Emisjon av elektroner og ioner er frigjøring av ladede partikler som skjer ved grensesnittet mellom et fast stoff og et vakuum eller gass når emitteren utsettes for termisk oppvarming, lysstråling, elektron- eller ionbombardement, konstant eller høyfrekvent elektrisk felt, etc. .
Fenomenet med emisjon av elektroner til et vakuum fra et oppvarmet legeme kalles termionisk utslipp.
Det er slått fast at når T = 0 det kan ikke være emisjon av elektroner fra krystallen, siden energiene til selv de raskeste elektronene er utilstrekkelige til å overvinne potensialbarrieren ved dens grense.
Når et fast stoff varmes opp, øker vibrasjonsamplitudene til atomene i krystallgitteret. Med økende temperatur får et økende antall elektroner (fig. 2.10) tilstrekkelig energi til å overvinne potensialbarrieren ved grensen til et fast legeme med et vakuum.
Hvis hver kubikkmeter metall inneholder dn du, u,u frie elektroner med hastighetskomponenter fra u x før u x + du x, fra u y før u y + +du y og fra u z før u z + du z, (Hvor u x– hastighetskomponent i retning vinkelrett på overflaten av kroppen), da er fluksen av slike elektroner som ankommer overflaten lik
Bare elektroner hvis hastighetskomponent er i retning av X tilstrekkelig til å overvinne den potensielle barrieren, dvs.
For å bestemme antall elektroner som forlater 1 m2 av en metalloverflate per tidsenhet ved en gitt temperatur, er det nødvendig å erstatte elektri metallet i formelen og integrere det resulterende uttrykket.
I følge kvantemekanisk teori slipper ikke alle elektroner inn i vakuumet; det er en mulighet for deres refleksjon fra potensialbarrieren. Derfor introduseres begrepet åpenhet for barriere D.
Richardson-Deshman-ligningen bestemmer den termiske emisjonsstrømtettheten:
hvor er en universell konstant og ikke avhenger av typen emitter.
Fermi-energien bestemmes av relasjonen. Det kan sees at den ikke er avhengig av temperatur til en første tilnærming og derfor kan erstattes av den effektive arbeidsfunksjonen, da
hvor er arbeidsfunksjonen, uttrykt i joule.
Richardson-Deshman-ligningen viser at strømtettheten av termionisk emisjon fra en metalloverflate avhenger av temperaturen og den effektive arbeidsfunksjonen til materialet.
Ligningen for å bestemme termionisk emisjonsstrømtetthet gjelder ikke bare for metall, men også for halvlederkatoder av enhver type. Spesifisiteten er imidlertid at hvis i metaller, kan posisjonen til Fermi-nivået, til en første tilnærming, betraktes som uavhengig av temperatur og vurdere j eff. som en konstant for et gitt materiale, så i urenhetshalvledere avhenger posisjonen til Fermi-nivået av temperaturen. Temperaturkoeffisient for arbeidsfunksjon ( en) ble bestemt for metaller til å være êa½ ~ 10 –5. og halvledere a ~ 10 –4. Tatt i betraktning at koeffisienten er påvirket et stort nummer av faktorer og det er ingen presis definisjon av det, som bidrar med en ubetydelig del i å bestemme den termiske emisjonsstrømtettheten, vil vi bruke Richardson-Deshman-formelen for alle typer termioniske katoder.
I dag er fokus på termionisk utslipp. Varianter av navnet på effekten, dens manifestasjon i et medium og i et vakuum vurderes. Temperaturgrenser utforskes. De avhengige komponentene i metningsstrømtettheten til termionisk emisjon bestemmes.
Navn på termionisk emisjonseffekt
Begrepet "termionisk utslipp" har andre navn. Basert på navnene på forskerne som oppdaget og først studerte dette fenomenet, er det definert som Richardson-effekten eller Edison-effekten. Derfor, hvis en person møter disse to setningene i teksten til en bok, må han huske at den samme fysiske termen er underforstått. Forvirring ble forårsaket av uenighet mellom publikasjoner av innenlandske og utenlandske forfattere. Sovjetiske fysikere forsøkte å gi forklarende definisjoner til lovene.
Begrepet "termionisk utslipp" inneholder essensen av fenomenet. En person som ser denne setningen på siden forstår umiddelbart at vi snakker om temperaturutslipp av elektroner, men det forblir bak kulissene at dette sikkert skjer i metaller. Men det er derfor definisjoner eksisterer, for å avsløre detaljer. Utenlandsk vitenskap er svært følsom for forrang og opphavsrett. Derfor får en vitenskapsmann som var i stand til å registrere noe et navngitt fenomen, og fattige studenter må faktisk huske navnene på oppdagerne, og ikke bare essensen av effekten.
Bestemmelse av termionisk emisjon
Fenomenet termionisk utslipp er når elektroner frigjøres fra metaller ved høye temperaturer. Dermed er oppvarmet jern, tinn eller kvikksølv kilden til disse elementære partiklene. Mekanismen er basert på det faktum at det er en spesiell sammenheng i metaller: krystallgitteret til positivt ladede kjerner er så å si en felles base for alle elektroner som danner en sky inne i strukturen.
Blant de negativt ladede partiklene som er nær overflaten, vil det altså alltid være de som har nok energi til å forlate volumet, det vil si å overvinne den potensielle barrieren.
Termionisk emisjonseffekttemperatur
Takket være den metalliske bindingen vil det være elektroner nær overflaten av ethvert metall som har nok styrke til å overvinne den potensielle utgangsbarrieren. På grunn av den samme energispredningen bryter imidlertid en partikkel knapt vekk fra den krystallinske strukturen, mens den andre flyr ut og dekker en viss avstand, og ioniserer mediet rundt den. Det er klart at jo flere kelviner i mediet, jo flere elektroner får evnen til å forlate volumet av metallet. Dermed oppstår spørsmålet om hva som er temperaturen på termionisk utslipp. Svaret er ikke enkelt, og vi vil vurdere de nedre og øvre grensene for eksistensen av denne effekten.
Temperaturgrenser for termionisk utslipp
Sammenhengen mellom positive og negative partikler i metaller har en rekke trekk, blant annet en svært tett energifordeling. Elektroner, som er fermioner, okkuperer hver sin energinisje (i motsetning til bosoner, som alle kan være i samme tilstand). Til tross for dette er forskjellen mellom dem så liten at spekteret kan betraktes som kontinuerlig i stedet for diskret.
I sin tur fører dette til en høy tetthet av tilstander av elektroner i metaller. Men selv ved svært lave temperaturer nær absolutt null (husk at dette er null kelvin, eller omtrent minus to hundre og syttitre grader celsius) vil det være elektroner med høyere og lavere energier, siden de ikke alle kan være i den laveste tilstanden kl. samme tid. Dette betyr at det under visse forhold (tynn folie) svært sjelden vil bli observert frigjøring av et elektron fra metallet selv ved ekstremt lave temperaturer. Dermed kan den nedre grensen for termionisk utslippstemperatur anses å være en verdi nær absolutt null.
På den andre siden av temperaturskalaen er metallsmelting. I følge fysisk-kjemiske data er denne egenskapen forskjellig for alle materialer i denne klassen. Det er med andre ord ingen metaller med samme smeltepunkt. Kvikksølv eller væske under normale forhold går fra krystallinsk form allerede ved minus trettini grader Celsius, mens wolfram - ved tre og et halvt tusen. 
Imidlertid har alle disse grensene én ting til felles - metall slutter å være en solid kropp. Det betyr at lover og effekter endres. Og det er ikke nødvendig å si at termionisk utslipp eksisterer i smelten. Dermed blir den øvre grensen for denne effekten smeltetemperaturen til metallet.
Termionisk emisjon under vakuumforhold
Alt diskutert ovenfor relaterer seg til et fenomen i et medium (for eksempel i luft eller i en inert gass). La oss nå gå til spørsmålet om hva som er termionisk utslipp i et vakuum. For å gjøre dette, vil vi beskrive den enkleste enheten. En tynn metallstang plasseres i kolben som luften er pumpet ut fra, som den negative polen til strømkilden er koblet til. Merk at materialet må smelte ved høye nok temperaturer for ikke å miste sin krystallinske struktur under eksperimentet. Den således oppnådde katoden er omgitt av en sylinder av et annet metall og den positive polen er forbundet med den. Naturligvis er anoden også plassert i et vakuumfylt kar. Når kretsen er lukket, får vi en termionisk emisjonsstrøm.
