Emission av elektroner och joner är frigörandet av laddade partiklar som sker i gränssnittet mellan ett fast ämne och ett vakuum eller gas när emittern utsätts för termisk uppvärmning, ljusstrålning, elektron- eller jonbombardement, konstant eller högfrekvent elektriskt fält, etc. .

Fenomenet med emission av elektroner till ett vakuum av en uppvärmd kropp kallas termionisk emission.

Det har konstaterats att när T = 0 det kan inte ske emission av elektroner från kristallen, eftersom energierna hos även de snabbaste elektronerna är otillräckliga för att övervinna potentialbarriären vid dess gräns.

När ett fast ämne värms upp ökar vibrationsamplituderna för kristallgittrets atomer. Med ökande temperatur får ett ökande antal elektroner (fig. 2.10) tillräckligt med energi för att övervinna potentialbarriären vid gränsen till en fast kropp med ett vakuum.

Om varje kubikmeter metall innehåller dn du, u,u fria elektroner med hastighetskomponenter från u x innan u x + du x, från u y innan u y + +du y och från u z innan u z + du z, (Var u x– hastighetskomponent i riktningen vinkelrät mot kroppens yta), då är flödet av sådana elektroner som kommer till ytan lika med

Endast elektroner vars hastighetskomponent är i riktning mot X tillräckligt för att övervinna den potentiella barriären, dvs.

För att bestämma antalet elektroner som lämnar 1 m2 av en metallyta per tidsenhet vid en given temperatur, är det nödvändigt att ersätta elektronhastighetsfördelningsfunktionen i metallen i formeln och integrera det resulterande uttrycket.

Enligt kvantmekanisk teori flyr inte alla elektroner in i vakuumet, det finns en möjlighet för deras reflektion från potentialbarriären. Därför introduceras begreppet transparens för barriär D.

Richardson-Deshman-ekvationen bestämmer den termiska emissionsströmtätheten:

där är en universell konstant och beror inte på typen av sändare.

Fermienergin bestäms av relationen. Det kan ses att den inte beror på temperaturen till en första approximation och därför kan ersättas av den effektiva arbetsfunktionen, då

var är arbetsfunktionen, uttryckt i joule.

Richardson-Deshmans ekvation visar att strömtätheten för termionemission från en metallyta beror på temperaturen och materialets effektiva arbetsfunktion.

Ekvationen för att bestämma termionisk emissionsströmtäthet är tillämpbar inte bara på metall utan också på halvledarkatoder av vilken typ som helst. Specificiteten är dock att om i metaller läget för Fermi-nivån, till en första approximation, kan anses vara oberoende av temperatur och överväga j eff. som en konstant för ett givet material, beror läget för Fermi-nivån i föroreningshalvledare på temperaturen. Temperaturkoefficient för arbetsfunktion ( a) bestämdes för metaller att vara êa½ ~ 10 –5. och halvledare a ~ 10 –4. Med tanke på att koefficienten påverkas Ett stort antal faktorer och det finns ingen exakt definition av det, vilket bidrar till en obetydlig del vid bestämning av den termiska emissionsströmtätheten, kommer vi att använda Richardson-Deshmans formel för alla typer av termioniska katoder.

Idag ligger fokus på termionemission. Varianter av effektens namn, dess manifestation i ett medium och i ett vakuum beaktas. Temperaturgränser utforskas. De beroende komponenterna i mättnadsströmtätheten för termionisk emission bestäms.

Namn på termionisk emissionseffekt

Termen "termionisk emission" har andra namn. Baserat på namnen på forskarna som upptäckte och först studerade detta fenomen, definieras det som Richardson-effekten eller Edison-effekten. Således, om en person möter dessa två fraser i texten i en bok, måste han komma ihåg att samma fysiska term antyds. Förvirring orsakades av oenighet mellan publikationer av inhemska och utländska författare. Sovjetiska fysiker försökte ge förklarande definitioner till lagarna.

Termen "termionisk emission" innehåller essensen av fenomenet. En person som ser den här frasen på sidan förstår omedelbart att vi pratar om temperaturemission av elektroner, men det förblir bakom kulisserna att detta verkligen händer i metaller. Men det är därför definitioner finns, för att avslöja detaljer. Utländsk vetenskap är mycket känslig för företräde och upphovsrätt. Därför får en vetenskapsman som kunde spela in något ett namngivet fenomen, och fattiga studenter måste faktiskt memorera namnen på upptäckarna, och inte bara essensen av effekten.

Bestämning av termionisk emission

Fenomenet termionemission är när elektroner frigörs från metaller vid höga temperaturer. Således är uppvärmt järn, tenn eller kvicksilver källan till dessa elementära partiklar. Mekanismen bygger på det faktum att det finns en speciell koppling i metaller: kristallgittret av positivt laddade kärnor är så att säga en gemensam bas för alla elektroner som bildar ett moln inuti strukturen.

Bland de negativt laddade partiklarna som är nära ytan kommer det alltså alltid att finnas de som har tillräckligt med energi för att lämna volymen, det vill säga att övervinna den potentiella barriären.

Termionisk emissionseffekttemperatur

Tack vare den metalliska bindningen kommer det att finnas elektroner nära ytan på vilken metall som helst som har tillräckligt med styrka för att övervinna den potentiella utgångsbarriären. Men på grund av samma energispridning bryter en partikel knappt loss från den kristallina strukturen, medan den andra flyger ut och täcker ett visst avstånd, och joniserar mediet runt sig själv. Uppenbarligen, ju fler kelviner i mediet, desto fler elektroner får förmågan att lämna metallens volym. Därför uppstår frågan om vad temperaturen för termionemission är. Svaret är inte enkelt, och vi kommer att överväga de nedre och övre gränserna för förekomsten av denna effekt.

Temperaturgränser för termionemission

Sambandet mellan positiva och negativa partiklar i metaller har ett antal egenskaper, bland annat en mycket tät energifördelning. Elektroner, som är fermioner, upptar var och en sin egen energinisch (till skillnad från bosoner, som alla kan vara i samma tillstånd). Trots detta är skillnaden mellan dem så liten att spektrumet kan betraktas som kontinuerligt snarare än diskret.

Detta leder i sin tur till en hög densitet av tillstånd av elektroner i metaller. Men även vid mycket låga temperaturer nära absolut noll (kom ihåg att detta är noll kelvin, eller ungefär minus tvåhundrasjuttiotre grader Celsius) kommer det att finnas elektroner med högre och lägre energier, eftersom de inte alla kan vara i det lägsta tillståndet vid samtidigt. Detta innebär att under vissa förhållanden (tunn folie) mycket sällan kommer frigörandet av en elektron från metallen att observeras även vid extremt låga temperaturer. Således kan den nedre gränsen för termionemissionstemperatur anses vara ett värde nära absolut noll.

På andra sidan temperaturskalan ligger metallsmältning. Enligt fysikalisk-kemiska data skiljer sig denna egenskap för alla material i denna klass. Det finns med andra ord inga metaller med samma smältpunkt. Kvicksilver eller vätska under normala förhållanden går från kristallin form redan vid minus trettionio grader Celsius, medan volfram - vid tre och ett halvt tusen.

Alla dessa gränser har dock en sak gemensamt - metall upphör att vara en solid kropp. Det innebär att lagar och effekter förändras. Och det finns ingen anledning att säga att termionemission finns i smältan. Den övre gränsen för denna effekt blir således metallens smälttemperatur.

Termionisk emission under vakuum

Allt som diskuterats ovan hänför sig till ett fenomen i ett medium (till exempel i luft eller i en inert gas). Låt oss nu övergå till frågan om vad som är termionisk emission i ett vakuum. För att göra detta kommer vi att beskriva den enklaste enheten. En tunn metallstav placeras i kolven från vilken luften har pumpats ut, till vilken strömkällans negativa pol är ansluten. Observera att materialet måste smälta vid tillräckligt höga temperaturer för att inte förlora sin kristallina struktur under experimentet. Den sålunda erhållna katoden omges av en cylinder av en annan metall och den positiva polen är ansluten till den. Naturligtvis är anoden också placerad i ett vakuumfyllt kärl. När kretsen är sluten får vi en termionisk emissionsström.

