испускание электронов нагретой поверхностью. Еще до 1750 было известно, что вблизи нагретых твердых тел воздух теряет свое обычное свойство плохого проводника электричества. Однако причина этого явления оставалась неясной до 1880-х годов. В ряде опытов, проведенных в период 1882-1889, Ю.Эльстер и Г.Гейтель установили, что при пониженном давлении окружающего воздуха раскаленная добела металлическая поверхность приобретает положительный заряд. Об аналогичных наблюдениях упоминалось в патентной заявке Т.Эдисоном (1883); он ввел электрод в одну из своих первых ламп накаливания и обнаружил, что между ее нитью и электродом происходит перенос электрического заряда. Этот "эффект Эдисона", как его иногда называют, лег в основу британского патента (1905) Дж.Флеминга на "прибор для преобразования переменного тока в постоянный" - первую электронную лампу, открывшую век электроники. То, что данное явление связано с испусканием электронов (отрицательно заряженных частиц), продемонстрировал в 1890 Дж.Томсон.

Теорию термоэлектронной эмиссии разработал в 1902 О.Ричардсон; в более позднем ее варианте ток с единицы поверхности нагретого металла, находящейся при однородной абсолютной температуре Т, определяется формулой

где А - постоянный множитель, k - постоянная Больцмана, а W - работа выхода, характерная для данного металла, но зависящая от состояния его поверхности; она равна минимальной энергии, необходимой для удаления электрона с поверхности металла. В 1927 С.Дэшман вывел формулу Ричардсона на основе квантовой механики и установил, что множитель A имеет вид

где m и e - масса и заряд электрона, а h - постоянная Планка. На практике величина А может заметно отличаться от даваемой этой формулой, если не обеспечено строгое выполнение условий, при которых выведена последняя. Так, если испускающая электроны поверхность не идеально однородна, на ней будут "пятна" с температурой, превышающей среднюю. Эмиссия электронов из этих "пятен" более интенсивна, и полный ток может оказаться гораздо больше теоретического для идеального случая.

Эмиссия электронов остается незначительной, пока Т не достигнет значения W/k. Поэтому в целях снижения потерь тепла и расхода энергии большие усилия были направлены на создание поверхностей с возможно более низкой работой выхода. В современных электронных лампах почти всегда применяются оксидные катоды, в которых достигается оптимальный компромисс между низкой работой выхода, стоимостью, долговечностью и механической прочностью. См. также ЭЛЕКТРОВАКУУМНЫЕ И ГАЗОРАЗРЯДНЫЕ ПРИБОРЫ
.

Ричардсона эффект, испускание электронов нагретыми телами (твёрдыми, реже - жидкостями) в вакуум или в различные среды. Впервые исследована О. У. Ричардсоном в 1900- 1901. Т. э. можно рассматривать как процесс испарения электронов в результате их теплового возбуждения. Для выхода за пределы тела (эмиттера) электронам нужно преодолеть Потенциальный барьер у границы тела; при низких температурах тела количество электронов, обладающих достаточной для этого энергией, мало; с увеличением температуры их число растет и Т. э. возрастает (см. Твёрдое тело).

Главной характеристикой тел по отношению к Т. э. является величина плотности термоэлектронного тока насыщения j_o (рис. 1) при заданной температуре. При Т. э. в вакуум однородных (по отношению к работе выхода (См. Работа выхода)) эмиттеров в отсутствии внешних электрических полей величина j₀ определяется формулой Ричардсона - Дэшмана:

. (1)

Здесь А - постоянная эмиттера (для металлов в модели свободных электронов Зоммерфельда: А = А₀ = 4πek²m/h³ = 120,4 а/К²см², где е - заряд электрона, m - его масса, k - Больцмана постоянная, h - Планка постоянная), Т - температура эмиттера в К, r̅ - средний для термоэлектронов разных энергий коэффициент отражения от потенциального барьера на границе эмиттера; eφ - работа выхода. Испускаемые электроны имеют Максвелла распределение начальных скоростей, соответствующее температуре эмиттера.

При Т. э. в вакуум электроны образуют у поверхности эмиттера объёмный заряд, электрическое поле которого задерживает электроны с малыми начальными скоростями. Поэтому для получения тока насыщения между эмиттером (катодом) и коллектором электронов (анодом) создают электрическое поле, компенсирующее поле объёмного заряда. На рис. 1 показан вид вольтамперной характеристики вакуумного диода с термоэлектронным катодом. Плотность тока насыщения j₀ достигается при разности потенциалов V₀, величина которой определяется Ленгмюра формулой (См. Ленгмюра формула). При V < V₀ ток ограничен полем объёмного заряда у поверхности эмиттера. Слабое увеличение j при V > V₀ связано с Шотки эффектом. Рис. 1 показывает, что термоэлектронный ток может протекать и в отсутствии внешних эдс. Это указывает на возможность создания вакуумных термоэлектронных преобразователей тепловой энергии в электрическую. Во внешних электрических полях с напряжённостью Е ≥ 10⁶- 10⁷ в/см к Т. э. добавляется Туннельная эмиссия и Т. э. переходит в термоавтоэлектронную эмиссию.

