Emisja termoelektronowa

1. Zjawisko emisji termoelektronowej polega na wysyłaniu elektronów przez nagrzane metale. Elektron przewodzenia może opuścić dany metal jedynie wówczas, gdy jego energia W przewyższa pracę A wyjścia elektronu z metalu.

Gęstość no elektronów swobodnych w metalu jest bardzo duża; ich prędkości cieplne w danej temperaturze są różne i rozłożone - według klasycznych pojęć - zgodnie z prawem Maxwella (zob. t. I). Oznacza to, że nawet w średnich temperaturach występuje w metalu dostatecznie duża liczba elektronów przewodzenia, zdolnych wykonać pracę wyjścia

i opuścić metal. Doświadczenia wykazały, że w temperaturze metalu rzędu kilkuset stopni skali bezwzględnej zjawisko emisji termoelektro­nowej staje się nader intensywne. W wyniku emisji termoelektronowej powstaje prąd termoelektronowy.

Zjawisko emisji termoelektronowej można zademonstrować za pomocą następującego doświadczenia: w rurce szklanej (rys. 10.7), w którą wto­piono dwie elektrody - katodę K i anodę A - wytwarzamy wysoką próżnię, aby elektrony podczas swego ruchu wewnątrz rurki nie zderzały się z cząsteczkami gazu oraz aby katoda nie ulegała utlenianiu. Katodę, wykonaną z badanego metalu nagrzewamy prądem elektrycznym, którego dostarcza nam bateria żarzenia Bż.

Natężenie prądu w obwodzie żarzenia regulujemy opornikiem Rż. Za pomocą układu potencjometrycznego, złożonego z baterii B A i potencjometru R, między anodą i katodą wytwarza się napięcie anodowe U A' mierzone woltomierzem V A. Przełącznik p służy do zmiany znaku napięcia między elektrodami K i A. Prąd termoelektro­nowy mierzymy za pomocą galwanometru G A .

Na podstawie przeprowadzonych prób stwierdzono, że natężenie prądu termoelektronowego I A zależy od napięcia U A' wytworzonego między elektrodami, od temperatury katody oraz od materiału, z jakiego jest ona wykonana.

2. Na rys. 10.8 przedstawiono zależność prądu termoelektronowego I A od napięcia anodowego U A dla stałej temperatury katody. Przy nie­wielkich napięciach anodowych natężenie prądu I A początkowo powoli rośnie wraz ze wzrostem napięcia. Tłumaczy się to tym, że przy małych wartościach U A nie wszystkie elektrony wysyłane przez katodę docierają do anody. Część elektronów między katodą i anodą tworzy chmurę elektronową (ładunek przestrzenny), przeciwdziałającą ruchowi ku anodzie następnych elektronów, które nadal wylatują z katody. W miarę powięk­szania napięcia U A chmura elektronów stopniowo rozprasza się i prąd I A wzrasta. Dla U A = U nas wzrastanie prądu ustaje. Wiąże się to ze stanem, przy którym liczba elektronów docie­rających w jednostce czasu do anody staje się równa liczbie elektronów opuszczających w tym samym czasie katodę. Maksymalny prąd termoelektronowy powstający przy danej temperaturze katody nazywamy prądem nasycenia I_nas.

Z ależność prądu termoelektronowego od napięcia anodowego dla U A < U nas ujmuje wzór Bogusławskiego - Langmuira (tzw. prawo trzech drugich): I_A= BU_A^3/2 (10.7)

gdzie B oznacza współczynnik, zależny od kształtu elektrod i ich wzajem­nego rozmieszczenia.

Prąd termoelektronowy w obwodzie anodowym zaniknie, gdy za po­mocą przełącznika p (rys.10.7) "odwrócimy" znaki napięcia U A i "za­blokujemy" w ten sposób katodę. Oznacza to, że w rurce (lampie) elektro­nowej występuje przewodnictwo jednokierunkowe.