Det är anmärkningsvärt att under dessa förhållanden följer strömberoendet av spänning vid en konstant katodtemperatur inte Ohms lag, utan lagen för de tre andra. Den är också uppkallad efter Child (i andra versioner Child-Langmuir och även Child-Langmuir-Boguslavsky), och i tyskspråkig vetenskaplig litteratur - Schottky-ekvationen. När spänningen i ett sådant system ökar, når alla elektroner som emitteras från katoden i ett visst ögonblick anoden. Detta kallas mättnadsström. På ström-spänningskarakteristiken uttrycks detta i det faktum att kurvan når en platå, och ytterligare ökning av spänningen är inte effektiv.

Termionisk emissionsformel

Det här är egenskaperna som termionisk emission har. Formeln är ganska komplex, så vi kommer inte att presentera den här. Dessutom är det lätt att hitta i vilken uppslagsbok som helst. I allmänhet finns det ingen formel för termionisk emission som sådan, endast mättnadsströmdensiteten beaktas. Detta värde beror på materialet (som bestämmer arbetsfunktionen) och den termodynamiska temperaturen. Alla andra komponenter i formeln är konstanter.

Många enheter fungerar baserat på termionisk emission. Till exempel har gamla stora TV-apparater och bildskärmar exakt denna effekt.

Det har redan noterats att när man korsar gränssnittet mellan en ledare och ett vakuum, ändras intensiteten och induktionen av det elektriska fältet abrupt. Specifika fenomen är förknippade med detta. Elektronen är fri endast inom metallens gränser. Så fort den försöker passera "metall-vakuum"-gränsen, uppstår en Coulomb-attraktionskraft mellan elektronen och den överskjutande positiva laddningen som bildas på ytan (Fig. 6.1).

Ett elektronmoln bildas nära ytan och ett elektriskt dubbelskikt med en potentialskillnad () bildas vid gränsytan. Potentiella hopp vid metallgränsen visas i figur 6.2.

En potentiell energibrunn bildas i den volym som upptas av metallen, eftersom elektronerna inom metallen är fria och deras interaktionsenergi med gitterställen är noll. Utanför metallen får elektronen energi W 0 . Detta är attraktionsenergin. För att lämna metallen måste elektronen övervinna potentialbarriären och utföra arbete

(6.1.1)

Detta arbete kallas arbetsfunktionen hos en elektron som lämnar en metall . För att åstadkomma detta måste elektronen förses med tillräcklig energi.

Termionisk emission

Värdet av arbetsfunktionen beror på ämnets kemiska natur, på dess termodynamiska tillstånd och på gränsytans tillstånd. Om energi som är tillräcklig för att utföra arbetsfunktionen ges till elektronerna genom uppvärmning, då Processen att elektroner lämnar en metall kallas termionisk emission .

I klassisk termodynamik representeras en metall som ett jongitter som innehåller en elektrongas. Man tror att samhället av fria elektroner lyder lagarna för en ideal gas. Följaktligen, i enlighet med Maxwell-fördelningen, vid andra temperaturer än 0 K, innehåller metallen ett visst antal elektroner vars termiska energi är större än arbetsfunktionen. Dessa elektroner lämnar metallen. Om temperaturen höjs ökar också antalet sådana elektroner.

Fenomenet med emission av elektroner från uppvärmda kroppar (emittrar) till ett vakuum eller annat medium kallas termionisk emission . Uppvärmning är nödvändig så att energin från termisk rörelse hos elektronen är tillräcklig för att övervinna krafterna från Coulomb-attraktion mellan en negativt laddad elektron och den positiva laddning som induceras av den på metallytan när den tas bort från ytan (Fig. 6.1). Vid en tillräckligt hög temperatur skapas dessutom ett negativt laddat elektronmoln ovanför metallytan, vilket hindrar elektronen från att lämna metallytan in i vakuumet. Dessa två och möjligen andra orsaker bestämmer arbetsfunktionen hos en elektron från en metall.

Fenomenet termionemission upptäcktes 1883 av Edison, den berömda amerikanska uppfinnaren. Han observerade detta fenomen i ett vakuumrör med två elektroder - en anod med positiv potential och en katod med negativ potential. Lampans katod kan vara en glödtråd gjord av en eldfast metall (volfram, molybden, tantal, etc.), uppvärmd av en elektrisk ström (fig. 6.3). En sådan lampa kallas en vakuumdiod. Om katoden är kall finns det praktiskt taget ingen ström i katod-anodkretsen. När katodtemperaturen ökar uppstår en elektrisk ström i katod-anodkretsen, som är högre ju högre katodtemperaturen är. Vid konstant katodtemperatur ökar strömmen i katod-anodkretsen med ökande potentialskillnad U mellan katoden och anoden och kommer till något stationärt värde som kallas mättnadsström jag n. Vart i all termionik som emitteras av katoden når anoden. Anodströmmen är inte proportionell U, och därför För en vakuumdiod gäller inte Ohms lag.

Figur 6.3 visar vakuumdiodkretsen och ström-spänningsegenskaper (volt-ampere-egenskaper) jag a(Ua). Här U h – fördröjningsspänning vid vilken jag = 0.

Kallt och explosivt utsläpp

Elektronemission orsakad av inverkan av elektriska fältkrafter på fria elektroner i en metall kallas kall emission eller fältelektronisk . För detta måste fältstyrkan vara tillräcklig och villkoret vara uppfyllt

(6.1.2)

Här d– tjockleken på det dubbla elektriska lagret vid gränssnittet. Vanligtvis i rena metaller och vi får I praktiken observeras köldemission vid ett hållfasthetsvärde av storleksordningen.Denna diskrepans tillskrivs inkonsekvensen av klassiska begrepp för att beskriva processer på mikronivå.

Fältemission kan observeras i ett väl evakuerat vakuumrör, vars katod är en spets, och anoden är en vanlig elektrod med en plan eller lätt krökt yta. Elektrisk fältstyrka på spetsens yta med krökningsradie r och potential U i förhållande till anoden är lika

Vid och , vilket kommer att leda till uppkomsten av en svag ström på grund av fältemission från katodytan. Styrkan på emissionsströmmen ökar snabbt med ökande potentialskillnad U. I det här fallet är katoden inte speciellt uppvärmd, varför emissionen kallas kall.

Med hjälp av fältemission är det i princip möjligt att erhålla strömtäthet men detta kräver sändare i form av en samling av ett stort antal spetsar, identiska till formen (fig. 6.4), vilket är praktiskt taget omöjligt, och dessutom leder en ökning av strömmen till 10 8 A/cm 2 till explosiv förstörelse av spetsarna och hela sändaren.

AEE-strömtätheten under påverkan av rymdladdning är lika med (Child-Langmuir lag)

Var – Proportionalitetskoefficient som bestäms av katodens geometri och material.

Enkelt uttryckt visar Childe-Langmuirs lag att strömtätheten är proportionell (lag om tre sekunder).

Fältemissionsströmmen, när katodens energikoncentration i mikrovolymer är upp till 10 4 J×m –1 eller mer (med en total energi på 10 -8 J), kan initiera en kvalitativt annan typ av emission, p.g.a. explosion av mikrospetsar på katoden (Fig. 6.4).

I det här fallet uppträder en elektronström, som är storleksordningar större än den initiala strömmen - observerade explosiv elektronemission (VEE). VEE upptäcktes och studerades vid Tomsk Polytechnic Institute 1966 av ett team av anställda under ledning av G.A. månader.

VEE är den enda typen av elektronemission som gör att man kan erhålla elektronflöden med en effekt på upp till 10 13 W med en strömtäthet på upp till 10 9 A/cm 2 .

	Ris. 6.4	Ris. 6.5

VEE-strömmen är ovanlig till sin struktur. Den består av individuella delar av elektroner 10 11 ¸ 10 12 stycken, som har karaktären av elektronlaviner, kallade ektoner(initialbokstäver" explosiv centrum") (Fig. 6.5). Lavinbildningstiden är 10 -9 ¸ 10 -8 s.

