Физический энциклопедический словарь - термоэлектронная эмиссия

Плотность тока насыщения j0 можно вычислить по ф-ле Ричардсона — Дэшмана:

j0 = AT²ехр(-Ф/kT). (*)

Здесь А=А0(1-r^~), r^~ — коэфф. отражения эл-нов от поверхности тела (усреднённый по энергиям); А0= 4ek²m/h³=120,4 А/см²К² (е — заряд эл-на, т — масса эл-на); Ф — работа выхода эл-на. Ф-ла (*) получена в предположении, что поверхность эмиттера однородна и что электронный газ в нём находится в состоянии термозависимость плотности термоэлектронного тока j от напряжения V между эмиттером и анодом j0 — ток насыщения).

динамич. равновесия. В действительности равновесие нарушается отбором тока и проникновением внеш. электрич. поля в эмиттер, а также зависимостью Ф от Т. Поэтому Ф и А (обычно определяемые из 'зависимости j(Т)) не явл. константами в-ва. Для большинства чистых металлов учёт указанных факторов приводит к значениям А от 15 до 350 А/см²К².

Ф-ла (*) применима и для описания Т. э. из полупроводников. Однако влияние темп-ры, электрич. поля, примесей в эмиттере и т. п. на эмиссионный ток и на величины Ф и А в этом случае существенно иное, чем в металлах. Различия обусловлены малой концентрацией эл-нов проводимости и наличием локализованных поверхностных электронных состояний, влияющих на расположение уровня Ферми ξF для поверхности ПП, вплоть до его «закрепления» в нек-рой точке запрещённой зоны (см. Поверхностные свойства полупроводников). При этом ни ξF на поверхности ПП, ни Ф не зависят от ξF в объёме (т. е. от типа и концентрации легирующей примеси). Такое закрепление реализуется обычно в кристаллах с ковалентной связью (Ge, Si и др.), и в этом случае хар-р Т. э. такой же, как Т. э. из металлов. На чистых поверхностях ионных кристаллов структура поверхностных состояний такова, что уровень Ферми на поверхности может перемещаться внутри запрещённой зоны, следуя за его положением в объёме. Поэтому при изменении типа и концентрации примесей в объёме ПП изменяются Ф и ток Т. э. Кроме того, электрич. поле в таких ПП не экранируется зарядом поверхностных состояний, а проникает в эмиттер на значит. глубину.

Поверхность большинства эмиттеров неоднородна, на ней существуют «пятна» с разной работой выхода. Между ними возникает контактная разность потенциалов и электрич. поля («поля пятен»). Эти поля создают дополнительные потенц. барьеры для эмитируемых эл-нов, что приводит к более сильной зависимости тока от анодного напряжения (аномальный эффект Шоттки), а также увеличивает зависимость тока от Т.

Т. э. лежит в основе работы термоэлектронных катодов, к-рые применяются во многих электровакуумных и газоразрядных приборах, в пром. установках, а также в нек-рых элек-

757

тронных приборах (диоды Шоттки и др.).

• Добрецов Л. Н., Г о м о ю н о в а М. В., Эмиссионная электроника, М., 1966; Фоменко В. С., Эмиссионные свойства материалов, 3 изд., К., 1970; Термоэлектронные катоды, М., 1966.

Т. М. Лифшиц, С. Г. Дмитриев.