Величину φ для металлов (См. Металлы) и собственных полупроводников (См. Полупроводники) можно считать линейно зависящей от Т в узких интервалах температур ΔT вблизи выбранного T₀: φ(T) = φ(T₀) + α(T- T₀), где α - температурный коэффициент φ в рассматриваемом интервале температур ΔT. В этом случае формула (1) может быть написана в виде:

j₀ = A_pT² ехр (- еφ_р/кТ), (2)

где A_p= А (1-r̅) ехр (-eα/k) называется ричардсоновской постоянной эмиттера (однородного по отношению к работе выхода); еφ_р = φ(Т₀) - αT₀; еφ₀ называется ричардсоновской работой выхода. Так как в интервале температур от Т = 0 до Т = Т₀ α не сохраняет постоянной величины, то ричардсоновская работа выхода отличается от истинной работы выхода электронов при температуре Т = 0 К. Величины A_p и еφ_р находят по прямолинейным графикам зависимости: In (j₀/T₂) = f (1/T) (графикам Ричардсона). У примесных полупроводников зависимость φ(T) более сложная, и формула для j₀ отличается от (2).

Чтобы исключить входящие в формулу (1) неизвестные для большинства эмиттеров величины А и r̅, зависящие не только от материала эмиттера, но и от состояния его поверхности (определяются экспериментально), формулу приводят к виду:

j = A₀T²exp [-eφ_пт (Т)/кТ]. (3)

Работа выхода еφ_пт (Т) мало отличается по величине от истинной работы выхода эмиттера eφ(T), но легко определяется по измеренным величинам j₀ и Т; её называют работой выхода по полному току эмиссии. Величина еφ_пт (Т) является единственной характеристикой термоэмиссионных свойств эмиттера, и её знания достаточно для нахождения j₀(T) (рис. 2).

Однородными по φ эмиттерами являются грани идеальных монокристаллов как чистые, так и покрытые однородными плёнками др. вещества. Большинство употребляемых в практике эмиттеров не однородны, а состоят из "пятен" с различными φ (эмиттеры поликристаллического строения; со структурными дефектами; двухфазные плёночные и др.). Контактные разности потенциалов (См. Контактная разность потенциалов) между пятнами приводят к появлению над эмиттирующей поверхностью контактных полей пятен. Эти поля создают дополнительные барьеры для эмиссии электронов с пятен, где работа выхода меньше, чем средняя по поверхности, и вызывают аномальный эффект Шотки. Для описания Т. э. неоднородных эмиттеров в формулу (1) вводят усреднённые эмиссионные характеристики.

Для получения токов больших плотностей, постоянных во времени, требуются эмиттеры с малыми φ и с большими теплотами испарения (См. Теплота испарения) материала; в ряде случаев к термоэлектронным эмиттерам предъявляются специальные требования (химическая пассивность, коррозионная стойкость и др.). Высокой термоэмиссионной способностью обладают так называемые эффективные катоды (оксиднобариевые, оксидноториевые, гексабориды щелочноземельных и редкоземельных металлов и др.) и некоторые металлоплёночные катоды (например, тугоплавкие металлы с плёнкой щелочных, щёлочноземельных и редкоземельных металлов).

Т. э. лежит в основе действия многих электровакуумных и газоразрядных приборов и устройств.

Лит.: Рейман А. Л., Термоионная эмиссия, пер. с англ., М.- Л., 1940; Гапонов В. И., Электроника, т. 1, М., 1960; Добрецов Л. Н., Гомоюнова М. В., Эмиссионная электроника, М., 1966; Кноль М., Эйхмейер И., Техническая электроника, пер. с нем., т. 1, М., 1971; Херинг К., Николье М., Термоэлектронная эмиссия, пер. с англ., М., 1950; 3андберг Э. Я., Ионов Н. И., Поверхностная ионизация, М., 1969; Фоменко В. С., Эмиссионные свойства материалов, К., 1970.

Э. Я. Зандберг.

Рис. 1. Зависимость плотности тока j термоэлектронного тока от разности потенциалов V, приложенной между эмиттером и коллектором электронов (вольтамперная характеристика).

Рис. 2. Плотность термоэлектронного тока насыщения при различных температурах и работах выхода eφ, определяемых по полному току термоэлектронной эмиссии.