Uppkomsten av elektroner i ektonen orsakas av snabb överhettning av mikrosektioner av katoden och är i huvudsak en typ av termionisk emission. Förekomsten av en ekton manifesteras i bildandet av en krater på katodytan. Upphörandet av elektronemission i ektonen beror på kylning av emissionszonen på grund av värmeledningsförmåga, en minskning av strömtätheten och avdunstning av atomer.

Explosiva emissioner av elektroner och ektoner spelar en grundläggande roll i vakuumgnistor och ljusbågar, vid lågtrycksurladdningar, i komprimerade och höghållfasta gaser, i mikrogap, d.v.s. där det finns ett högintensivt elektriskt fält vid katodytan.

Fenomenet explosiv elektronemission tjänade som grunden för skapandet av pulsade elektrofysiska installationer, såsom högströmselektronacceleratorer, kraftfulla pulsade och röntgenapparater och kraftfulla relativistiska mikrovågsgeneratorer. Till exempel har pulsade elektronacceleratorer en effekt på 10 13 W eller mer med en pulslängd på 10 -10 ¸ 10 -6 s, en elektronström på 10 6 A och en elektronenergi på 10 4 ¸ 10 7 eV. Sådana strålar används i stor utsträckning för forskning inom plasmafysik, strålningsfysik och kemi, för att pumpa gaslasrar, etc.

Fotoelektronemission

Fotoelektronemission (fotoeffekt) består av att "slå ut" elektroner från en metall när den utsätts för elektromagnetisk strålning.

Inställningsdiagrammet för att studera den fotoelektriska effekten och ström-spänningsegenskaperna liknar de som visas i figuren. 6.3. Här, istället för att värma katoden, riktas en ström av fotoner eller γ-kvanta mot den (fig. 6.6).

Lagarna för den fotoelektriska effekten är ännu mer oförenliga med den klassiska teorin än i fallet med kall emission. Av denna anledning kommer vi att överväga teorin om den fotoelektriska effekten när vi diskuterar kvantkoncept inom optik.

I fysiska instrument som registrerar γ - strålning använder de fotomultiplikatorrör (PMT). Enhetsdiagrammet visas i figur 6.7.

Den använder två emissionseffekter: fotoeffekt Och sekundär elektronemission, som består av att slå ut elektroner ur en metall när den bombarderas med andra elektroner. Elektroner slås ut av ljus från fotokatoden ( FC). Hastighet mellan FC och den första sändaren ( KS 1), får de tillräckligt med energi för att slå ut ett större antal elektroner från nästa sändare. Således uppstår multiplikationen av elektroner på grund av en ökning av deras antal under den successiva passagen av en potentialskillnad mellan närliggande sändare. Den sista elektroden kallas kollektorn. Strömmen mellan den sista sändaren och kollektorn registreras. Således, PMT fungerar som en strömförstärkare, och den senare är proportionell mot den strålning som infaller på fotokatoden, som används för att bedöma radioaktivitet.

Termionisk emission

Termionisk emission (Richardson effekt, Edison effekt) - fenomenet emission av elektroner från uppvärmda kroppar. Koncentrationen av fria elektroner i metaller är ganska hög, därför, även vid medeltemperaturer, på grund av fördelningen av elektronhastigheter (energi), har vissa elektroner tillräcklig energi för att övervinna potentialbarriären vid metallgränsen. Med ökande temperatur ökar antalet elektroner, vars kinetiska energi för termisk rörelse är större än arbetsfunktionen, och fenomenet termionisk emission blir märkbart.

Studiet av lagarna för termionisk emission kan utföras med den enklaste lampan med två elektroder - en vakuumdiod, som är en evakuerad cylinder som innehåller två elektroder: katod K och anod A. I det enklaste fallet är katoden en glödtråd gjord av en eldfast metall (till exempel volfram), uppvärmd av en elektrisk ström. Anoden har oftast formen av en metallcylinder som omger katoden. Om en diod är ansluten till en krets, när katoden värms upp och en positiv spänning (relativt katoden) appliceras på anoden, uppstår en ström i diodens anodkrets. Om du byter polaritet på batteriet stannar strömmen, oavsett hur varm katoden är. Följaktligen avger katoden negativa partiklar - elektroner.

Om du håller temperaturen på den uppvärmda katoden konstant och tar bort anodströmmens beroende av anodspänningen - ström-spänningskarakteristiken - visar det sig att den inte är linjär, det vill säga Ohms lag gäller inte för en vakuumdiod . Beroendet av den termioniska strömmen på anodspänningen i området med små positiva värden beskrivs av lagen om de andra tre (etablerad av den ryske fysikern S. A. Boguslavsky (1883-1923) och den amerikanske fysikern I. Langmuir (1881) -1957)): , där B är en koefficient beroende på form och storlek på elektroderna, såväl som deras relativa position.

När anodspänningen ökar, ökar strömmen till ett visst maxvärde, som kallas mättnadsströmmen. Detta innebär att nästan alla elektroner som lämnar katoden når anoden, så en ytterligare ökning av fältstyrkan kan inte leda till en ökning av termionström. Följaktligen kännetecknar mättnadsströmtätheten emissiviteten hos katodmaterialet. Mättnadsströmtätheten bestäms av Richardson-Deshmans formel, teoretiskt härledd på basis av kvantstatistik: , där A är arbetsfunktionen för elektroner från katoden, T är den termodynamiska temperaturen, C är en konstant, teoretiskt densamma för alla metaller (detta bekräftas inte av experiment, vilket enligt tydligen förklaras av yteffekter). En minskning av arbetsfunktionen leder till en kraftig ökning av mättnadsströmdensiteten. Därför används oxidkatoder (till exempel nickel belagda med en alkalisk jordartsmetalloxid), vars arbetsfunktion är 1–1,5 eV.

Funktionen hos många elektroniska vakuumanordningar är baserad på fenomenet termionisk emission.

Litteratur

• Fysikkurs Trofimova T.I.

Wikimedia Foundation. 2010.

• Curia-Muria
• tidvattenkraftverk

Se vad "Termionic emission" är i andra ordböcker:

TERMISK ELEKTRONUTSLÄPP- emission av elektroner från uppvärmda kroppar (emittrar) till ett vakuum eller annat medium. Endast de elektroner kan lämna kroppen vars energi är större än energin hos elektronen i vila utanför emittern (se Arbetsfunktion). Antalet sådana elektroner (vanligtvis elektroner... Fysisk uppslagsverk

TERMISK ELEKTRONUTSLÄPP- emission av elektroner från uppvärmda kroppar (emittrar) till ett vakuum eller annat medium. Endast de elektroner vars energi är större än energin hos en elektron i vila utanför kroppen kan lämna kroppen (se ARBETE AV EXIT). Antalet sådana elektroner under termodynamiska förhållanden. balans, i... ... Fysisk uppslagsverk

TERMISK ELEKTRONUTSLÄPP- Emission av elektroner från upphettade fasta ämnen eller vätskor (emittrar). Termionisk emission kan betraktas som avdunstning av elektroner från emittern. I de flesta fall observeras termionemission vid temperaturer... ... Stor encyklopedisk ordbok

termionisk emission- termionisk emission; industri termionisk emission Elektronemission orsakad enbart av det termiska tillståndet (temperaturen) hos en fast eller flytande kropp som avger elektroner ... Yrkeshögskoleterminologiskt förklarande ordbok

termionisk emission- Elektronemission beror endast på elektrodens temperatur. [GOST 13820 77] Ämnen: elektrovakuumanordningar... Teknisk översättarguide

TERMISK ELEKTRONUTSLÄPP- TERMISK ELEKTRONEMISSION, "avdunstning" av ELEKTRONER från ytan av ett ämne när det värms upp... Vetenskaplig och teknisk encyklopedisk ordbok