Det er bemerkelsesverdig at under disse forholdene følger strømavhengigheten av spenning ved konstant katodetemperatur ikke Ohms lov, men loven til de tre andre. Den er også oppkalt etter Child (i andre versjoner Child-Langmuir og til og med Child-Langmuir-Boguslavsky), og i tyskspråklig vitenskapelig litteratur - Schottky-ligningen. Når spenningen i et slikt system øker, når alle elektronene som sendes ut fra katoden i et visst øyeblikk anoden. Dette kalles metningsstrøm. På strøm-spenningskarakteristikken kommer dette til uttrykk ved at kurven når et platå, og ytterligere spenningsøkning er ikke effektiv.
Termionisk utslippsformel
Dette er funksjonene som termionisk emisjon har. Formelen er ganske kompleks, så vi vil ikke presentere den her. I tillegg er det lett å finne i enhver oppslagsbok. Generelt er det ingen formel for termionisk utslipp som sådan; bare metningsstrømtettheten vurderes. Denne verdien avhenger av materialet (som bestemmer arbeidsfunksjonen) og den termodynamiske temperaturen. Alle andre komponenter i formelen er konstanter.
Mange enheter opererer basert på termionisk emisjon. For eksempel har gamle store TV-er og monitorer akkurat denne effekten.
Det har allerede blitt bemerket at når man krysser grensesnittet mellom en leder og et vakuum, endres intensiteten og induksjonen av det elektriske feltet brått. Spesifikke fenomener er knyttet til dette. Elektronet er fritt bare innenfor metallets grenser. Så snart den prøver å krysse «metall-vakuum»-grensen, oppstår det en Coulomb-tiltrekningskraft mellom elektronet og den overskytende positive ladningen som dannes på overflaten (fig. 6.1).
En elektronsky dannes nær overflaten, og et elektrisk dobbeltlag med en potensialforskjell () dannes ved grensesnittet. Potensielle hopp ved metallgrensen er vist i figur 6.2.
En potensiell energibrønn dannes i volumet som er okkupert av metallet, siden elektronene i metallet er frie og deres interaksjonsenergi med gittersteder er null. Utenfor metallet får elektronet energi W 0 . Dette er tiltrekningsenergien. For å forlate metallet må elektronet overvinne potensialbarrieren og utføre arbeid
| (6.1.1) |
Dette verket kalles arbeidsfunksjonen til et elektron som forlater et metall
. For å oppnå dette må elektronet tilføres tilstrekkelig energi. 
Termionisk utslipp
Verdien av arbeidsfunksjonen avhenger av stoffets kjemiske natur, av dets termodynamiske tilstand og av tilstanden til grensesnittet. Hvis energi som er tilstrekkelig til å utføre arbeidsfunksjonen tilføres elektronene ved oppvarming, da Prosessen med elektroner som forlater et metall kalles termionisk utslipp .
I klassisk termodynamikk er et metall representert som et ionisk gitter som inneholder en elektrongass. Det antas at samfunnet av frie elektroner adlyder lovene til en ideell gass. Følgelig, i samsvar med Maxwell-fordelingen, ved andre temperaturer enn 0 K, inneholder metallet et visst antall elektroner hvis termiske energi er større enn arbeidsfunksjonen. Disse elektronene forlater metallet. Økes temperaturen, øker også antallet slike elektroner.
Fenomenet med emisjon av elektroner fra oppvarmede legemer (emittere) til et vakuum eller annet medium kalles termionisk utslipp . Oppvarming er nødvendig slik at energien til termisk bevegelse av elektronet er tilstrekkelig til å overvinne kreftene til Coulomb-tiltrekning mellom et negativt ladet elektron og den positive ladningen indusert av det på metalloverflaten når den fjernes fra overflaten (fig. 6.1). I tillegg, ved en tilstrekkelig høy temperatur, dannes en negativt ladet elektronsky over metalloverflaten, som hindrer elektronet i å forlate metalloverflaten inn i vakuumet. Disse to og muligens andre årsaker bestemmer arbeidsfunksjonen til et elektron fra et metall.
Fenomenet termionisk utslipp ble oppdaget i 1883 av Edison, den berømte amerikanske oppfinneren. Han observerte dette fenomenet i et vakuumrør med to elektroder - en anode med positivt potensial og en katode med negativt potensial. Katoden til lampen kan være en glødetråd laget av et ildfast metall (wolfram, molybden, tantal, etc.), oppvarmet av en elektrisk strøm (fig. 6.3). En slik lampe kalles en vakuumdiode. Hvis katoden er kald, er det praktisk talt ingen strøm i katode-anodekretsen. Når katodetemperaturen øker, oppstår en elektrisk strøm i katode-anodekretsen, som er større jo høyere katodetemperaturen er. Ved konstant katodetemperatur øker strømmen i katode-anodekretsen med økende potensialforskjell U mellom katoden og anoden og kommer til en eller annen stasjonær verdi kalt metningsstrøm Jeg n. Hvori all termionikk som sendes ut av katoden når anoden. Anodestrømmen er ikke proporsjonal U, og derfor For en vakuumdiode gjelder ikke Ohms lov.
Figur 6.3 viser vakuumdiodekretsen og strøm-spenningskarakteristikk (volt-ampere-karakteristikk) Ia(Ua). Her U h – forsinkelsesspenning ved hvilken Jeg = 0.
Kaldt og eksplosivt utslipp
Elektronutslipp forårsaket av virkningen av elektriske feltkrefter på frie elektroner i et metall kalles kuldeutslipp eller feltelektronisk . Til dette må feltstyrken være tilstrekkelig og betingelsen være oppfylt
| (6.1.2) |
Her d– tykkelsen på det doble elektriske laget ved grensesnittet. Vanligvis i rene metaller og 
vi oppnår I praksis observeres kuldeutslipp ved en styrkeverdi i størrelsesorden Dette avviket tilskrives inkonsistensen av klassiske konsepter for å beskrive prosesser på mikronivå.
Feltutslipp kan observeres i et godt evakuert vakuumrør, hvis katode er en spiss, og anoden er en vanlig elektrode med en flat eller svakt buet overflate. Elektrisk feltstyrke på overflaten av spissen med krumningsradius r og potensial U i forhold til anoden er lik
Ved og , som vil føre til at det oppstår en svak strøm på grunn av feltemisjon fra katodeoverflaten. Styrken til utslippsstrømmen øker raskt med økende potensialforskjell U. I dette tilfellet er katoden ikke spesielt oppvarmet, og derfor kalles emisjonen kald.
Ved bruk av feltemisjon er det i prinsippet mulig å oppnå strømtetthet 
men dette krever emittere i form av en samling av et stort antall spisser, identiske i form (fig. 6.4), noe som er praktisk talt umulig, og i tillegg fører økning av strømmen til 10 8 A/cm 2 til eksplosiv ødeleggelse av spissene og hele emitteren.
AEE-strømtettheten under påvirkning av romladning er lik (Child-Langmuir-loven)
Hvor 
– proporsjonalitetskoeffisient bestemt av katodens geometri og materiale.
Enkelt sagt viser Childe-Langmuirs lov at strømtettheten er proporsjonal (lov på tre sekunder).
Feltemisjonsstrømmen, når energikonsentrasjonen i mikrovolum av katoden er opp til 10 4 J×m –1 eller mer (med en total energi på 10 -8 J), kan sette i gang en kvalitativt annen type emisjon, pga. eksplosjon av mikrospisser på katoden (Fig. 6.4).
I dette tilfellet vises en elektronstrøm, som er størrelsesordener større enn den opprinnelige strømmen - observert eksplosiv elektronemisjon (VEE). VEE ble oppdaget og studert ved Tomsk Polytechnic Institute i 1966 av et team med ansatte ledet av G.A. Måneder.
VEE er den eneste typen elektronemisjon som lar en oppnå elektronstrømmer med en effekt på opptil 10 13 W med en strømtetthet på opptil 10 9 A/cm 2 .
 |  |
|
| Ris. 6.4 | Ris. 6.5 |
VEE-strømmen er uvanlig i strukturen. Den består av individuelle deler av elektroner 10 11 ¸ 10 12 stykker, som har karakter av elektronskred, kalt ektoner(startbokstaver " eksplosjonssenter") (Fig. 6.5). Skreddannelsestid er 10 -9 ¸ 10 -8 s.
