Termoemissioon

Termoemissioon on soojuse tekitatud laengukandjate voog laetud keha pinnalt või üle potentsiaalibarjääri. See toimub sellepärast, et laengukandjale antud soojuslik energia ületab sideme energia. Laengukandjad võivad olla elektronid või ioonid. Pärast kiirgumist jääb emissiooniregiooni alles laeng, mis on sama suur ja vastupidise märgiga kui kiiratud kogulaeng. Kui emitter on ühendatud patareiga, siis järelejäänud laeng neutraliseeritakse patarei varustatud laenguga. Elektronide termoemissiooni nimetatakse ka termoelektronemissiooniks. Termoemissiooni klassikaline näide on elektronide kiirgumine kuumast katoodist vaakumisse (tuntud ka kui Edisoni efekt) elektronlambis. Kuumaks katoodiks võib olla metallist hõõgniit, kaetud metallist hõõgniit või eraldi metallide või üleminekukarbiidide või -boriidide struktuur. Metallidelt vaakumisse kiirgumine kaldub olema oluline ainult temperatuuridel üle 1000 kelvini (K). Tänapäeval kasutatakse terminit "termoemissioon" kõikide soojuslikult ergastatud laengu kiirgamise protsesside puhul, isegi kui laeng kiiratakse ühest tahkest regioonist teise. See protsess on väga tähtis paljude elektrooniliste seadmete töös ning seda kasutatakse ka kehade jahutamiseks või elektrienergia tootmiseks (nt termoelektronmuundur). Laengu voo suurus kasvab muljetavaldavalt temperatuuri tõstmisega. Termoemissiooni täheldas esimesena 1873. aastal Suurbritannia füüsik Frederick Guthrie. Töötades laetud objektidega, avastas Guthrie, et punaseks kuumutatud positiivselt laetud rauast kera kaotas oma laengu (seda kuidagi õhku maha laadides). Ta pani ka tähele, et seda ei juhtunud, kui keral oli negatiivne laeng. Nähtusega tegelesid 19. sajandi lõpus ka mitmed teised teadlased, näiteks Johann Wilhelm Hittorf, Eugen Goldstein ning Julius Elster ja Hans Friedrich Geitel. 1880. aasta 13. veebruaril taasavastas Thomas Edison selle nähtuse, kui ta üritas leida oma hõõglampide hõõgniitide katkiminemise ja ebaühtlase tumenemise põhjust. Igas tahkes metallis on iga aatomi kohta üks või kaks elektroni, mis võivad vabalt liikuda aatomilt aatomile. Nende kiirused ei ole homogeensed, vaid järgivad statistilist jaotust, ning aeg-ajalt on mõnel elektronil piisavalt kiirust, et lahkuda metallist nii, et seda ei tõmmata tagasi. Minimaalset hulka energiat, mida elektronil on vaja, et pinnalt lahkuda, nimetatakse selle väljumistööks. Väljumistöö iseloomustab materjali pinda ja on enamiku metallide puhul mitme elektronvoldi suurusjärgus. Termoemissioonvoolu saab suurendada väljumistöö vähendamisega. Seda tihti soovitud eesmärki võib saavutada juhtme katmisel mitme erineva oksiidikihiga. 1901. aastal avaldas oma eksperimentide tulemused inglise füüsik Owen Willans Richardson, kes avastas, et kuumutatud juhtme termoemissioonvool sõltus eksponentsiaalselt juhtme temperatuurist (sarnaselt Arrheniuse võrrandiga). Hiljem pakkus ta välja, et emissiooniseadusel peaks olema järgmine matemaatiline kuju: J = A G T 2 e − W k T , {\displaystyle J=A_{\mathrm {G} }T^{2}\mathrm {e} ^{-W \over kT},} kus J on emissiooni voolutihedus, T on metalli temperatuur, W on metalli väljumistöö, k on Boltzmanni konstant ja AG on parameeter, mida seletab järgmine mõttekäik. Võttes mõlemalt poolt logaritmi, saab valemi ln ⁡ J = ln ⁡ A G + 2 ln ⁡ T − W k T . {\displaystyle \ln J=\ln A_{G}+2\ln T-{\frac {W}{kT}}.