TERMISK ELEKTRONUTSLÄPP- emission av elektroner från uppvärmda kroppar (emittrar) till ett vakuum eller annat medium. Fenomenet observeras vid temperaturer betydligt över rumstemperatur; i detta fall får en del av kroppens elektroner energi som överstiger (miljoner lika) arbetsfunktion... ... Big Polytechnic Encyclopedia

termionisk emission- emission av elektroner från upphettade fasta ämnen eller vätskor (emitter). Termionisk emission kan betraktas som avdunstning av elektroner vid deras termiska excitation. I de flesta fall observeras termionisk emission när... ... encyklopedisk ordbok

Termionisk emission- Richardsoneffekt, emission av elektroner från upphettade kroppar (fasta ämnen, mer sällan vätskor) till ett vakuum eller i olika miljöer. Utforskades först av O. W. Richardson 1900 1901. T. e. kan betraktas som processen för avdunstning av elektroner i... ... Stora sovjetiska encyklopedien

TERMISK ELEKTRONUTSLÄPP- emission av elektroner från en uppvärmd yta. Redan före 1750 var det känt att nära uppvärmda fasta ämnen förlorar luft sin vanliga egenskap att vara en dålig ledare av elektricitet. Men orsaken till detta fenomen förblev oklar fram till 1880-talet. I ett antal... ... Colliers uppslagsverk

termionisk emission- termoelektroninė emisija statusas T sritis chemija apibrėžtis Elektronų spinduliavimas iš įkaitusių kietųjų kūnų arba skysčių. atitikmenys: engl. termoelektronisk emission rus. termionisk emission... Chemijos terminų aiškinamasis žodynas

Kontrollfrågor .. 18

9. Laborationer nr 2. Studie av termionisk emission vid låga emissionsströmtätheter . 18

Arbetsorder .. 19

Rapportkrav . 19

Kontrollfrågor .. 19

Introduktion

Emissionselektronik studerar fenomen associerade med emission (emission) av elektroner från ett kondenserat medium. Elektronemission uppstår i de fall då en del av en kropps elektroner, som ett resultat av yttre påverkan, får tillräckligt med energi för att övervinna potentialbarriären vid dess gräns, eller om ett externt elektriskt fält gör det "transparent" för en del av elektronerna. Beroende på arten av den yttre påverkan finns det:

• termionisk emission (uppvärmning av kroppar);
• sekundär elektronemission (beskjutning av ytan med elektroner);
• jon-elektronemission (bombardering av ytan med joner);
• fotoelektronemission (elektromagnetisk bestrålning);
• exoelektroniska emission (mekanisk, termisk och andra typer av ytbehandling);
• fältemission (externt elektriskt fält) etc.

I alla fenomen där det är nödvändigt att ta hänsyn till antingen en elektrons utträde från en kristall till det omgivande rummet, eller övergången från en kristall till en annan, får egenskapen som kallas "Arbetsfunktion" avgörande betydelse. Arbetsfunktionen definieras som den minsta energi som krävs för att avlägsna en elektron från en fast substans och placera den vid en punkt där dess potentiella energi antas vara noll. Förutom att beskriva olika emissionsfenomen spelar begreppet arbetsfunktion en viktig roll för att förklara förekomsten av en kontaktpotentialskillnad i kontakten mellan två metaller, en metall med en halvledare, två halvledare, samt galvaniska fenomen.

Riktlinjerna består av två delar. Den första delen innehåller grundläggande teoretisk information om emissionsfenomen i fasta ämnen. Den huvudsakliga uppmärksamheten ägnas åt fenomenet termionisk emission. Den andra delen ger en beskrivning av laboratoriearbete som ägnas åt den experimentella studien av termionisk emission, studien av kontaktpotentialskillnad och fördelningen av arbetsfunktionen över provets yta.

Del 1. Grundläggande teoretisk information

1. Elektronarbetsfunktion. Påverkan på yttillståndets arbetsfunktion

Det faktum att elektroner hålls kvar inuti en fast substans indikerar att ett retarderande fält uppstår i kroppens ytskikt, vilket hindrar elektroner från att lämna det i det omgivande vakuumet. En schematisk representation av en potentiell barriär vid gränsen för ett fast ämne visas i fig. 1. För att lämna kristallen måste en elektron utföra arbete lika med arbetsfunktionen. Skilja på termodynamisk Och extern arbetsfunktion.

Den termodynamiska arbetsfunktionen är skillnaden mellan nollnivåenergin för vakuum och Fermi-energin för ett fast ämne.

Extern arbetsfunktion (eller elektronaffinitet) är skillnaden mellan energin för nollvakuumnivån och energin i botten av ledningsbandet (fig. 1).

Ris. 1. Form av kristallpotential U längs linjen för lokalisering av joner i kristallen och i kristallens yta nära ytan: jonernas positioner är markerade med prickar på den horisontella linjen; φ=- U /е – arbetsfunktionspotential; E F – Fermi energi (negativ); E C– energi från botten av ledningsbandet; W O – termodynamisk arbetsfunktion; W a – extern arbetsfunktion; det skuggade området representerar konventionellt fyllda elektroniska tillstånd

Det finns två huvudorsaker till uppkomsten av en potentiell barriär vid gränsen mellan ett fast och vakuum. En av dem beror på det faktum att en elektron som emitteras från en kristall inducerar en positiv elektrisk laddning på dess yta. En attraktionskraft uppstår mellan elektronen och kristallens yta (elektrisk bildkraft, se avsnitt 5, fig. 12), som tenderar att återföra elektronen till kristallen. En annan anledning beror på det faktum att elektroner, på grund av termisk rörelse, kan korsa metallens yta och flytta bort från den till korta avstånd (i storleksordningen atomära). De bildar ett negativt laddat lager ovanför ytan. I det här fallet, efter att elektronerna släppt, bildas ett positivt laddat lager av joner på kristallens yta. Som ett resultat bildas ett elektriskt dubbelskikt. Det skapar inte ett fält i yttre rymden, men det kräver också arbete för att övervinna det elektriska fältet inuti själva dubbelskiktet.

Arbetsfunktionsvärdet för de flesta metaller och halvledare är flera elektronvolt. Till exempel för litium är arbetsfunktionen 2,38 eV, järn – 4,31 eV, germanium – 4,76 eV, kisel – 4,8 eV. Till stor del bestäms arbetsfunktionsvärdet av den kristallografiska orienteringen av den enkristallyta från vilken elektronemission sker. För (110)-planet av volfram är arbetsfunktionen 5,3 eV; för (111) och (100) plan är dessa värden 4,4 eV respektive 4,6 eV.

Tunna lager avsatta på kristallens yta har stor inverkan på arbetsfunktionen. Atomer eller molekyler som deponeras på ytan av en kristall donerar ofta en elektron till den eller accepterar en elektron från den och blir joner. I fig. Figur 2 visar energidiagrammet för en metall och en isolerad atom för det fall då den termodynamiska arbetsfunktionen för en elektron från metallen W 0 större än joniseringsenergin E-jon av en atom avsatt på dess yta. I denna situation är atomens elektron energetiskt gynnsam tunnel in i metallen och gå ner i den till Fermi-nivån. Metallytan täckt med sådana atomer blir negativt laddad och bildar ett dubbelt elektriskt skikt med positiva joner, vars fält kommer att minska metallens arbetsfunktion. I fig. 3 visar a en volframkristall belagd med ett monoskikt av cesium. Här realiseras den ovan diskuterade situationen, eftersom energin E-jon cesium (3,9 eV) är mindre än arbetsfunktionen för volfram (4,5 eV). I experiment minskar arbetsfunktionen med mer än tre gånger. Den motsatta situationen observeras om volfram är täckt med syreatomer (fig. 3 b). Eftersom bindningen av valenselektroner i syre är starkare än i volfram, när syre adsorberas på ytan av volfram, bildas ett elektriskt dubbelskikt, vilket ökar metallens arbetsfunktion. Det vanligaste fallet är när en atom avsatt på ytan inte helt ger upp sin elektron till metallen eller tar in en extra elektron, utan deformerar sitt elektronskal så att atomerna som adsorberas på ytan polariseras och blir elektriska dipoler (Fig. 3c). Beroende på dipolernas orientering minskar metallens arbetsfunktion (dipolernas orientering motsvarar fig. 3c) eller ökar.