3 . Jeśli przez N oznaczymy całkowitą liczbę elektronów wysyłanych przez katodę (przy danej jej temperaturze) w jednostce czasu, to natężenie prądu nasycenia I_nas możemy obliczyć według wzoru :

J ak wykazały doświadczenia, prąd nasycenia rośnie w miarę podwyższania temperatury katody. Zakładając, że elektrony w metalu są pod­porządkowane prawom statystyki kwantowej, można wykazać, że gęstość prądu nasycenia j_nas oblicza się według wzoru znanego pod nazwą wzoru Richardsona-Dashmana:

(10.8)

gdzie A "znacz a pracę wyjścia elektronu z metalu, k - stałą Boltzmanna, T - temperaturę bezwzględną katody, B' - stałą emisji zależną od ma­teriału katody i stanu jej powierzchni. Wzór (10.8) pozostający w dużej zgodności z doświadczeniem wskazuje, że j_nas rośnie szybko w miarę nagrzewania katody, tj. w miarę powiększania prądu żarzenia. W celu uzyskania większego prądu nasycenia stosuje się katody wykonane z ma­teriałów o możliwie małej pracy wyjścia elektronów. Badania prowadzone w tym kierunku wykazały, że praca wyjścia elektronu z katod tlenkowych (pokrytych tlenkami metali ziem alkalicznych) i torowanych (wolframo­wych, pokrytych jednocząsteczkową warstwą toru) jest znacznie mniejsza niż praca wyjścia elektronów z powierzchni czystych metali. Stwierdzono, że np. katoda torowana (W + Th) pozwala uzyskać w temperaturze 1700^OC 3000-krotnie większy prąd nasycenia niż czysty wolfram w tem­peraturze 2500^OC.

Obecnie oprócz katod torowanych stosuje się katody wolframowe barowane (W+Ba), wolframowe cezowane (W+Cs lub tlenkowe W+Cs) i inne.

4. Umieszczając w pobliżu katody K anodę A z niewielkim otworkiem, można wytworzyć wąski strumień elektronów - promień elektronowy (dawniej katodowy) - który łatwo wykryć po wywoływanym przezeń świeceniu pokrytego siarczkiem cynku ekranu, ustawionego na jego drodze.

W polu elektrycznym występującym między katodą i anodą elektron zostaje przyśpieszony, nabywając energię kinetyczną równą

(10.9)

W celu osiągnięcia dostatecznie dużych prędkości elektronów stosuje się dwie anody, umieszczone jedna za drugą. Przyśpieszanie strumienia elektronów 'w polu elektrycznym między katodą i anodami pierścieniowymi wyzyskuje się w wysokonapięciowych akceleratorach liniowych.

5. Na zjawisku emisji termoelektronowej oparta jest zasada lamp elektronowych, które zostaną omówione w rozdziale XXII, a także zasada szeregu innych przyrządów. Rozpatrzmy tu pokrótce zasadę dzia­łania oscylografu elektronowego (katodowego) (rys. 10.9), stosowanego do badania okresowo zmiennych napięć.

Promień elektronowy wychodzący z katody przechodzi przez cylindrycz­ną elektrodę sterującą B i dalej poprzez anody At i A2. Elektrony poru­szają się następnie między okładkami wzajemnie prostopadłych kondensatorów płaskich CI i C2.

D o pierwszego kondensatora doprowadza się znane napięcie zmienne, do drugiego zaś - napięcie badane. Promień elektronowy, odchylany okresowo przez kondensatory w dwóch prosto­padłych względem siebie kierunkach, opisuje na ekranie fluoryzującym oscylografu krzywą (oscylogram) w kształcie figury Lissajous (zob. t. I).

Do pierwszego kondensatora doprowadza się zazwyczaj napięcie, którego charakterystyka ma przebieg "piłokształtny" (rys. 10.10). Odchy­lenia promienia elektronowego w kierunku poziomym (w kondensato­rze C J są wprost proporcjonalne do napięcia, które z kolei zmienia się proporcjonalnie do czasu. W ten sposób odchylenia promienia elektro­nowego w kierunku poziomym" przedstawiają odcinki czasu. Odchylenia promienia w kierunku pionowym (w kondensatorze C2) są proporcjonalne do badanego napięcia. W wyniku obu tych odchyleń świecący ślad pro­mienia wykreśla na ekranie oscylografu zmiany badanego napięcia w cza­sie - jego "rozwinięcie czasowe". Bardzo mała bezwładność promienia elektronowego umożliwia badanie tym sposobem przebiegów elektrycznych zachodzących w bardzo krótkich okresach czasu, rzędu 10^-7 sek.