Utseendet til elektroner i ektonet er forårsaket av rask overoppheting av mikroseksjoner av katoden og er i hovedsak en type termionisk emisjon. Eksistensen av et ekton manifesteres i dannelsen av et krater på katodeoverflaten. Opphør av elektronemisjon i ektonet skyldes avkjøling av utslippssonen på grunn av termisk ledningsevne, en reduksjon i strømtetthet og fordampning av atomer.
Eksplosiv emisjon av elektroner og ektoner spiller en grunnleggende rolle i vakuumgnister og buer, ved lavtrykksutladninger, i komprimerte og høyfaste gasser, i mikrogap, d.v.s. hvor det er et elektrisk felt med høy intensitet ved katodeoverflaten.
Fenomenet eksplosiv elektronemisjon fungerte som grunnlaget for opprettelsen av pulserende elektrofysiske installasjoner, for eksempel høystrøms elektronakseleratorer, kraftige puls- og røntgenapparater og kraftige relativistiske mikrobølgegeneratorer. For eksempel har pulserende elektronakseleratorer en effekt på 10 13 W eller mer med en pulsvarighet på 10 -10 ¸ 10 -6 s, en elektronstrøm på 10 6 A og en elektronenergi på 10 4 ¸ 10 7 eV. Slike stråler er mye brukt til forskning innen plasmafysikk, strålingsfysikk og kjemi, for pumping av gasslasere, etc.
Fotoelektronutslipp
Fotoelektronutslipp (fotoeffekt) består av å "slå ut" elektroner fra et metall når det utsettes for elektromagnetisk stråling.
Oppsettdiagrammet for å studere den fotoelektriske effekten og strømspenningskarakteristikkene ligner de som er vist i figuren. 6.3. Her, i stedet for å varme opp katoden, rettes en strøm av fotoner eller γ-kvanter mot den (fig. 6.6).
Lovene for den fotoelektriske effekten er enda mer inkonsistente med den klassiske teorien enn når det gjelder kald emisjon. Av denne grunn vil vi vurdere teorien om den fotoelektriske effekten når vi diskuterer kvantekonsepter i optikk.
I fysiske instrumenter som registrerer γ - stråling, bruker de fotomultiplikatorrør (PMT). Enhetsdiagrammet er vist i figur 6.7.
Den bruker to utslippseffekter: fotoeffekt Og sekundær elektronemisjon, som består i å slå elektroner ut av et metall når det bombarderes med andre elektroner. Elektroner blir slått ut av lys fra fotokatoden ( FC). Hastighet mellom FC og den første senderen ( KS 1), får de energi som er tilstrekkelig til å slå ut et større antall elektroner fra neste emitter. Dermed oppstår multiplikasjonen av elektroner på grunn av en økning i antallet deres under den påfølgende passeringen av en potensiell forskjell mellom naboemittere. Den siste elektroden kalles kollektoren. Strømmen mellom siste emitter og solfangeren registreres. Dermed, PMT fungerer som en strømforsterker, og sistnevnte er proporsjonal med strålingen som innfaller på fotokatoden, som brukes til å vurdere radioaktivitet.
Termionisk utslipp
Termionisk utslipp (Richardson-effekten, Edison effekt) - fenomenet emisjon av elektroner fra oppvarmede legemer. Konsentrasjonen av frie elektroner i metaller er ganske høy, derfor, selv ved gjennomsnittstemperaturer, på grunn av fordelingen av elektronhastigheter (energi), har noen elektroner tilstrekkelig energi til å overvinne potensialbarrieren ved metallgrensen. Med økende temperatur øker antallet elektroner, hvis kinetiske energi til termisk bevegelse er større enn arbeidsfunksjonen, og fenomenet termionisk utslipp blir merkbart.
Studiet av lovene for termionisk emisjon kan utføres ved å bruke den enkleste to-elektrode lampen - en vakuumdiode, som er en evakuert sylinder som inneholder to elektroder: katode K og anode A. I det enkleste tilfellet er katoden en glødetråd laget av et ildfast metall (for eksempel wolfram), oppvarmet av en elektrisk strøm. Anoden har oftest form av en metallsylinder som omgir katoden. Hvis en diode er koblet til en krets, så når katoden varmes opp og en positiv spenning (i forhold til katoden) påføres anoden, oppstår det en strøm i anodekretsen til dioden. Hvis du endrer polariteten til batteriet, stopper strømmen, uansett hvor varm katoden er. Følgelig avgir katoden negative partikler - elektroner.
Hvis du holder temperaturen på den oppvarmede katoden konstant og fjerner anodestrømmens avhengighet av anodespenningen - strøm-spenningskarakteristikken - viser det seg at den ikke er lineær, det vil si at Ohms lov gjelder ikke for en vakuumdiode . Avhengigheten av den termioniske strømmen av anodespenningen i området med små positive verdier er beskrevet av loven til de tre andre (etablert av den russiske fysikeren S. A. Boguslavsky (1883-1923) og den amerikanske fysikeren I. Langmuir (1881) -1957)): , hvor B er en koeffisient avhengig av form og størrelse på elektrodene, så vel som deres relative plassering.
Når anodespenningen øker, øker strømmen til en viss maksimal verdi, kalt metningsstrømmen. Dette betyr at nesten alle elektronene som forlater katoden når anoden, så en ytterligere økning i feltstyrken kan ikke føre til en økning i termionisk strøm. Følgelig karakteriserer metningsstrømtettheten emissiviteten til katodematerialet. Metningsstrømtettheten bestemmes av Richardson-Deshman-formelen, utledet teoretisk på grunnlag av kvantestatistikk: , hvor A er arbeidsfunksjonen til elektroner fra katoden, T er den termodynamiske temperaturen, C er en konstant, teoretisk lik for alle metaller (dette er ikke bekreftet av eksperiment, som ifølge tilsynelatende forklares av overflateeffekter). En reduksjon i arbeidsfunksjonen fører til en kraftig økning i metningsstrømtettheten. Derfor brukes oksidkatoder (for eksempel nikkel belagt med et jordalkalimetalloksid), hvis arbeidsfunksjon er 1–1,5 eV.
Driften av mange elektroniske vakuumenheter er basert på fenomenet termionisk emisjon.
Litteratur
- Fysikkkurs Trofimova T.I.
Wikimedia Foundation. 2010.