2. Termionisk emissionsfenomen

Termionisk emission är en av de typer av elektronemission från ytan av ett fast ämne. I fallet med termionisk emission är den yttre påverkan förknippad med uppvärmning av det fasta ämnet.

Fenomenet termionisk emission är emission av elektroner från uppvärmda kroppar (emittrar) till ett vakuum eller annat medium.

Under termodynamiska jämviktsförhållanden, antalet elektroner n(E), med energi i intervallet från E innan E+d E, bestäms av Fermi-Dirac-statistiken:

,(1)

Var g(E)– antal kvanttillstånd som motsvarar energi E; E F – Fermi energi; k– Boltzmann konstant; T– absolut temperatur.

I fig. Figur 4 visar energidiagrammet för metallen och elektronenergifördelningskurvorna vid T=0 K, vid låg temperatur T 1 och vid höga temperaturer T 2. Vid 0 K är energin för alla elektroner mindre än Fermi-energin. Ingen av elektronerna kan lämna kristallen och ingen termionisk emission observeras. Med ökande temperatur ökar antalet termiskt exciterade elektroner som kan lämna metallen, vilket orsakar fenomenet termionemission. I fig. 4 detta illustreras av det faktum att när T=T 2"svansen" av fördelningskurvan går bortom nollnivån för potentialbrunnen. Detta indikerar utseendet av elektroner med energi som överstiger potentialbarriärens höjd.

För metaller är arbetsfunktionen flera elektronvolt. Energi k Täven vid temperaturer på tusentals Kelvin är en bråkdel av en elektronvolt. För rena metaller kan betydande elektronemission erhållas vid en temperatur av cirka 2000 K. Till exempel, i ren volfram kan märkbar emission erhållas vid en temperatur av 2500 K.

För att studera termionisk emission är det nödvändigt att skapa ett elektriskt fält vid ytan av en uppvärmd kropp (katod), som accelererar elektroner för att avlägsna dem (sug) från emitterytan. Under påverkan av ett elektriskt fält börjar de emitterade elektronerna röra sig och det bildas en elektrisk ström, som kallas termionisk. För att observera termionström används vanligtvis en vakuumdiod - ett elektronrör med två elektroder. Lampans katod är en glödtråd gjord av en eldfast metall (volfram, molybden, etc.), uppvärmd av en elektrisk ström. Anoden har vanligtvis formen av en metallcylinder som omger en uppvärmd katod. För att observera termionström är dioden ansluten till kretsen som visas i fig. 5. Uppenbarligen bör styrkan hos den termioniska strömmen öka med ökande potentialskillnad V mellan anoden och katoden. Denna ökning är dock inte proportionell V(Fig. 6). När en viss spänning uppnås upphör ökningen av termionström praktiskt taget. Begränsningsvärdet för den termioniska strömmen vid en given katodtemperatur kallas mättnadsströmmen. Storleken på mättnadsströmmen bestäms av antalet termionelektroner som kan lämna katodytan per tidsenhet. I detta fall används alla elektroner som tillförs av termionisk emission från katoden för att producera en elektrisk ström.

3. Termionströmmens beroende av temperaturen. Formel Richardson-Deshman

Vid beräkning av den termioniska strömtätheten vi kommer att använda elektrongasmodellen och tillämpa Fermi-Dirac statistik till det. Det är uppenbart att den termioniska strömtätheten bestäms av densiteten hos elektronmolnet nära kristallytan, vilket beskrivs av formel (1). I denna formel, låt oss gå från energifördelningen av elektroner till elektronmomentfördelningen. I det här fallet tar vi hänsyn till att de tillåtna värdena för elektronvågsvektorn k V k -utrymme fördelas jämnt så att för varje värde k stod för volym 8 sid 3 (för en kristallvolym lika med ett). Med tanke på att elektronens rörelsemängd p =ћ k vi erhåller att antalet kvanttillstånd i volymelementet i rörelsemängden dp xdp ydp z kommer att vara lika

(2)

De två i täljaren i formel (2) tar hänsyn till två möjliga värden på elektronspinnet.

Låt oss rikta axeln z rektangulärt koordinatsystem vinkelrätt mot katodytan (fig. 7). Låt oss välja ett område med enhetsarea på kristallens yta och bygga på den, som på en bas, en rektangulär parallellepiped med en sidokant v z =p z /m n(m n– effektiv elektronmassa). Elektroner bidrar till komponentens mättnadsströmtäthet v z axelhastighet z. Bidraget till strömtätheten från en elektron är lika med

(3)

Var e– elektronladdning.

Antalet elektroner i parallellepipeden, vars hastigheter ingår i det övervägda intervallet:

För att kristallgittret inte ska förstöras under emissionen av elektroner måste en obetydlig del av elektronerna lämna kristallen. För detta, som formel (4) visar, måste villkoret vara uppfyllt HENNEF>> k T. För sådana elektroner kan enhet i nämnaren i formel (4) försummas. Sedan omvandlas denna formel till formen

(5)

Låt oss nu hitta antalet elektroner dN inom det aktuella området, z- vars impulskomponent finns mellan R z Och R z +dp z. För att göra detta måste det föregående uttrycket integreras över R x Och R y allt från –∞ till +∞. Vid integration bör man ta hänsyn till det

,

och använd tabellintegralen

,.

Som ett resultat får vi

.(6)

Låt oss nu, med hänsyn till (3), hitta tätheten hos den termioniska strömmen som skapas av alla parallellepipedens elektroner. För att göra detta måste uttryck (6) integreras för alla elektroner vars kinetiska energi är på Fermi-nivå E ≥E F+W 0 Endast sådana elektroner kan lämna kristallen och endast de spelar roll vid beräkningen av termoströmmen. Komponenten av rörelsemängden hos sådana elektroner längs axeln Z måste uppfylla villkoret

.

Därför mättnad strömtäthet

Integration utförs för alla värden. Låt oss introducera en ny integrationsvariabel

Sedan p z dp z =m n du Och

.(8)

Som ett resultat får vi

,(9)

,(10)

var är konstanten

.

Likhet (10) kallas formeln Richardson-Deshman. Genom att mäta densiteten hos den termioniska mättnadsströmmen kan man använda denna formel för att beräkna konstanten A och arbetsfunktionen W 0 . För experimentella beräkningar, formeln Richardson-Deshman det är bekvämt att representera det i formen

I det här fallet visar grafen beroendet ln(js/T 2) från 1 /T uttryckt med en rät linje. Från skärningen av den räta linjen med ordinataaxeln beräknas ln A , och av den raka linjens lutningsvinkel bestäms arbetsfunktionen (fig. 8).