} Seega on valem, mis näitab kahel erineval temperatuuril voolutiheduste suhet, järgmine: ln ⁡ J 2 − ln ⁡ J 1 = ln ⁡ A G − ln ⁡ A G + 2 ln ⁡ T 2 − 2 ln ⁡ T 1 + W k T 1 − W k T 2 , {\displaystyle \ln J_{2}-\ln J_{1}=\ln A_{G}-\ln A_{G}+2\ln T_{2}-2\ln T_{1}+{{\frac {W}{kT_{1}}}-{\frac {W}{kT_{2}}}},} ln ⁡ ( J 2 J 1 ) = 2 ln ⁡ ( T 2 T 1 ) +   W k ( 1 T 1 − 1 T 2 ) . {\displaystyle \ln \left({\frac {J_{2}}{J_{1}}}\right)=2\ln \left({\frac {T_{2}}{T_{1}}}\right)+{\frac {\ W}{k}}\left({{\frac {1}{T_{1}}}-{\frac {1}{T_{2}}}}\right).} Perioodil 1911–1930 hakati elektronide käitumisest metallis paremini aru saama. AG jaoks pakkusid Richardson, Saul Dushman, Ralph H. Fowler, Arnold Sommerfeld ja Lothar Wolfgang Nordheim mitmesuguseid teoreetilisi avaldisi, mis toetusid erinevatele füüsikalistele oletustele. Üle 80 aasta hiljem pole ikka veel teoreetikute vahel konsensust, milline peaks olema täpne avaldis AG jaoks, kuid on üksmeel, et AG tuleb kirjutada kujul A G = λ R A 0 , {\displaystyle A_{\mathrm {G} }=\;\lambda _{\mathrm {R} }A_{0},} kus λR on materjalispetsiifiline korrektsioonikordaja, mis on tüüpiliselt 0,5 suurusjärgus. A0 on universaalne konstant, mis avaldub A 0 = 4 π m k 2 e h 3 = 1.20173 × 10 6 A m − 2 K − 2 , {\displaystyle A_{0}={4\pi mk^{2}e \over h^{3}}=1.20173\times 10^{6}\,\mathrm {A\,m^{-2}\,K^{-2}} ,} kus m ja −e on elektroni mass ja laeng ning h on Plancki konstant. Umbes 1930. aastani valitses arusaam, et elektronide laineomaduste tõttu mingi proportsioon rav väljaminevaid elektrone peegeldub, kui need jõuavad emitteri pinnale. Nõnda väheneb emissiooni voolutihedus ja λR saab väärtuseks (1-rav). Seega võib mõnes kohas termoemissioonvoolu võrrandit näha kujul J = ( 1 − r a v ) A 0 T 2 e − W k T . {\displaystyle J=(1-r_{\mathrm {av} })A_{0}T^{2}\mathrm {e} ^{-W \over kT}.} Modinose tänapäevane teoreetiline käsitlus eeldab, et arvestada tuleb ka kiirgava materjali energiatsoonide struktuuriga. See toob kaasa veel teise korrektsioonikordaja λB, andes tulemuseks A G = λ B ( 1 − r a v ) A 0 {\displaystyle A_{\mathrm {G} }=\lambda _{\mathrm {B} }(1-r_{\mathrm {av} })A_{0}} . "Üldistatud" kordaja AG eksperimentaalselt leitud väärtused on tavaliselt samas suurusjärgus nagu A0. AG erineb märgatavalt erinevate kiirgavate materjalide puhul ja võib erineda ka sama materjali erineva kristallograafilise tahu puhul. Vähemalt kvalitatiivselt saab neid erinevusi põhjendada λR erinevustega. Richardsoni võrrandit käsitlevas kirjanduses on palju segadust, kuna: (1) paljudes allikates ei tehta vahet AG ja A0 vahel, vaid kasutatakse lihtsalt sümbolit A (mõnikord nimetatakse seda Richardsoni konstandiks); (2) valemeid korrektsioonikordajaga λR ja ilma selleta nimetatakse samamoodi; (3) sellel võrrandil on palju erinevaid nimesid, nagu Richardsoni võrrand, Dushmani võrrand, Richardson-Dushmani võrrand ja Richardson-Laue-Dushmani võrrand. Eksponentsiaalse kuju tõttu kasvab vool kiiresti temperatuuri tõstmisega, kui kT on väiksem kui W. Peaaegu iga materjali jaoks toimub sulamine palju enne tingimust kT = W.  