- Curia-Muria
- tidevannskraftverk
Se hva "Termionisk emisjon" er i andre ordbøker:
UTSLIPP AV TERMISK ELEKTRON- emisjon av elektroner fra oppvarmede legemer (emittere) til et vakuum eller annet medium. Bare de elektronene kan forlate kroppen hvis energi er større enn energien til elektronet i ro utenfor emitteren (se Arbeidsfunksjon). Antallet slike elektroner (vanligvis elektroner... Fysisk leksikon
UTSLIPP AV TERMISK ELEKTRON- emisjon av elektroner fra oppvarmede legemer (emittere) til et vakuum eller annet medium. Bare de elektronene hvis energi er større enn energien til et elektron i hvile utenfor kroppen, kan forlate kroppen (se ARBEID VED EXIT). Antall slike elektroner under termodynamiske forhold. balanse, i... ... Fysisk leksikon
UTSLIPP AV TERMISK ELEKTRON- emisjon av elektroner fra oppvarmede faste stoffer eller væsker (emittere). Termionisk utslipp kan betraktes som fordampning av elektroner fra emitteren. I de fleste tilfeller observeres termionisk utslipp ved temperaturer... ... Stor encyklopedisk ordbok
termionisk utslipp- termionisk utslipp; industri termionisk utslipp Elektronutslipp forårsaket utelukkende av den termiske tilstanden (temperaturen) til et fast eller flytende legeme som sender ut elektroner ... Polyteknisk terminologisk forklarende ordbok
termionisk utslipp- Elektronutslipp skyldes kun temperaturen på elektroden. [GOST 13820 77] Emner: elektrovakuumenheter... Teknisk oversetterveiledning
UTSLIPP AV TERMISK ELEKTRON- TERMISK ELEKTRONEMISSJON, "fordampning" av ELEKTRONER fra overflaten av et stoff når det varmes opp... Vitenskapelig og teknisk encyklopedisk ordbok
UTSLIPP AV TERMISK ELEKTRON- emisjon av elektroner fra oppvarmede legemer (emittere) til et vakuum eller annet medium. Fenomenet observeres ved temperaturer betydelig over romtemperatur; i dette tilfellet tilegner en del av kroppens elektroner energi som overstiger (millioner like) arbeidsfunksjon... ... Big Polytechnic Encyclopedia
termionisk utslipp- utslipp av elektroner fra oppvarmede faste stoffer eller væsker (emittere). Termionisk emisjon kan betraktes som fordampning av elektroner ved deres termiske eksitasjon. I de fleste tilfeller observeres termionisk utslipp når... ... encyklopedisk ordbok
Termionisk utslipp- Richardson-effekten, utslipp av elektroner fra oppvarmede legemer (faste stoffer, sjeldnere væsker) inn i et vakuum eller i ulike miljøer. Først utforsket av O. W. Richardson i 1900 1901. T. e. kan betraktes som prosessen med fordampning av elektroner i... ... Stor sovjetisk leksikon
UTSLIPP AV TERMISK ELEKTRON- emisjon av elektroner fra en oppvarmet overflate. Allerede før 1750 var det kjent at nær oppvarmede faste stoffer, mister luft sin vanlige egenskap til å være en dårlig leder av elektrisitet. Årsaken til dette fenomenet forble imidlertid uklar frem til 1880-tallet. I et nummer ... ... Colliers leksikon
termionisk utslipp- termoelektroninė emisija statusas T sritis chemija apibrėžtis Elektronų spinduliavimas iš įkaitusių kietųjų kūnų arba skysčių. atitikmenys: engl. termoelektronisk emisjon rus. termionisk utslipp... Chemijos terminų aiškinamasis žodynas
Kontrollspørsmål .. 18
9. Laboratoriearbeid nr. 2. Studie av termionisk emisjon ved lave emisjonsstrømtettheter . 18
Arbeidsordre .. 19
Rapporteringskrav . 19
Kontrollspørsmål .. 19
Introduksjon
Emisjonselektronikk studerer fenomener knyttet til emisjon (utslipp) av elektroner fra et kondensert medium. Elektronutslipp oppstår i tilfeller der deler av elektronene i en kropp får, som et resultat av ytre påvirkning, energi som er tilstrekkelig til å overvinne potensialbarrieren ved grensen, eller hvis et eksternt elektrisk felt gjør det "gjennomsiktig" for deler av elektronene. Avhengig av arten av den ytre påvirkningen, er det:
- termionisk utslipp (oppvarming av kropper);
- sekundær elektronemisjon (bombardement av overflaten med elektroner);
- ione-elektronutslipp (bombardement av overflaten med ioner);
- fotoelektronutslipp (elektromagnetisk stråling);
- eksoelektronisk utslipp (mekanisk, termisk og andre typer overflatebehandling);
- feltemisjon (eksternt elektrisk felt) etc.
I alle fenomener der det er nødvendig å ta hensyn til enten utgangen av et elektron fra en krystall til det omkringliggende rommet, eller overgangen fra en krystall til en annen, får karakteristikken som kalles "Arbeidsfunksjon" avgjørende betydning. Arbeidsfunksjonen er definert som minimumsenergien som kreves for å fjerne et elektron fra et fast stoff og plassere det på et punkt der dets potensielle energi antas å være null. I tillegg til å beskrive ulike emisjonsfenomener, spiller begrepet arbeidsfunksjon en viktig rolle i å forklare forekomsten av en kontaktpotensialforskjell i kontakten mellom to metaller, et metall med en halvleder, to halvledere, samt galvaniske fenomener.
Retningslinjene består av to deler. Den første delen inneholder grunnleggende teoretisk informasjon om utslippsfenomener i faste stoffer. Hovedoppmerksomheten rettes mot fenomenet termionisk utslipp. Den andre delen gir en beskrivelse av laboratoriearbeid viet den eksperimentelle studien av termionisk emisjon, studiet av kontaktpotensialforskjell og fordelingen av arbeidsfunksjonen over overflaten av prøven.
Del 1. Grunnleggende teoretisk informasjon
1. Elektronarbeidsfunksjon. Påvirkning på arbeidsfunksjonen til overflatetilstanden
Det faktum at elektroner holdes inne i et fast stoff indikerer at det oppstår et retarderende felt i kroppens overflatelag, som hindrer elektroner i å forlate det inn i det omkringliggende vakuumet. En skjematisk representasjon av en potensiell barriere ved grensen til et fast stoff er vist i fig. 1. For å forlate krystallen må et elektron utføre arbeid lik arbeidsfunksjonen. Skille termodynamisk Og utvendig arbeidsfunksjon.
Den termodynamiske arbeidsfunksjonen er forskjellen mellom nullnivåenergien til vakuum og Fermi-energien til et fast stoff.
Ekstern arbeidsfunksjon (eller elektronaffinitet) er forskjellen mellom energien til nullvakuumnivået og energien til bunnen av ledningsbåndet (fig. 1).
|
Ris. 1. Form for krystallpotensial U langs linjen for plassering av ioner i krystallen og i området nær overflaten av krystallen: ionenes posisjoner er markert med prikker på den horisontale linjen; φ=- U /е – arbeidsfunksjonspotensial; E F – Fermi energi (negativ); E C– energi i bunnen av ledningsbåndet; W O – termodynamisk arbeidsfunksjon; W a – ekstern arbeidsfunksjon; det skraverte området representerer konvensjonelt fylte elektroniske tilstander |
Det er to hovedårsaker til fremveksten av en potensiell barriere på grensen til et fast stoff og vakuum. En av dem skyldes det faktum at et elektron som sendes ut fra en krystall induserer en positiv elektrisk ladning på overflaten. En tiltrekningskraft oppstår mellom elektronet og overflaten av krystallet (elektrisk bildekraft, se seksjon 5, fig. 12), og har en tendens til å returnere elektronet tilbake til krystallen. En annen grunn er på grunn av det faktum at elektroner, på grunn av termisk bevegelse, kan krysse overflaten av metallet og bevege seg bort fra det til korte avstander (i størrelsesorden atom). De danner et negativt ladet lag over overflaten. I dette tilfellet, etter at elektronene slipper ut, dannes et positivt ladet lag av ioner på overflaten av krystallen. Som et resultat dannes et elektrisk dobbeltlag. Det skaper ikke et felt i det ytre rom, men det krever også arbeid for å overvinne det elektriske feltet inne i selve dobbeltlaget.
Arbeidsfunksjonsverdien for de fleste metaller og halvledere er flere elektronvolt. For eksempel, for litium er arbeidsfunksjonen 2,38 eV, jern – 4,31 eV, germanium – 4,76 eV, silisium – 4,8 eV. I stor grad bestemmes arbeidsfunksjonsverdien av den krystallografiske orienteringen til enkeltkrystallflaten som elektronemisjon skjer fra. For (110)-planet av wolfram er arbeidsfunksjonen 5,3 eV; for (111) og (100)-planene er disse verdiene henholdsvis 4,4 eV og 4,6 eV.
Tynne lag avsatt på overflaten av krystallen har stor innflytelse på arbeidsfunksjonen. Atomer eller molekyler avsatt på overflaten av en krystall donerer ofte et elektron til den eller aksepterer et elektron fra den og blir ioner. I fig. Figur 2 viser energidiagrammet til et metall og et isolert atom for tilfellet når den termodynamiske arbeidsfunksjonen til et elektron fra metallet W 0 større enn ioniseringsenergi E ion av et atom avsatt på overflaten. I denne situasjonen er atomets elektron energetisk gunstig tunnel inn i metallet og gå ned i det til Fermi-nivået. Metalloverflaten dekket med slike atomer blir negativt ladet og danner et dobbelt elektrisk lag med positive ioner, hvis felt vil redusere metallets arbeidsfunksjon. I fig. 3 viser a en wolframkrystall belagt med et monolag av cesium. Her er situasjonen diskutert ovenfor realisert, siden energien E ion cesium (3,9 eV) er mindre enn arbeidsfunksjonen til wolfram (4,5 eV). I forsøk reduseres arbeidsfunksjonen mer enn tre ganger. Den motsatte situasjonen observeres hvis wolfram er dekket med oksygenatomer (fig. 3 b). Siden bindingen av valenselektroner i oksygen er sterkere enn i wolfram, når oksygen adsorberes på overflaten av wolfram, dannes det et elektrisk dobbeltlag, som øker metallets arbeidsfunksjon. Det vanligste tilfellet er når et atom avsatt på overflaten ikke fullstendig gir fra seg elektronet til metallet eller tar inn et ekstra elektron, men deformerer elektronskallet slik at atomene som er adsorbert på overflaten polariseres og blir elektriske dipoler (fig. 3c). Avhengig av orienteringen til dipolene avtar metallets arbeidsfunksjon (dipolenes orientering tilsvarer fig. 3c) eller øker.