4. Kontaktpotentialskillnad

Låt oss betrakta de processer som uppstår när två elektroniska ledare, till exempel två metaller, med olika arbetsfunktioner närmar sig och kommer i kontakt. Energidiagrammen för dessa metaller visas i fig. 9. Låt EF 1 Och EF 2är Fermi-energin för den första respektive andra metallen, och W 01 Och W 02– deras arbetsfunktioner. I ett isolerat tillstånd har metaller samma vakuumnivå och därför olika Ferminivåer. Låt oss anta det för bestämdhet W 01< W 02, då blir Fermi-nivån för den första metallen högre än den för den andra (fig. 9 a). När dessa metaller kommer i kontakt mitt emot de upptagna elektroniska tillstånden i metall 1, finns det fria energinivåer metall 2. Därför, när dessa ledare kommer i kontakt, uppstår ett resulterande flöde av elektroner från ledare 1 till ledare 2. Detta leder till att den första ledaren, som förlorar elektroner, blir positivt laddad och den andra ledaren ökar ytterligare negativ laddning laddas negativt. På grund av laddning växlar alla energinivåer av metall 1 ned och metall 2 upp. Processen med nivåförskjutning och processen för elektronövergång från ledare 1 till ledare 2 kommer att fortsätta tills Fermi-nivåerna för båda ledarna är inriktade (fig. 9b). Som kan ses från denna figur motsvarar jämviktstillståndet potentialskillnaden mellan nollnivåerna för ledarna 0 1 och 0 2:

.(11)

Möjlig skillnad V K.R.P kallad kontaktpotentialskillnad. Följaktligen bestäms kontaktpotentialskillnaden av skillnaden i arbetsfunktionen hos elektroner från kontaktledarna. Det erhållna resultatet är giltigt för alla metoder för utbyte av elektroner mellan två material, inklusive genom termionisk emission i vakuum, genom en extern krets, etc. Liknande resultat erhålls när metall kommer i kontakt med en halvledare. En kontaktpotentialskillnad uppstår mellan metallerna och halvledaren som är ungefär samma storleksordning som vid kontakt mellan två metaller (ca 1 V). Den enda skillnaden är att om hela kontaktpotentialskillnaden i ledare faller nästan på gapet mellan metallerna, då när en metall kommer i kontakt med en halvledare, faller hela kontaktpotentialskillnaden på halvledaren, i vilken ett tillräckligt stort lager är bildas, anrikas eller utarmas på elektroner. Om detta skikt är utarmat på elektroner (i det fall då arbetsfunktionen för en halvledare av n-typ är mindre än metallens arbetsfunktion), då är ett sådant skikt kallas blockering och en sådan övergång kommer att ha uträtande egenskaper. Den potentiella barriären som uppstår i den likriktande kontakten av en metall med en halvledare kallas Schottky barriär, och dioder som fungerar på dess bas - Schottky dioder.

Volt-ampereKarakteristika för en termionisk katod vid låga emissionsströmtätheter. Schottky effekt

Om en potentialskillnad skapas mellan den termioniska katoden och diodens anod (fig. 5) V, vilket förhindrar rörelsen av elektroner till anoden, då kommer endast de som flyger ut från katoden med en reserv av kinetisk energi som inte är mindre än energin från det elektrostatiska fältet mellan anoden och katoden att kunna nå anoden, dvs. -e V(V< 0). För att göra detta måste deras energi i den termioniska katoden inte vara mindre W 0 –еV. Ersätt sedan i formeln Richardson-Deshman (10) W 0 på W 0 –еV, får vi följande uttryck för den termiska emissionsströmdensiteten:

,(12)

Här j S– mättnadsströmtäthet. Låt oss ta logaritmen av detta uttryck

.(13)

Vid en positiv potential vid anoden landar alla elektroner som lämnar den termioniska katoden på anoden. Därför bör strömmen i kretsen inte ändras, förbli lika med mättnadsströmmen. Således, volt-ampere Karakteristiken (ström-spänningskarakteristiken) för den termiska katoden kommer att ha den form som visas i fig. 10 (kurva a).

En liknande ström-spänningskarakteristik observeras endast vid relativt låga emissionsströmtätheter och höga positiva potentialer vid anoden, när en betydande elektronrymdladdning inte uppstår nära den emitterande ytan. Strömspänningsegenskaper för den termioniska katoden med hänsyn till rymdladdningen, diskuterad i avsnitt. 6.

Låt oss notera en annan viktig egenskap hos ström-spänningskarakteristiken vid låga emissionsströmtätheter. Slutsatsen är att termoströmmen når mättnad kl V=0, gäller endast för det fall då katod- och anodmaterialen har samma termodynamiska arbetsfunktion. Om arbetsfunktionerna för katoden och anoden inte är lika, uppstår en kontaktpotentialskillnad mellan anoden och katoden. I detta fall, även i frånvaro av ett externt elektriskt fält ( V=0) det finns ett elektriskt fält mellan anoden och katoden på grund av kontaktpotentialskillnaden. Till exempel om W 0k< W 0a då kommer anoden att laddas negativt i förhållande till katoden. För att förstöra kontaktpotentialskillnaden bör en positiv förspänning appliceras på anoden. Det är därför volt-ampere karakteristiken för den varma katoden skiftar med storleken av kontaktpotentialskillnaden mot den positiva potentialen (fig. 10, kurva b). Med ett omvänt förhållande mellan W 0k Och W 0a riktningen för förskjutningen av ström-spänningskarakteristiken är motsatt (kurva c i fig. 10).

Slutsats om oberoendet av mättnadsströmtätheten vid V>0 är mycket idealiserad. I verkliga ström-spänningsegenskaper för termionisk emission observeras en liten ökning av termionemissionsströmmen med ökande V i mättnadsläge, vilket är förknippat med Schottky effekt(Fig. 11).

Schottky-effekten är en minskning av arbetsfunktionen hos elektroner från fasta ämnen under påverkan av ett externt accelererande elektriskt fält.

För att förklara Schottky-effekten, betrakta krafterna som verkar på en elektron nära ytan av en kristall. I enlighet med lagen om elektrostatisk induktion induceras ytladdningar av motsatt tecken på kristallens yta, vilket bestämmer interaktionen mellan elektronen och kristallens yta. I enlighet med metoden för elektriska bilder ersätts verkan av verkliga ytladdningar på en elektron med verkan av en fiktiv punkt positivt avgift +e, belägen på samma avstånd från kristallytan som elektronen, men på motsatt sida av ytan (fig. 12). Sedan, i enlighet med Coulombs lag, kraften av interaktion mellan två punktladdningar

,(14)

Här ε o– elektrisk konstant: Xär avståndet mellan elektronen och kristallens yta.

Den potentiella energin för en elektron i det elektriska bildkraftfältet, om den räknas från nollvakuumnivån, är lika med

.(15)

Potentiell energi hos en elektron i ett externt accelererande elektriskt fält E

En elektrons totala potentiella energi

.(17)

En grafisk bestämning av den totala energin hos en elektron belägen nära kristallens yta visas i fig. 13, som tydligt visar en minskning av arbetsfunktionen för en elektron från kristallen. Den totala elektronpotentialenergikurvan (heldragen kurva i fig. 13) når ett maximum vid punkten x m:

.(18)

Denna punkt är 10 Å från ytan vid en yttre fältstyrka » 3× 106 V/cm.

Vid punkten X m total potentiell energi lika med minskningen av den potentiella barriären (och därför minskningen av arbetsfunktionen),

.(19)

Som ett resultat av Schottky-effekten ökar den termiska diodströmmen vid en positiv spänning vid anoden med ökande anodspänning. Denna effekt manifesterar sig inte bara när elektroner emitteras i ett vakuum, utan också när de rör sig genom metall-halvledar- eller metallisolatorkontakter.

6. Strömmar i vakuum begränsas av rymdladdning. Lagen om "tre sekunder"

Vid höga termioniska emissionsströmtätheter påverkas ström-spänningskarakteristiken avsevärt av den volymetriska negativa laddningen som uppstår mellan katoden och anoden. Denna negativa bulkladdning förhindrar att elektroner som flyr från katoden når anoden. Således visar sig anodströmmen vara mindre än elektronemissionsströmmen från katoden. När en positiv potential appliceras på anoden minskar den ytterligare potentialbarriären vid katoden som skapas av rymdladdningen och anodströmmen ökar. Detta är en kvalitativ bild av inflytandet av rymdladdning på ström-spänningskarakteristiken för en termisk diod. Denna fråga utforskades teoretiskt av Langmuir 1913.

Låt oss, under ett antal förenklade antaganden, beräkna beroendet av den termiska diodströmmen på den externa potentialskillnaden som appliceras mellan anoden och katoden och hitta fördelningen av fältet, potentialen och elektronkoncentrationen mellan anoden och katoden, med hänsyn tagen till rymdladdningen.