Pikemalt artiklis Schottky efekt Elektrone kiirgavates seadmetes, eriti elektronikahurites, on termoelektronemitter laetud negatiivselt. See tekitab emitteri pinnale elektrivälja F. Ilma selle väljata on Fermi taseme elektroni pinnabarjäär võrdne väljumistööga W. Elektriväli vähendab pinnabarjääri ΔW võrra ja suurendab emissioonivoolu. Seda nähtust nimetatakse Walter H. Schottky järgi Schottky efektiks või välja täiustatud termoemissiooniks. Schottky efekti saab modelleerida lihtsa muudatusega Richardsoni võrrandis, kui W asemele kirjutada (W − ΔW). See annab võrrandi J ( F , T , W ) = A G T 2 e − ( W − Δ W ) k T {\displaystyle J(F,T,W)=A_{\mathrm {G} }T^{2}e^{-(W-\Delta W) \over kT}} Δ W = e 3 F 4 π ϵ 0 , {\displaystyle \Delta W={\sqrt {e^{3}F \over 4\pi \epsilon _{0}}},} kus ε0 on elektriline konstant. Sellist elektronide emissiooni, mida kirjeldab eelnev võrrand, nimetatakse Schottky emissiooniks. See võrrand on suhteliselt täpne elektrivälja väärtuste puhul, mis on väiksemad kui 108 V  m−1. Suuremate elektrivälja tugevuste korral hakkab Fowleri-Nordheimi (FN) tunnelleerimine panustama oluliselt emissioonivoolu. Selles režiimis saab mõlemat efekti modelleerida Murphy-Goodi võrrandiga. Veel suuremate väljatugevuste korral saab FNi tunnelleerimine valitsevaks elektronide emissiooni mehhanismiks ning emitter töötab niinimetatud külmas välja elektronide emissiooni (cold field electron emission (CFE)) režiimis. Footonparendatud termoemissioon (Photon-enhanced thermionic emission (PETE)) on Stanfordi Ülikooli inseneride väljatöötatud protsess, mis kasutab nii päikese valgust kui ka soojust, et elektrit toota, ja suurendab päikeseenergia kasutamise efektiivsust rohkem kui kaks korda. See seade jõuab suurima efektiivsuseni pärast 200 °C; enamik räni päikesepatareidest muutub inertseteks pärast 100 °C. Katood Kuum katood Külm katood Elektronlamp Väljumistöö Richardson, O. W. (2003). Thermionic Emission from Hot Bodies. Wexford College Press. Lk 196. ISBN 978-1-929148-10-3. Crowell, C. R. (1965). "The Richardson constant for thermionic emission in Schottky barrier diodes". Solid-State Electronics. 8 (4): 395–399. Bibcode:1965SSEle...8..395C. DOI:10.1016/0038-1101(65)90116-4. Kiziroglou, M. E.; Li, X.; Zhukov, A. A.; De Groot, P. A. J.; De Groot, C. H. (2008). "Thermionic field emission at electrodeposited Ni-Si Schottky barriers". Solid-State Electronics. 52 (7): 1032–1038. Bibcode:2008SSEle..52.1032K. DOI:10.1016/j.sse.2008.03.002.{{cite journal}}: CS1 hooldus: mitu nime: autorite loend (link) Orloff, J. (2008). "Schottky emission". Handbook of Charged Particle Optics (2nd ed.). CRC Press. Lk 5–6. ISBN 978-1-4200-4554-3. Murphy, E. L.; Good, G. H. (1956). "Thermionic Emission, Field Emission, and the Transition Region". Physical Review. 102 (6): 1464–1473. Bibcode:1956PhRv..102.1464M. DOI:10.1103/PhysRev.102.1464.{{cite journal}}: CS1 hooldus: mitu nime: autorite loend (link) Bergeron, L. (2. august 2010). "New solar energy conversion process discovered by Stanford engineers could revamp solar power production". Stanford Report. Vaadatud 4.08.2010. Schwede, J. W. (2010). "Photon-enhanced thermionic emission for solar concentrator systems". Nature Materials. 9 (9): 762. Bibcode:2010NatMa...9..762S. DOI:10.1038/nmat2814.