2. Termionisk utslippsfenomen
Termionisk emisjon er en av typene elektronemisjon fra overflaten til et fast stoff. Ved termionisk emisjon er den ytre påvirkningen forbundet med oppvarming av faststoffet.
Fenomenet termionisk emisjon er utslipp av elektroner fra oppvarmede legemer (emittere) inn i et vakuum eller annet medium.
Under termodynamiske likevektsforhold, antall elektroner n(E), har energi i området fra E før E+d E, bestemmes av Fermi-Dirac-statistikken:
,(1)
Hvor g(E)– antall kvantetilstander som tilsvarer energi E; E F – Fermi energi; k– Boltzmann konstant; T– absolutt temperatur.
I fig. Figur 4 viser energidiagrammet til metallet og elektronenergifordelingskurvene ved T=0 K, ved lav temperatur T 1 og ved høye temperaturer T 2. Ved 0 K er energien til alle elektroner mindre enn Fermi-energien. Ingen av elektronene kan forlate krystallen og ingen termionisk emisjon observeres. Med økende temperatur øker antallet termisk eksiterte elektroner som er i stand til å forlate metallet, noe som forårsaker fenomenet termionisk utslipp. I fig. 4 dette illustreres ved at når T=T 2"halen" av distribusjonskurven går utover nullnivået til potensialbrønnen. Dette indikerer utseendet til elektroner med energi som overstiger høyden på potensialbarrieren.
For metaller er arbeidsfunksjonen flere elektronvolt. Energi k T selv ved temperaturer på tusenvis av Kelvin er en brøkdel av en elektronvolt. For rene metaller kan betydelig elektronemisjon oppnås ved en temperatur på ca. 2000 K. For eksempel, i ren wolfram, kan merkbar emisjon oppnås ved en temperatur på 2500 K.
For å studere termionisk emisjon er det nødvendig å skape et elektrisk felt på overflaten av et oppvarmet legeme (katode), som akselererer elektroner for å fjerne dem (suging) fra emitteroverflaten. Under påvirkning av et elektrisk felt begynner de utsendte elektronene å bevege seg og det dannes en elektrisk strøm, som kalles termionisk. For å observere termionisk strøm brukes vanligvis en vakuumdiode - et elektronrør med to elektroder. Katoden til lampen er en glødetråd laget av et ildfast metall (wolfram, molybden, etc.), oppvarmet av en elektrisk strøm. Anoden har vanligvis formen av en metallsylinder som omgir en oppvarmet katode. For å observere termionisk strøm, er dioden koblet til kretsen vist i fig. 5. Det er klart at styrken til den termioniske strømmen bør øke med økende potensialforskjell V mellom anoden og katoden. Denne økningen er imidlertid ikke proporsjonal V(Fig. 6). Ved å nå en viss spenning stopper økningen i termionisk strøm praktisk talt. Begrensningsverdien for den termioniske strømmen ved en gitt katodetemperatur kalles metningsstrømmen. Størrelsen på metningsstrømmen bestemmes av antall termioniske elektroner som er i stand til å forlate katodeoverflaten per tidsenhet. I dette tilfellet brukes alle elektronene som tilføres av termionisk emisjon fra katoden til å produsere en elektrisk strøm.
3. Avhengighet av termionstrøm på temperatur. Formel Richardson-Deshman
Ved beregning av den termioniske strømtettheten vi skal bruke elektrongassmodellen og bruke Fermi-Dirac-statistikk til det. Det er åpenbart at den termioniske strømtettheten bestemmes av tettheten til elektronskyen nær krystalloverflaten, som er beskrevet av formel (1). I denne formelen, la oss gå fra energifordelingen av elektroner til elektronmomentfordelingen. I dette tilfellet tar vi hensyn til de tillatte verdiene til elektronbølgevektoren k V k -plass er fordelt jevnt slik at for hver verdi k sto for bind 8 s 3 (for et krystallvolum lik én). Tatt i betraktning at elektronmomentet p =ћ k får vi at antall kvantetilstander i volumelementet til momentumrom dp xdp ydp z vil være lik
(2)
De to i telleren til formel (2) tar hensyn til to mulige verdier av elektronspinnet.
La oss rette aksen z rektangulært koordinatsystem normalt på katodeoverflaten (fig. 7). La oss velge et område med enhetsareal på overflaten av krystallen og bygge på det, som på en base, et rektangulært parallellepipedum med en sidekant v z =p z /m n(m n– effektiv elektronmasse). Elektroner bidrar til metningsstrømtettheten til komponenten v z aksehastighet z. Bidraget til strømtettheten fra ett elektron er lik
(3)
Hvor e– elektronladning.
Antall elektroner i parallellepipedet, hvis hastigheter er inneholdt i det betraktede intervallet:
For at krystallgitteret ikke skal ødelegges under emisjonen av elektroner, må en ubetydelig del av elektronene forlate krystallen. For dette, som formel (4) viser, må betingelsen være oppfylt HENNEF>> k T. For slike elektroner kan enhet i nevneren til formel (4) neglisjeres. Deretter transformeres denne formelen til formen
(5)
La oss nå finne antall elektroner dN i omfanget som vurderes, z-impulskomponenten som er inneholdt mellom R z Og R z +dp z. For å gjøre dette må det forrige uttrykket integreres over R x Og R y fra –∞ til +∞. Ved integrering bør det tas hensyn til det
,
og bruk tabellintegralen
,.
Som et resultat får vi
.(6)
La oss nå, ta i betraktning (3), finne tettheten til den termioniske strømmen skapt av alle elektronene i parallellepipedet. For å gjøre dette må uttrykk (6) integreres for alle elektroner hvis kinetiske energi er på Fermi-nivå E ≥E F +W 0 Bare slike elektroner kan forlate krystallen og bare de spiller en rolle i beregningen av termostrømmen. Komponenten av bevegelsesmengden til slike elektroner langs aksen Z må tilfredsstille betingelsen
.
Derfor er metningsstrømtettheten
Integrasjon utføres for alle verdier. La oss introdusere en ny integrasjonsvariabel
Deretter p z dp z =m n du Og
.(8)
Som et resultat får vi
,(9)
,(10)
hvor er konstanten
.
Likhet (10) kalles formelen Richardson-Deshman. Ved å måle tettheten til den termioniske metningsstrømmen kan man bruke denne formelen til å beregne konstanten A og arbeidsfunksjonen W 0 . For eksperimentelle beregninger, formelen Richardson-Deshman det er praktisk å representere det i skjemaet
I dette tilfellet viser grafen avhengigheten ln(js/T 2) fra 1 /T uttrykt med en rett linje. Fra skjæringspunktet mellom den rette linjen og ordinataksen beregnes ln EN , og av helningsvinkelen til den rette linjen bestemmes arbeidsfunksjonen (fig. 8).