Ris. 14. Till slutsatsen av lagen om "tre sekunder"

Låt oss anta att diodelektroderna är platta. Med ett litet avstånd mellan anod och katod d de kan anses vara oändligt stora. Vi placerar ursprunget för koordinaterna på katodens yta och axeln X Låt oss rikta den vinkelrätt mot denna yta mot anoden (fig. 14). Vi kommer att hålla katodtemperaturen konstant och lika T. Elektrostatisk fältpotential j , som existerar i utrymmet mellan anoden och katoden, kommer att vara en funktion av endast en koordinat X. Han måste tillfredsställa Poissons ekvation

,(20)

Här r – volymetrisk laddningstäthet; n– elektronkoncentration; j , r Och när koordinatens funktioner X.

Med tanke på att strömtätheten mellan katod och anod

och elektronhastigheten v kan bestämmas utifrån ekvationen

Var m– elektronmassa, ekvation (20) kan omvandlas till formen

, .(21)

Denna ekvation måste kompletteras med randvillkor

Dessa randvillkor följer av det faktum att potentialen och den elektriska fältstyrkan vid katodytan måste försvinna. Multiplicera båda sidor av ekvation (21) med dj /dx, vi får

.(23)

Med tanke på att

(24a)

Och ,(24b)

vi skriver (23) i formuläret

.(25)

Nu kan vi integrera båda sidorna av ekvation (25) över X från 0 till det värdet x, där potentialen är lika j . Sedan, med hänsyn till randvillkor (22), får vi

Integrering av båda delarna (27) från X=0, j =0 till X=1, j= V a, vi får

.(28)

Genom att kvadrera båda sidor av jämlikhet (28) och uttrycka strömtätheten j från A enligt (21) får vi

.(30)

Formel (29) kallas Langmuirs "tresekunderslag".

Denna lag gäller för elektroder av godtycklig form. Uttrycket för den numeriska koefficienten beror på elektrodernas form. Formlerna som erhållits ovan gör det möjligt att beräkna fördelningarna av potential, elektrisk fältstyrka och elektrondensitet i utrymmet mellan katoden och anoden. Integration av uttryck (26) som sträcker sig från X=0 till värdet när potentialen är lika j , leder till relationen

de där. potentialen varierar proportionellt mot avståndet från katoden X till makten 4/3. Derivat dj/ dx kännetecknar den elektriska fältstyrkan mellan elektroderna. Enligt (26), storleken på den elektriska fältstyrkan E ~X 19 . Slutligen elektronkoncentrationen

(32)

och enligt (31) n(x)~ (1/x) 2/9 .

Beroenden j (X ), E(X) Och n(X) visas i fig. 15. Om X→0, då tenderar koncentrationen till oändlighet. Detta är en följd av att man försummar elektronernas termiska hastigheter vid katoden. I en verklig situation, under termionisk emission, lämnar elektroner katoden inte med noll hastighet, utan med en viss ändlig emissionshastighet. I detta fall kommer anodströmmen att existera även om det finns ett litet omvänt elektriskt fält nära katoden. Följaktligen kan volymladdningstätheten ändras till sådana värden att potentialen nära katoden minskar till negativa värden (Fig. 16). När anodspänningen ökar, minskar minimipotentialen och närmar sig katoden (kurvorna 1 och 2 i fig. 16). Vid en tillräckligt hög spänning vid anoden smälter minimipotentialen samman med katoden, fältstyrkan vid katoden blir noll och beroendet j (X) närmar sig (29), beräknade utan att ta hänsyn till de initiala elektronhastigheterna (kurva 3 i fig. 16). Vid höga anodspänningar är rymdladdningen nästan helt upplöst och potentialen mellan katod och anod ändras enligt en linjär lag (kurva 4, fig. 16).

Således skiljer sig potentialfördelningen i interelektrodutrymmet, med hänsyn till de initiala elektronhastigheterna, signifikant från den som ligger till grund för den idealiserade modellen när man härleder "tresekunders"-lagen. Detta leder till en förändring och ett beroende av anodens strömtäthet. Beräkning med hänsyn till de initiala elektronhastigheterna för fallet med potentialfördelningen som visas i fig. 17, och för cylindriska elektroder ger följande beroende för den totala termioniska emissionsströmmen jag (jag=jS, Var S– termoströmmens tvärsnittsarea):

.(33)

alternativ x m Och Vm bestäms av typen av beroende j (X), deras betydelse framgår tydligt av fig. 17. Parameter X m lika med avståndet från katoden vid vilket potentialen når sitt lägsta värde = Vm. Faktor C(x m), bortsett från x m, beror på katodens och anodens radier. Ekvation (33) är giltig för små förändringar i anodspänningen, eftersom Och X m Och Vm såsom diskuterats ovan, beror på anodspänningen.

Således är lagen om "tre sekunder" inte universell; den är endast giltig i ett relativt smalt intervall av spänningar och strömmar. Det är dock ett tydligt exempel på det olinjära förhållandet mellan ström och spänning i en elektronisk enhet. Icke-linjäriteten hos ström-spänningskarakteristiken är den viktigaste egenskapen hos många element i radio- och elektriska kretsar, inklusive element i halvledarelektronik.

Del 2. Laborationer

7. Experimentell uppställning för att studera termionisk emission

Laboratoriearbete nr 1 och 2 utförs på en laboratorieinstallation, implementerad på basis av ett universellt laboratorieställ. Installationsschemat visas i fig. 18. Mätdelen innehåller en EL-vakuumdiod med en direkt eller indirekt uppvärmd katod. Frontpanelen på mätsektionen visar kontakterna för glödtråden "Incandescent", anoden "Anod" och katoden "Cathode". Filamentkällan är en stabiliserad likströmskälla av typ B5-44A. I-ikonen i diagrammet indikerar att källan arbetar i nuvarande stabiliseringsläge. Proceduren för att arbeta med en likströmskälla finns i den tekniska beskrivningen och bruksanvisningen för denna enhet. Liknande beskrivningar finns för alla elektriska mätinstrument som används i laboratoriearbete. Anodkretsen inkluderar en stabiliserad likströmskälla B5-45A och en universell digital voltmeter B7-21A, som används i likströmsmätningsläget för att mäta anodströmmen för den termiska dioden. För att mäta anodspänningen och katodvärmeströmmen kan du använda enheter inbyggda i strömkällan eller ansluta en extra voltmeter RV7-32 för en mer exakt mätning av spänningen vid katoden.

Mätsektionen kan innehålla vakuumdioder med olika arbetskatodfilamentströmmar. Vid den märkta glödtrådsströmmen arbetar dioden i läget att begränsa anodströmmen genom rymdladdning. Detta läge är nödvändigt för att utföra laboratoriearbete nr 1. Laboratoriearbete nr 2 utförs vid reducerade filamentströmmar, när inverkan av rymdladdning är obetydlig. När du ställer in glödtrådsströmmen bör du vara särskilt försiktig, eftersom Överskott av glödtrådsström över dess nominella värde för ett givet vakuumrör leder till utbränning av katodglödtråden och fel på dioden. Var därför noga med att, när du förbereder dig för arbetet, kontrollera med din lärare eller ingenjör värdet på driftstrådströmmen för dioden som används i arbetet; var noga med att skriva ner data i din arbetsbok och använd den när du gör en rapport om laboratoriearbete.

8. Laborationer nr 1. Studera inverkan av rymdladdning på volt-amperetermiska strömegenskaper

Syfte med arbetet: experimentell studie av termionemissionsströmmens beroende av anodspänningen, bestämning av exponenten i "tresekunders"-lagen.

Volt-ampere Karakteristiken för termionisk emissionsström beskrivs av lagen om "tre sekunder" (se avsnitt 6). Detta läge för dioddrift sker vid tillräckligt höga katodglödtrådsströmmar. Vanligtvis, vid märkt glödtrådsström, begränsas vakuumdiodströmmen av rymdladdning.

Den experimentella uppställningen för att utföra detta laboratoriearbete beskrivs i Sect. 7. Under arbetet är det nödvändigt att mäta ström-spänningskarakteristiken för dioden vid den märkta glödtrådsströmmen. Värdet på arbetsströmskalan för det använda vakuumröret bör tas från en lärare eller ingenjör och skrivas ner i en arbetsbok.

