Большая Советская Энциклопедия (ТУ)

j = 20	j = 4,5	j = 6,3
Е •10–7	lg j	Е •10–7	lg j	Е •10–7	lg j
1 1,2 1,4 1,6 1,8 2,0 2,2 2,4 2,6	2,98 4,45 5,49 6,27 6,89 7,40 7,82 8,16 8,45	2,0 3,0 4,0 5,0 6,0 7,0 8,0 9,0 10,0 12,0	–3,33 1,57 4,06 5,59 6,62 7,36 7,94 8,39 8,76 9,32	2,0 4,0 6,0 8,0 10,0 12,0 14,0 16,0 18,0 20,0	–12,90 –0,88 3,25 5,34 6,66 7,52 8,16 8,65 9,04 9,36

  Формула (2) получена в предположениях, что температура Т = 0 К и что вне металла в отсутствие поля на электроны действуют только силы зеркального изображения (см. Работа выхода). Форма потенциального барьера для этого случая показана на рис. 1. Прозрачность барьера D может быть рассчитана по методу Венцеля — Крамерса — Бриллюэна. Несмотря на упрощения, теория Фаулера — Нордхейма хорошо согласуется с экспериментом.

  На практике обычно измеряют зависимость тока I = jS (S — площадь эмитирующей поверхности) от напряжения V:Е = aV (a — так называемый полевой множитель). Т. э. металлов характеризуется высокими предельными плотностями тока до величин j ~ 10¹⁰а/см², что объясняется теорией Фаулера — Нордхейма. Лишь при j ~ 10⁶—10^-9а/см²имеют место отклонения от формулы (2), связанные с влиянием объёмного заряда или же с деталями формы потенциального барьера вблизи поверхности металла. Неограниченное повышение напряжения приводит при j ~ 10⁸—10¹⁰а/см² к электрическому пробою вакуумного промежутка и гибели эмиттера, которому предшествует интенсивная кратковременная взрывная эмиссия электронов.

  Т. э. слабо зависит от температуры. Малые отклонения от формулы (2) с ростом температуры Т пропорциональны T²:

. (4)

  Формула (4) верна с точностью до 1% для приращений тока lb 18%. Для больших изменений тока применяют более громоздкие формулы и графики, рассчитанные на ЭВМ. С ростом температуры и понижением Е так называемая термоавтоэлектронная эмиссия смыкается с термоэлектронной эмиссией, усиленной полем (Шотки эффектом).

  Энергетический спектр электронов, вылетающих из металла при Т. э., узок (рис. 2).

  Полуширина s распределения электронов по полным энергиям E (в эв) при Т = 0 К определяется формулой:

 (5)

  При j = 4,4 эв s изменяется от 0,08 до 0,2 эв (для изменений j от 0 до 7). С повышением Т s_Т возрастает, в частности при 300 К (и тех же изменениях j) s_Тизменяется от 0,17 до 0,3 эв. Характер энергетического распределения электронов отклоняется от теоретического в случае сложной конфигурации Ферми поверхности или при наличии на поверхности металла адсорбированных атомов (особенно неметаллических). Если на поверхности металла есть адсорбированные органические молекулы (или их комплексы), то электроны проходят сквозь них, они играют роль волноводов для соответствующих волн де Бройля. При этом наблюдаются типичные для волноводов распределения электронной плотности по сечению волновода. Энергетические спектры электронов в этом случае отличаются аномалиями.

  Отбор тока при низких температурах приводит к нагреву эмиттера, так как вылетающие электроны уносят энергию в среднем меньшую, чем Ферми энергия, тогда как электроны, вновь поступающие в металл, имеют именно эту энергию (Ноттингема эффект). С возрастанием Т нагрев сменяется охлаждением (инверсия эффекта Ноттингема) при переходе через некоторую температуру, соответствующую симметричному (относительно энергии Ферми) распределению вышедших электронов по полным энергиям. При больших токах, когда эмиттер разогревается джоулевым теплом, инверсия эффекта Ноттингема (частично) препятствует лавинному саморазогреву и стабилизирует ток Т. э.

  Автоэлектронные эмиттеры изготавливают в виде поверхностей с большой кривизной (острия, лезвия, шероховатые края фольги и т.п.). В случае, например, острий с радиусом закругления 0,1—1 мкм напряжения ~ 1—10 кв обычно бывает достаточно для создания у поверхности острия поля Е ~ 10⁷в/см. Для отбора больших токов применяются многоострийные эмиттеры.