4. Kontaktpotensialforskjell
La oss se på prosessene som oppstår når to elektroniske ledere, for eksempel to metaller, med forskjellige arbeidsfunksjoner nærmer seg og kommer i kontakt. Energidiagrammene for disse metallene er vist i fig. 9. La EF 1 Og EF 2 er Fermi-energien for henholdsvis første og andre metall, og W 01 Og W 02– deres arbeidsfunksjoner. I en isolert tilstand har metaller samme vakuumnivå og derfor forskjellige Fermi-nivåer. La oss for en visshet anta det W 01< W 02, da vil Fermi-nivået til det første metallet være høyere enn det andre (fig. 9 a). Når disse metallene kommer i kontakt motsatt de okkuperte elektroniske tilstandene i metall 1, er det ledige energinivåer metall 2. Derfor, når disse lederne kommer i kontakt, oppstår en resulterende strøm av elektroner fra leder 1 til leder 2. Dette fører til at den første lederen, som mister elektroner, blir positivt ladet, og den andre lederen øker ytterligere negativ ladning lades negativt. På grunn av lading skifter alle energinivåer av metall 1 ned, og metall 2 skifter opp. Prosessen med nivåforskyvning og prosessen med elektronovergang fra leder 1 til leder 2 vil fortsette inntil Fermi-nivåene til begge lederne er på linje (fig. 9 b). Som man kan se fra denne figuren, tilsvarer likevektstilstanden potensialforskjellen mellom nullnivåene til lederne 0 1 og 0 2:
.(11)
Potensiell forskjell V K.R.P kalt kontaktpotensialforskjell. Følgelig bestemmes kontaktpotensialforskjellen av forskjellen i arbeidsfunksjonen til elektroner fra kontaktlederne. Det oppnådde resultatet er gyldig for alle metoder for å utveksle elektroner mellom to materialer, inkludert ved termionisk emisjon i vakuum, gjennom en ekstern krets, etc. Lignende resultater oppnås når metall kommer i kontakt med en halvleder. Det oppstår en kontaktpotensialforskjell mellom metallene og halvlederen, som er omtrent i samme størrelsesorden som ved kontakt mellom to metaller (ca. 1 V). Den eneste forskjellen er at hvis hele kontaktpotensialforskjellen i ledere faller nesten på gapet mellom metallene, når et metall kommer i kontakt med en halvleder, faller hele kontaktpotensialforskjellen på halvlederen, der et tilstrekkelig stort lag er dannet, anriket eller utarmet for elektroner. Hvis dette laget er utarmet for elektroner (i tilfellet når arbeidsfunksjonen til en n-type halvleder er mindre enn arbeidsfunksjonen til metallet), så er et slikt lag kalt blokkering og en slik overgang vil ha retteegenskaper. Den potensielle barrieren som oppstår i den likeretterkontakt av et metall med en halvleder kalles Schottky-barrieren, og dioder som opererer på dens basis - Schottky dioder.
Volt-ampereKarakteristikker for en termionisk katode ved lave emisjonsstrømtettheter. Schottky-effekt
Hvis det skapes en potensialforskjell mellom den termioniske katoden og anoden til dioden (fig. 5) V, og forhindrer bevegelse av elektroner til anoden, vil bare de som flyr ut fra katoden med en reserve av kinetisk energi som ikke er mindre enn energien til det elektrostatiske feltet mellom anoden og katoden være i stand til å nå anoden, dvs. -e V(V< 0). For å gjøre dette må deres energi i den termioniske katoden ikke være mindre W 0 –еV. Deretter erstattes i formelen Richardson-Deshman (10) W 0 på W 0 –еV, får vi følgende uttrykk for den termiske emisjonsstrømtettheten:
,(12)
Her j S– metningsstrømtetthet. La oss ta logaritmen til dette uttrykket
.(13)
Ved et positivt potensial ved anoden lander alle elektroner som forlater den termioniske katoden på anoden. Derfor bør strømmen i kretsen ikke endres, forbli lik metningsstrømmen. Dermed, volt-ampere Karakteristikken (strømspenningskarakteristikk) til den termiske katoden vil ha formen vist i fig. 10 (kurve a).
En lignende strøm-spenningskarakteristikk observeres bare ved relativt lave emisjonsstrømtettheter og høye positive potensialer ved anoden, når en betydelig elektronromladning ikke oppstår nær den emitterende overflaten. Strømspenningskarakteristikker til den termioniske katoden tar hensyn til romladningen, diskutert i avsnitt. 6.
La oss merke oss et annet viktig trekk ved strømspenningskarakteristikken ved lave emisjonsstrømtettheter. Konklusjonen er at termostrømmen når metning kl V=0, er kun gyldig for tilfellet når katode- og anodematerialene har samme termodynamiske arbeidsfunksjon. Hvis arbeidsfunksjonene til katoden og anoden ikke er like, vises en kontaktpotensialforskjell mellom anoden og katoden. I dette tilfellet, selv i fravær av et eksternt elektrisk felt ( V=0) det er et elektrisk felt mellom anoden og katoden på grunn av kontaktpotensialforskjellen. For eksempel hvis W 0k< W 0a da vil anoden lades negativt i forhold til katoden. For å ødelegge kontaktpotensialforskjellen, bør en positiv forspenning påføres anoden. Derfor volt-ampere karakteristikken til den varme katoden forskyves med mengden av kontaktpotensialforskjellen mot det positive potensialet (fig. 10, kurve b). Med et omvendt forhold mellom W 0k Og W 0a retningen for forskyvningen av strøm-spenningskarakteristikken er motsatt (kurve c i fig. 10).
Konklusjon om uavhengigheten til metningsstrømtettheten ved V>0 er svært idealisert. I reelle strøm-spenningskarakteristikker for termionisk emisjon observeres en svak økning i termionisk emisjonsstrøm med økende V i metningsmodus, som er forbundet med Schottky-effekt(Fig. 11).
Schottky-effekten er en reduksjon i arbeidsfunksjonen til elektroner fra faste stoffer under påvirkning av et eksternt akselererende elektrisk felt.
For å forklare Schottky-effekten, vurder kreftene som virker på et elektron nær overflaten av en krystall. I samsvar med loven om elektrostatisk induksjon induseres overflateladninger med motsatt fortegn på overflaten av krystallen, som bestemmer interaksjonen mellom elektronet og overflaten av krystallen. I samsvar med metoden for elektriske bilder erstattes virkningen av reelle overflateladninger på et elektron med virkningen av en fiktiv poeng positivt lade +e, plassert i samme avstand fra krystalloverflaten som elektronet, men på motsatt side av overflaten (fig. 12). Deretter, i samsvar med Coulombs lov, kraften til interaksjon mellom to punktladninger
,(14)
Her ε o– elektrisk konstant: X er avstanden mellom elektronet og overflaten av krystallen.
Den potensielle energien til et elektron i det elektriske bildekraftfeltet, hvis det telles fra nullvakuumnivået, er lik
.(15)
Potensiell energi til et elektron i et eksternt akselererende elektrisk felt E
Total potensiell energi til et elektron
.(17)
En grafisk bestemmelse av den totale energien til et elektron lokalisert nær overflaten av krystallen er vist i fig. 13, som tydelig viser en reduksjon i arbeidsfunksjonen til et elektron fra krystallen. Den totale elektronpotensialenergikurven (heltrukken kurve i fig. 13) når et maksimum ved punktet x m:
.(18)
Dette punktet er 10 Å fra overflaten ved en ekstern feltstyrke » 3× 106 V/cm.
På punktet X m total potensiell energi lik reduksjonen i den potensielle barrieren (og derfor reduksjonen i arbeidsfunksjonen),
.(19)
Som et resultat av Schottky-effekten øker den termiske diodestrømmen ved en positiv spenning ved anoden med økende anodespenning. Denne effekten manifesterer seg ikke bare når elektroner sendes ut i et vakuum, men også når de beveger seg gjennom metall-halvleder- eller metall-isolator-kontakter.
6. Strømmer i vakuum begrenset av plasslading. Loven om "tre sekunder"
Ved høye termioniske emisjonsstrømtettheter er strøm-spenningskarakteristikken betydelig påvirket av den volumetriske negative ladningen som oppstår mellom katoden og anoden. Denne negative bulkladningen forhindrer at elektroner som slipper ut fra katoden når anoden. Dermed viser anodestrømmen seg å være mindre enn elektronemisjonsstrømmen fra katoden. Når et positivt potensial påføres anoden, reduseres den ekstra potensialbarrieren ved katoden som skapes av romladningen, og anodestrømmen øker. Dette er et kvalitativt bilde av innflytelsen av romladning på strømspenningskarakteristikken til en termisk diode. Denne problemstillingen ble teoretisk utforsket av Langmuir i 1913.
La oss beregne, under en rekke forenklede forutsetninger, avhengigheten av den termiske diodestrømmen av den eksterne potensialforskjellen påført mellom anoden og katoden og finne fordelingen av feltet, potensialet og elektronkonsentrasjonen mellom anoden og katoden, under hensyntagen til plassladingen.
|
Ris. 14. Til konklusjonen av loven om "tre sekunder" |
|
La oss anta at diodeelektrodene er flate. Med liten avstand mellom anode og katode d de kan betraktes som uendelig store. Vi plasserer opprinnelsen til koordinatene på overflaten av katoden, og aksen X La oss rette den vinkelrett på denne overflaten mot anoden (fig. 14). Vi vil holde katodetemperaturen konstant og lik T. Elektrostatisk feltpotensial j , som eksisterer i rommet mellom anoden og katoden, vil være en funksjon av bare én koordinat X. Han må tilfredsstille Poissons ligning
,(20)
Her r – volumetrisk ladningstetthet; n– elektronkonsentrasjon; j , r Og n er funksjoner til koordinaten X.