Arbetsorder

1. Bekanta dig med beskrivningen och proceduren för att använda de instrument som krävs för driften av experimentuppställningen. Montera kretsen enligt fig. 18. Installationen kan anslutas till nätverket endast efter att en ingenjör eller lärare har kontrollerat korrektheten av den sammansatta kretsen.

2. Slå på strömförsörjningen för katodglödtråden och ställ in önskad glödtrådsström. Eftersom när glödtrådsströmmen ändras ändras glödtrådens temperatur och resistans, vilket i sin tur leder till en förändring i glödtrådsströmmen, måste justeringen utföras med metoden för successiva approximationer. Efter att justeringen är klar måste du vänta cirka 5 minuter för att glödtrådens ström och katodtemperatur ska stabiliseras.

3. Anslut en konstantspänningskälla till anodkretsen och, genom att ändra spänningen vid anoden, mät ström-spänningskarakteristiken punkt för punkt. Ta ström-spänningskarakteristiken i området 0...25 V, var 0,5...1 V.

jag a(V a), Var jag a– anodström, V a– anodspänning.

5. Om intervallet för förändringar i anodspänningen anses vara litet, då värdena x m, C(x,n) Och V m, inkluderad i formel (33), kan tas konstant. I stora drag V a storlek V m kan försummas. Som ett resultat omvandlas formel (33) till formen (efter övergång från termoströmdensiteten j till hans full mening jag)

6. Bestäm värdet utifrån formel (34). MED för tre maximala värden för anodspänningen på ström-spänningskarakteristiken. Beräkna det aritmetiska medelvärdet av de erhållna värdena. Genom att ersätta detta värde med formel (33), bestäm värdet V m för tre minimispänningsvärden vid anoden och beräkna det aritmetiska medelvärdet V m.

7. Använd det erhållna värdet V m, plotta beroendet av ln jag a från ln( V a+|V m|). Bestäm graden av beroende från tangenten för vinkeln på denna graf jag a(Va+ V m). Det bör vara nära 1,5.

8. Förbered en rapport om arbetet.

Rapportkrav

5. Slutsatser om arbetet.

Kontrollfrågor

1. Vad kallas fenomenet termionisk emission? Definiera arbetsfunktionen för en elektron. Vad är skillnaden mellan termodynamisk och extern arbetsfunktion?

2. Förklara orsakerna till uppkomsten av en potentiell barriär vid fast-vakuum-gränsen.

3. Förklara, utifrån metallens energidiagram och elektronenergifördelningskurvan, den termiska emissionen av elektroner från metallen.

4. Under vilka förhållanden observeras termionström? Hur kan du observera termionström? Hur beror den termiska diodströmmen på det pålagda elektriska fältet?

5. Ange lagen Richardson-Deshman

6. Förklara den kvalitativa bilden av påverkan av en negativ volymladdning på ström-spänningskarakteristiken för en termisk diod. Formulera Langmuirs "tresekunders" lag.

7. Vilka är fördelningarna av potential, elektrisk fältstyrka och elektrontäthet i utrymmet mellan katod och anod vid strömmar begränsade av rymdladdning?

8. Vilket är beroendet av den termiska emissionsströmmen på spänningen mellan anoden och katoden, med hänsyn tagen till rymdladdningen och initiala elektronhastigheter? Förklara innebörden av parametrarna som bestämmer detta beroende;

9. Förklara utformningen av experimentuppställningen för att studera termionisk emission. Förklara syftet med enskilda delar av kretsen.

10. Förklara metoden för att experimentellt bestämma exponenten i lagen om "tre sekunder".

9. Laborationer nr 2. Studie av termionisk emission vid låga emissionsströmtätheter

Syfte med arbetet: att studera ström-spänningsegenskaperna hos en termisk diod vid låg katodvärmeström. Bestämning från experimentella resultat av kontaktpotentialskillnaden mellan katod och anod, katodtemperaturen.

Vid låga termiska strömtätheter volt-ampere karakteristiken har ett karakteristiskt utseende med en brytpunkt som motsvarar modulen för kontaktpotentialskillnaden mellan katod och anod (fig. 10). Katodtemperaturen kan bestämmas enligt följande. Låt oss gå vidare till ekvation (12), som beskriver ström-spänningskarakteristiken för termionisk emission vid låga strömtätheter, från termoströmdensiteten j till sitt fulla värde jag(j=jag/S, Var S– termoströmmens tvärsnittsarea). Då får vi

Var ÄR– mättnadsström.

Om vi ​​tar logaritmer av (35), har vi

.(36)

I den mån ekvation (36) beskriver ström-spänningskarakteristiken i området till vänster om vändpunkten, då är det för att bestämma katodtemperaturen nödvändigt att ta vilka två punkter som helst i detta område med anodströmmar jag en 1, jag en 2 och anodspänningar U en 1, U en 2 respektive. Sedan, enligt ekvation (36),

Härifrån får vi arbetsformeln för katodtemperaturen

.(37)

Arbetsorder

För att utföra laboratoriearbete måste du:

1. Bekanta dig med beskrivningen och proceduren för att använda de instrument som krävs för driften av experimentuppställningen. Montera kretsen enligt Fig. 18. Installationen kan anslutas till nätverket endast efter att en ingenjör eller lärare har kontrollerat korrektheten av den monterade kretsen.

2. Slå på strömförsörjningen för katodglödtråden och ställ in önskad glödtrådsström. Efter inställning av strömmen måste du vänta cirka 5 minuter för att glödtrådsströmmen och katodtemperaturen ska stabiliseras.

3. Anslut en konstantspänningskälla till anodkretsen och, genom att ändra spänningen vid anoden, mät ström-spänningskarakteristiken punkt för punkt. Volt-ampere ta karakteristiken i intervallet 0...5 V var 0,05...0,2 V.

4. Presentera mätresultaten på en graf i l-koordinater jag a(V a), Var jag a– anodström, V a– anodspänning. Eftersom kontaktpotentialskillnaden i detta arbete bestäms grafiskt, bör skalan längs den horisontella axeln väljas så att bestämningens noggrannhet V K.R.P var inte mindre än 0,1 V.

5. Bestäm kontaktpotentialskillnaden mellan anoden och katoden med hjälp av brytpunkten för ström-spänningskarakteristiken.

6. Bestäm katodtemperaturen för tre par punkter på den lutande linjära sektionen av ström-spänningskarakteristiken till vänster om vändpunkten. Katodtemperaturen ska beräknas med formel (37). Beräkna medeltemperaturen från dessa data.

7. Gör en rapport om arbetet.

Rapportkrav

Rapporten är upprättad på ett standardark A4-papper och ska innehålla:

1. Grundläggande information om teorin.

2. Diagram över experimentuppställningen och dess korta beskrivning.

3. Resultat av mätningar och beräkningar.

4. Analys av de erhållna experimentella resultaten.

5. Slutsatser om arbetet.

Kontrollfrågor

1. Lista typerna av elektronemission. Vad orsakar frigörandet av elektroner i varje typ av elektronemission?

2. Förklara fenomenet termionisk emission. Definiera arbetsfunktionen för en elektron från ett fast ämne. Hur kan vi förklara förekomsten av en potentiell barriär vid fast-vakuum-gränsen?

3. Förklara, utifrån metallens energidiagram och elektronenergifördelningskurvan, den termiska emissionen av elektroner från metallen.

4. Ange lagen Richardson-Deshman. Förklara den fysiska innebörden av de kvantiteter som ingår i denna lag.

5. Vilka är egenskaperna hos den termioniska katodens ström-spänningsegenskaper vid låga emissionsströmtätheter? Hur påverkar kontaktpotentialskillnaden mellan katod och anod den?

6. Vad är Schottky-effekten? Hur förklaras denna effekt?

7. Förklara minskningen av potentialbarriären för elektroner under påverkan av ett elektriskt fält.

8. Hur kommer katodtemperaturen att bestämmas i detta labb?

9. Förklara metoden för att bestämma kontaktpotentialskillnaden i detta arbete.

10. Förklara diagrammet och syftet med enskilda delar av laboratorieuppställningen.