електрона, m ≈ неговата маса, k ≈ константа на Болцман, h ≈ константа на Планк), T ≈ температура на емитер в K, ═≈ средно за термо lectron ov с различни енергии коефициентът на отражение от потенциалната бариера на границата на емитера; ej ≈ работна функция. Излъчените електрони имат Максуелразпределение на началните скорости, съответстващи на температурата на излъчвателя.

В T. e. Във вакуум електроните образуват пространствен заряд близо до повърхността на излъчвателя, чието електрическо поле задържа електрони с ниски начални скорости. Следователно, за да се получи ток на насищане между емитера (катода) и колектора на електрони (анода), се създава електрическо поле, което компенсира полето на пространствения заряд. Нафиг. 1 показва характеристиката ток-напрежение на вакуумен диод с термоелектронен катод. Плътността на тока на насищане j0 се постига при потенциална разлика V0, чиято стойност се определя по формулата на Langmuir. При V V0 се свързва с ефекта на Шотки.Фиг. 1 показва, че термоелектронният ток може да тече и в отсъствието на външна емф. Това показва възможността за създаване на вакуумни термоелектронни преобразуватели на топлинна енергия в електрическа енергия. Във външни електрически полета със сила E ³ 106≈ 107 V / cm k T. e. добавя се тунелна емисия и T.e. преминава в термоемисия.

Стойността на j за метали и присъщи полупроводници може да се счита за линейно зависима от T в тесни температурни диапазони DT близо до избрания T0: j(T) = j(T0) + a(T≈ T0), където a ≈ температурен коефициент j в разглеждания температурен диапазон DT. В този случай формула (1) може да се запише като:

j0 = ApT2exp (≈ еjр/kT),═(

където Ap \u003d A (1≈) exp (≈ea / k) се нарича константа на Ричардсън на излъчвателя (хомогенна по отношение на работната функция); еjр = j(Т0) ≈ aT0; ej0 се нарича работна функция на Ричардсън. Тъй като в температурния диапазон от T \u003d 0 до T \u003d T0 a не остава постоянна, работната функция на Ричардсън се различава от истинската работна функция на електроните при температура T \u003d 0 K.графики на зависимост: In (j0/T2) =f (1/T) (графики на Ричардсън). За примесните полупроводници зависимостта j(T) е по-сложна и формулата за j0 се различава от (2).

За да се изключат стойностите A и , които са неизвестни за повечето емитери, които са включени във формула (1), и зависят не само от материала на емитера, но и от състоянието на неговата повърхност (определено експериментално), формулата се свежда до формата:

j = A0T2exp [≈ejpt(T)/kT].══(

Работната функция ejpt (T) се различава малко по големина от истинската работна функция на излъчвателя ej(T), но лесно се определя от измерените стойности на j0 и T; тя се нарича работа на работа за общия емисионен ток. Стойността на ejpt (T) е единствената характеристика на термионните свойства на излъчвателя и нейното познаване е достатъчно, за да се намери j0(T) (Фиг. 2 ).

Емитери, еднакви по j, са лицата на идеални монокристали, както чисти, така и покрити с равномерни филми от други вещества. Повечето от използваните в практиката емитери не са хомогенни, а се състоят от "петна" с различни j (емитери с поликристална структура; със структурни дефекти; двуфазен филм и др.). Контактните потенциални разлики между петната водят до появата на точкови контактни полета над излъчващата повърхност. Тези полета създават допълнителни бариери за излъчване на електрони от петна, където работната функция е по-малка от средната за повърхността, и причиняват аномалния ефект на Шотки. За да се опише T. e. за нехомогенни излъчватели осреднените емисионни характеристики се въвеждат във формула (1).

За да се получат токове с висока плътност, които са постоянни във времето, са необходими излъчватели с малки j и високи топлина на изпарение на материала; в някои случаи се налагат специални изисквания към термоемитери (химическа пасивност, устойчивост на корозия и др.). Високотака наречените ефективни катоди (бариев оксид, ториев оксид, хексабориди на алкалоземни и редкоземни метали и т.н.) и някои катоди от метален филм (например огнеупорни метали с филм от алкални, алкалоземни и редкоземни метали) имат термична способност.

Т. е. е в основата на работата на много електровакуумни и газоразрядни устройства и устройства.