Tatt i betraktning at strømtettheten mellom katoden og anoden
og elektronhastigheten v kan bestemmes ut fra ligningen
Hvor m– elektronmasse, ligning (20) kan transformeres til formen
, 
.(21)
Denne ligningen må suppleres med randbetingelser
Disse grensebetingelsene følger av at potensialet og den elektriske feltstyrken ved katodeoverflaten må forsvinne. Multiplisere begge sider av ligning (21) med dj /dx, vi får
.(23)
Vurderer
(24a)
Og 
,(24b)
vi skriver (23) i skjemaet
.(25)
Nå kan vi integrere begge sider av ligning (25) over X fra 0 til den verdien x, hvor potensialet er likt j . Da tar vi hensyn til grensebetingelser (22), får vi
Integrering av begge deler (27) fra X=0, j =0 til X=1, j= V a, vi får
.(28)
Ved å kvadrere begge sider av likhet (28) og uttrykke strømtettheten j fra EN ifølge (21), får vi
.(30)
Formel (29) kalles Langmuirs «tre-sekunders lov».
Denne loven er gyldig for elektroder med vilkårlig form. Uttrykket for den numeriske koeffisienten avhenger av formen på elektrodene. Formlene oppnådd ovenfor gjør det mulig å beregne fordelingen av potensial, elektrisk feltstyrke og elektrontetthet i rommet mellom katoden og anoden. Integrasjon av uttrykk (26) som strekker seg fra X=0 til verdien når potensialet er likt j , fører til relasjonen
de. potensialet varierer proporsjonalt med avstanden fra katoden X til makten 4/3. Derivat dj/ dx karakteriserer den elektriske feltstyrken mellom elektrodene. I henhold til (26), størrelsen på den elektriske feltstyrken E ~X 19. Til slutt elektronkonsentrasjonen
(32)
og ifølge (31) n(x)~ (1/x) 2/9 .
Avhengigheter j (X ), E(X) Og n(X) er vist i fig. 15. Hvis X→0, da tenderer konsentrasjonen til uendelig. Dette er en konsekvens av å neglisjere de termiske hastighetene til elektroner ved katoden. I en reell situasjon, under termionisk emisjon, forlater elektroner katoden ikke med null hastighet, men med en viss begrenset emisjonshastighet. I dette tilfellet vil anodestrømmen eksistere selv om det er et lite omvendt elektrisk felt nær katoden. Følgelig kan volumladningstettheten endres til slike verdier at potensialet nær katoden synker til negative verdier (fig. 16). Når anodespenningen øker, synker minimumspotensialet og nærmer seg katoden (kurve 1 og 2 i fig. 16). Ved tilstrekkelig høy spenning ved anoden smelter minimumspotensialet sammen med katoden, feltstyrken ved katoden blir null og avhengigheten j (X) tilnærminger (29), beregnet uten å ta hensyn til de innledende elektronhastighetene (kurve 3 i fig. 16). Ved høye anodespenninger er romladningen nesten fullstendig oppløst og potensialet mellom katode og anode endres etter en lineær lov (kurve 4, fig. 16).
Dermed skiller potensialfordelingen i interelektroderommet, tatt i betraktning de innledende elektronhastighetene, seg betydelig fra det som er grunnlaget for den idealiserte modellen når man utleder "tre sekunders" loven. Dette fører til en endring og avhengighet av anodestrømtettheten. Beregning som tar hensyn til de innledende elektronhastighetene for tilfellet med potensialfordelingen vist i fig. 17, og for sylindriske elektroder gir følgende avhengighet for den totale termioniske emisjonsstrømmen Jeg (Jeg=jS, Hvor S– tverrsnittsareal av termostrømmen):
.(33)
Alternativer x m Og Vm bestemt av typen avhengighet j (X), deres betydning er tydelig fra fig. 17. Parameter X m lik avstanden fra katoden der potensialet når sin minimumsverdi = Vm. Faktor C(x m), unntatt x m, avhenger av radiene til katoden og anoden. Ligning (33) er gyldig for små endringer i anodespenningen, fordi Og X m Og Vm, som diskutert ovenfor, avhenger av anodespenningen.
Dermed er loven om "tre sekunder" ikke universell; den er bare gyldig i et relativt smalt område av spenninger og strømmer. Imidlertid er det et tydelig eksempel på det ikke-lineære forholdet mellom strøm og spenning i en elektronisk enhet. Ikke-lineariteten til strømspenningskarakteristikken er den viktigste egenskapen til mange elementer i radio- og elektriske kretser, inkludert elementer av solid-state elektronikk.
Del 2. Laboratoriearbeid
7. Eksperimentelt oppsett for å studere termionisk emisjon
Laboratoriearbeid nr. 1 og 2 utføres på én laboratorieinstallasjon, implementert på grunnlag av et universelt laboratoriestativ. Installasjonsskjemaet er vist i fig. 18. Måleseksjonen inneholder en EL vakuumdiode med direkte eller indirekte oppvarmet katode. Frontpanelet til måleseksjonen viser kontaktene til glødetråden "Incandescent", anoden "Anode" og katoden "Cathode". Filamentkilden er en stabilisert likestrømskilde av type B5-44A. I-ikonet i diagrammet indikerer at kilden fungerer i gjeldende stabiliseringsmodus. Prosedyren for å arbeide med en likestrømkilde finner du i den tekniske beskrivelsen og bruksanvisningen for denne enheten. Lignende beskrivelser er tilgjengelige for alle elektriske måleinstrumenter som brukes i laboratoriearbeid. Anodekretsen inkluderer en stabilisert likestrømkilde B5-45A og et universelt digitalt voltmeter B7-21A, brukt i likestrømsmålemodus for å måle anodestrømmen til den termiske dioden. For å måle anodespenningen og katodevarmestrømmen kan du bruke enheter innebygd i strømkilden eller koble til et ekstra voltmeter RV7-32 for en mer nøyaktig måling av spenningen ved katoden.
Måleseksjonen kan inneholde vakuumdioder med forskjellige arbeidskatodefilamentstrømmer. Ved nominell filamentstrøm fungerer dioden i modusen for å begrense anodestrømmen ved romladning. Denne modusen er nødvendig for å utføre laboratoriearbeid nr. 1. Laboratoriearbeid nr. 2 utføres ved reduserte filamentstrømmer, når påvirkning av romladning er ubetydelig. Når du stiller inn filamentstrømmen, bør du være spesielt forsiktig, fordi Overskudd av filamentstrømmen over dens nominelle verdi for et gitt vakuumrør fører til utbrenning av katodefilamentet og svikt i dioden. Derfor, når du forbereder deg til arbeid, sørg for å sjekke med læreren eller ingeniøren din verdien av driftsglødetrådstrømmen til dioden som brukes i arbeidet; sørg for å skrive ned dataene i arbeidsboken og bruke dem når du lager en rapport om laboratoriearbeid.
8. Laboratoriearbeid nr. 1. Studerer innflytelsen av romladning på volt-amperetermiske strømegenskaper
Formålet med arbeidet: eksperimentell studie av avhengigheten av termionisk emisjonsstrøm på anodespenningen, bestemmelse av eksponenten i "tre-sekunders" loven.
Volt-ampere Karakteristikken til termionisk emisjonsstrøm er beskrevet av loven om "tre sekunder" (se avsnitt 6). Denne modusen for diodedrift skjer ved tilstrekkelig høye katodefilamentstrømmer. Vanligvis, ved nominell filamentstrøm, er vakuumdiodestrømmen begrenset av romladning.
Forsøksoppsettet for å utføre dette laboratoriearbeidet er beskrevet i Sect. 7. Under arbeid er det nødvendig å måle strøm-spenningskarakteristikken til dioden ved nominell glødetrådsstrøm. Verdien av driftsstrømskalaen til vakuumrøret som brukes bør tas fra en lærer eller ingeniør og skrives ned i en arbeidsbok.
Arbeidsordre
1. Gjør deg kjent med beskrivelsen og prosedyren for bruk av instrumentene som er nødvendige for driften av forsøksoppsettet. Sett sammen kretsen i henhold til fig. 18. Installasjonen kan kobles til nettverket kun etter å ha kontrollert riktigheten av den sammensatte kretsen av en ingeniør eller lærer.