Podstawowe wiadomości o innych zjawiskach emisyjnych

l . Energii niezbędnej do wyjścia elektronów z metalu można udzielić im nie tylko przez nagrzewanie metalu, lecz również w inny sposób. W zależności od tego, w jaki sposób elektronom udzielana jest energia. rozróżniamy emisję zimną (autoelektronową), fotoelektronową i wtórną. Emisją zimną nazywamy wyrywanie elektronów z metalu przez pole elektryczne. Może ona zachodzić nawet w niewysokich temperaturach, przy czym wartość temperatury metalu nie ulega wówczas, praktycznie biorąc, zmianom. W wyniku oddziaływania na metal pola elektrycznego o natężeniu E elektronowi może być udzielona energia niezbędna do pokonania kontaktowej różnicy potencjałów na granicy metalu i otacza­jącego go środowiska. Załóżmy, że powierzchniowy skok potencjału zachodzi na odcinku rzędu 10^-8 cm i że praca wyjścia A wy­nosi 1 eV. Jeżeli pole elektryczne jest jednorodne, to według wzoru (10.1) pracę wyjścia można określić jako równą

Minimalne natężenie E pola elektrycznego, zdolne wyrwać elektron z metalu, wynosi zatem

W praktyce - jak wykazały doświadczenia - elektrony są wyrywane z metalu przez setki razy słabsze pola elektryczne. Zadowalającą inter­pretację tego zjawiska podaje współczesna teoria elektronowa metali, jednakże szczegółowe wyjaśnienie mechanizmu emisji zimnej wykracza poza ramy niniejszego kursu.

2. Zjawisko emisji fotoelektronowej polega na wybijaniu elektronów z metalu pod działaniem światła. Specjalnie wykonane w tym celu foto­katody odznaczają się dużą czułością; oznacza to, że stosunek liczby elektronów wylatujących z katody do liczby pochłoniętych przez nią kwantów światła (fotonów) jest znaczny. W nowoczesnych fotokato­dach złożonych praca wyjścia elektronu ulega zmniejszeniu dzięki specjalnej obróbce katody. Np. fotokatody tlenowo-cezowe składają się z czterech warstw: srebra, tlenku srebra i tlenku cezu, na którego powierzchni zaadsorbowane są atomy cezu. Tego rodzaju katody odznaczają się obniżoną wartością pracy wyjścia; ich czułość sięga 1/300 elektronu/kwant. W fotokatodach antymonowo-cezowych czułość dochodzi do 1/4 elekt­ronu/kwant.

3. Jeśli powierzchnię metalu bombarduje się w próżni elektronami przyśpieszonymi przez pole elektryczne, to ona sama staje się źródłem emisji elektronów. Zjawisko to nosi nazwę wtórnej emisji elektronowej. Wtórny strumień elektronowy składa się częściowo z elektronów odbitych przez powierzchnię, częściowo zaś z elektronów wyrwanych z metalu. Dla niektórych czystych powierzchni metalowych (rtęć, platyna) liczba n₂ elektronów wtórnych przewyższa (w najlepszym przypadku) 1,75-­1,78 – krotnie liczbę n₁ elektronów pierwotnych, których energia wynosi 700 eV. Stosunek n₂/n₁ = δ nazywamy współczynnikiem emisji wtórnej. W przypadku półprzewodników i dielektryków δ jest większe niż w przy­padku metali. Dla substancji tych energie elektronów pierwotnych, od­powiadające maksimum δ, są większe niż dla metali.

Zjawisko wtórnej emisji elektronowej wyzyskujemy w powielaczach elektronowych, przeznaczonych do zwielokrotnionego wzmacniania sła­bych prądów elektronowych. Poczynając od lat trzydziestych bieżącego stulecia różne typy powielaczy elektronowych stworzyli naukowcy ra­dzieccy: L. A. Kubiecki, P. W. Timofiejew i in.

N a rys. 10.11 przedstawiony jest układ powielacza elektronowego. Elektrony wyzwalane z fotokatody K kierowane są na katodę emisji wtórnej (emiter) KS₁; posiadają one energię odpowiadającą różnicy potencjałów między K i KS₁. Liczba elektronów wtórnych wyrwanych z katody KS₁ przewyższa δ-krotnie liczbę elektronów wysłanych przez katodę K. Wzmocniony w ten sposób strumień elektronowy jest z kolei kierowany na emiter KS₂. Proces powielania strumienia powtarza się następnie na katodach KS₃, KS₄,, ... , KS_n. Jeśli powielacz posiada n emiterów (katod pośrednich), czyli n kaskad, to na ostatniej elektrodzie –­ anodzie, zwanej kolektorem, uzyskujemy prąd elektronowy wzmocniony δⁿ -krotnie.