Лит .: Reiman A. L., Термионна емисия, прев. от английски, M.≈ L., 1940; Гапонов V.I., Електроника, том 1, М., 1960; Добрецов Л. Н., Гомоюнова М. В., Емисионна електроника, Москва, 1966; Knol M., Eichmeyer I., Техническа електроника, прев. от немски, т. 1, М., 1971; Херинг К., Николие М., Термионна емисия, прев. от англ., М., 1950; 3андберг Е. Я., Йонов Н. И., Повърхностна йонизация, Москва, 1969; Фоменко В. С., Емисионни свойства на материалите, К., 1970 г.

Термоелектронна емисия (Ефект на Ричардсън,Ефект на Едисон ) е явление на изхвърляне на електрони от метал при висока температура. Концентрацията на свободни електрони в металите е доста висока, следователно, дори при средни температури, поради разпределението на електроните по скорости, някои електрони имат достатъчно енергия, за да преодолеят потенциалната бариера на металната граница. С повишаването на температурата броят на електроните, чиято кинетична енергия на топлинно движение е по-голяма от работната функция, се увеличава и явлението термоелектронна емисия става забележимо.

Изследване на законите на термоелектронната емисия може да се извърши с помощта на най-простата двуелектродна лампа - вакуумен диод, който е вакуумиран балон, съдържащ два електрода: катод К и анод А. В най-простия случай катодът е нишка, изработена от огнеупорен метал (например волфрам), нагрята от електрическитекущ. Анодът най-често е под формата на метален цилиндър, заобикалящ катода. Ако диодът е включен във веригата, тогава когато катодът се нагрее и към анода се приложи положително напрежение, в анодната верига на диода се появява ток. Ако полярността на батерията се обърне, токът спира, независимо колко силно се нагрява катода. Следователно катодът излъчва отрицателни частици - електрони.

Ако температурата на нагретия катод се поддържа постоянна и се премахне зависимостта на анодния ток от анодното напрежение - характеристиката ток-напрежение, тогава се оказва, че тя не е линейна, тоест законът на Ом не е изпълнен за вакуумен диод. Зависимостта на термоелектронния ток от анодното напрежение в областта на малки положителни стойности се описва от закона на трите секунди (установен от българския физик С. А. Богуславски и американския физик И. Лангмюър): I = BU, където B е коефициент, зависещ от формата и размера на електродите, както и от взаимното им разположение.

С увеличаване на анодното напрежение токът нараства до определена максимална стойност, нареченаток на насищане. Това означава, че почти всички електрони, напускащи катода, достигат до анода, така че по-нататъшното увеличаване на силата на полето не може да доведе до увеличаване на термоелектронния ток. Следователно плътността на тока на насищане характеризира емисионната способност на материала на катода. Формулата, първоначално получена от Ричардсън на базата на класическата електронна теория на металите, а след това усъвършенствана от българо-американския учен на базата на квантовата теория, се нарича уравнение на Ричардсън-Дешман.

Плътността на тока на насищане се определя от формулата на Ричардсън-Дешман, получена теоретично въз основа на квантовата статистика:

j = (1 − hRi)A ⋅ T ⋅ e, където

hRi - осреднено по спектъра на термоелектронитестойността на коефициента на отражение на електроните от потенциалния праг;
A е термоелектричната константа, равна на $120,4 \Big[ \cfrac \Big] ;$ в модела на свободните електрони според A. Sommerfeld $$A_0 = = 1,20173 \times 10^6\,\mathrm\,K^>;$$
qφ е работата на излизане на електроните, напускащи катода;

q е зарядът на електрона;

k е константата на Болцман;
e и m са зарядът и масата на електрона;
h е константата на Планк;
T е термодинамичната температура.

Намаляването на работната функция води до рязко увеличаване на плътността на тока на насищане. Поради това се използват оксидни катоди (например никел, покрит с оксид на алкалоземен метал), чиято работна функция е равна на.

Работата на много вакуумни електронни устройства и термоелектронни преобразуватели на енергия се основава на явлението термоелектронна емисия.

Транслитерация: termoelektronnaya emissiya Чете се отзад като: yaissime yaannortkeleomret Термионното излъчване се състои от 23 букви