2. Slå på strømforsyningen til katodefilamentstrømmen og still inn den nødvendige filamentstrømmen. Siden når filamentstrømmen endres, endres temperaturen og motstanden til filamentet, noe som igjen fører til en endring i filamentstrømmen, må justeringen utføres ved hjelp av metoden for suksessive tilnærminger. Etter at justeringen er fullført, må du vente ca. 5 minutter før glødetrådstrømmen og katodetemperaturen har stabilisert seg.
3. Koble en konstantspenningskilde til anodekretsen og mål strøm-spenningskarakteristikken punkt for punkt ved å endre spenningen ved anoden. Ta strømspenningskarakteristikken i området 0...25 V, hver 0,5...1 V.
Ia(V a), Hvor Ia– anodestrøm, V a– anodespenning.
5. Hvis området for endringer i anodespenningen anses å være lite, er verdiene x m, C(x,n) Og Vm, inkludert i formel (33), kan tas konstant. For øvrig V a størrelse Vm kan neglisjeres. Som et resultat blir formel (33) transformert til formen (etter overgang fra termostrømtettheten j til hans full mening Jeg)
6. Bestem verdien fra formel (34). MED for tre maksimale verdier av anodespenningen på strøm-spenningskarakteristikken. Beregn det aritmetiske gjennomsnittet av de oppnådde verdiene. Sett denne verdien inn i formel (33), bestem verdien Vm for tre minimumsspenningsverdier ved anoden og beregn den aritmetiske middelverdien Vm.
7. Bruke den oppnådde verdien Vm, plott avhengigheten av ln Ia fra ln( V a+|Vm|). Bestem graden av avhengighet fra tangenten til vinkelen til denne grafen Ia(V a + Vm). Den skal være nær 1,5.
8. Utarbeid en rapport om arbeidet.
Rapporteringskrav
5. Konklusjoner på arbeidet.
Kontrollspørsmål
1. Hva kalles fenomenet termionisk emisjon? Definer arbeidsfunksjonen til et elektron. Hva er forskjellen mellom termodynamisk og ekstern arbeidsfunksjon?
2. Forklar årsakene til fremveksten av en potensiell barriere ved fast-vakuum-grensen.
3. Forklar, basert på energidiagrammet til metallet og elektronenergifordelingskurven, den termiske emisjonen av elektroner fra metallet.
4. Under hvilke forhold observeres termionstrøm? Hvordan kan du observere termionstrøm? Hvordan avhenger den termiske diodestrømmen av det påførte elektriske feltet?
5. Angi loven Richardson-Deshman
6. Forklar det kvalitative bildet av påvirkningen av en negativ volumladning på strøm-spenningskarakteristikken til en termisk diode. Formuler Langmuirs "tre sekunders" lov.
7. Hva er fordelingen av potensial, elektrisk feltstyrke og elektrontetthet i rommet mellom katoden og anoden ved strømmer begrenset av romladning?
8. Hva er avhengigheten av den termiske emisjonsstrømmen av spenningen mellom anode og katode, tatt i betraktning romladningen og innledende elektronhastigheter? Forklar betydningen av parameterne som bestemmer denne avhengigheten;
9. Forklar utformingen av forsøksoppsettet for å studere termionisk emisjon. Forklar formålet med individuelle elementer i kretsen.
10. Forklar metoden for eksperimentelt å bestemme eksponenten i loven om "tre-sekunder".
9. Laboratoriearbeid nr. 2. Studie av termionisk emisjon ved lave emisjonsstrømtettheter
Hensikten med arbeidet: å studere strøm-spenningskarakteristikkene til en termisk diode ved lav katodevarmestrøm. Bestemmelse fra eksperimentelle resultater av kontaktpotensialforskjellen mellom katoden og anoden, katodetemperaturen.
Ved lave termiske strømtettheter volt-ampere karakteristikken har et karakteristisk utseende med et bøyningspunkt som tilsvarer modulen til kontaktpotensialforskjellen mellom katoden og anoden (fig. 10). Katodetemperaturen kan bestemmes som følger. La oss gå videre til ligning (12), som beskriver strøm-spenningskarakteristikken for termionisk emisjon ved lave strømtettheter, fra termostrømtettheten j til sin fulle verdi Jeg(j=JEG/S, Hvor S– termostrømmens tverrsnittsareal). Så får vi
Hvor ER– metningsstrøm.
Tar vi logaritmer av (35), har vi
.(36)
I den grad ligning (36) beskriver strøm-spenningskarakteristikken i området til venstre for infleksjonspunktet, er det for å bestemme katodetemperaturen nødvendig å ta hvilke som helst to punkter i dette området med anodestrømmer jeg en 1, jeg en 2 og anodespenninger U en 1, U en 2 hhv. Deretter, ifølge ligning (36),
Herfra får vi arbeidsformelen for katodetemperaturen
.(37)
Arbeidsordre
For å utføre laboratoriearbeid må du:
1. Gjør deg kjent med beskrivelsen og prosedyren for bruk av instrumentene som er nødvendige for driften av forsøksoppsettet. Sett sammen kretsen i henhold til fig. 18. Installasjonen kan kobles til nettverket bare etter å ha kontrollert riktigheten av den sammensatte kretsen av en ingeniør eller lærer.
2. Slå på strømforsyningen til katodefilamentstrømmen og still inn den nødvendige filamentstrømmen. Etter innstilling av strømmen må du vente ca. 5 minutter før glødetrådstrømmen og katodetemperaturen stabiliserer seg.
3. Koble en konstantspenningskilde til anodekretsen og mål strøm-spenningskarakteristikken punkt for punkt ved å endre spenningen ved anoden. Volt-ampere ta karakteristikken i området 0...5 V hver 0,05...0,2 V.
4. Presenter måleresultatene på en graf i l-koordinater Ia(V a), Hvor Ia– anodestrøm, V a– anodespenning. Siden kontaktpotensialforskjellen i dette arbeidet bestemmes grafisk, bør skalaen langs den horisontale aksen velges slik at nøyaktigheten av bestemmelsen V K.R.P var ikke mindre enn 0,1 V.
5. Bruk infleksjonspunktet til strøm-spenningskarakteristikken, og bestem kontaktpotensialforskjellen mellom anoden og katoden.
6. Bestem katodetemperaturen for tre par punkter på den skråstilte lineære seksjonen av strøm-spenningskarakteristikken til venstre for vendepunktet. Katodetemperaturen skal beregnes ved hjelp av formel (37). Beregn gjennomsnittstemperaturen fra disse dataene.
7. Utarbeid en rapport om arbeidet.
Rapporteringskrav
Rapporten er utarbeidet på et standardark med A4-papir og skal inneholde:
1. Grunnleggende informasjon om teorien.
2. Diagram over forsøksoppsettet og dets korte beskrivelse.
3. Resultater av målinger og beregninger.
4. Analyse av de oppnådde eksperimentelle resultatene.
5. Konklusjoner på arbeidet.
Kontrollspørsmål
1. List opp typene elektronemisjon. Hva forårsaker frigjøring av elektroner i hver type elektronemisjon?
2. Forklar fenomenet termionisk emisjon. Definer arbeidsfunksjonen til et elektron fra et fast stoff. Hvordan kan vi forklare eksistensen av en potensiell barriere ved fast-vakuum-grensen?
3. Forklar, basert på energidiagrammet til metallet og elektronenergifordelingskurven, den termiske emisjonen av elektroner fra metallet.
4. Oppgi loven Richardson-Deshman. Forklar den fysiske betydningen av mengdene som inngår i denne loven.
5. Hva er egenskapene til strøm-spenningskarakteristikkene til den termioniske katoden ved lave emisjonsstrømtettheter? Hvordan påvirker kontaktpotensialforskjellen mellom katoden og anoden den?
6. Hva er Schottky-effekten? Hvordan forklares denne effekten?
7. Forklar reduksjonen i potensialbarrieren for elektroner under påvirkning av et elektrisk felt.
8. Hvordan vil katodetemperaturen bli bestemt i denne laboratoriet?
9. Forklar metoden for å bestemme kontaktpotensialforskjellen i dette arbeidet.
10. Forklar diagrammet og formålet med individuelle elementer i laboratorieoppsettet.