6.4.1. Межэлектродный потенциал

Для пропускания больших токов через термоэмиссионный диод необходимо грализовать пространственный заряд. Остановимся на случае, когда про - нственный заряд в межэлектродном пространстве отсутствует. Тогда в плос - диоде потенциал меняется линейно с изменением расстояния от эмиттера. Если электроды внешне короткозамкнуты и термоэлектрическими эффекта - можно пренебречь, то между эмиттером и коллектором отсутствует разность енпиалов: нулевой энергетический уровень (уровень Ферми) один и тот хтя обоих электродов. На рис. 6.8 представлено распределение потенциала • ороткозамкнутом диоде.

Через обозначим работу выхода эмиттера, а фс — работу выхода коллектора,

етим, что чем больше значение ординаты, тем больше значение отрицатель - потенциала (напряжения). Для того чтобы электрон покинул эмиттер, он ■жен как минимум иметь энергию, равную другими словами, потенциал редственно у эмиттера (по отношению к уровню Ферми) равен - ф£. На ри - ке представлен случай, соответствующий соотношению ф£ > фс.

Так как обычно принято увеличение напряжения изображать графиком, правленным вверх, то следует перевернуть рис. 6.8 (рис. 6.9). Видно, что поте циал непосредственно у коллектора выше, чем потенциал непосредственно эмиттера, и, следовательно, при отсутствии пространственного заряда ток че диод / будет равен току насыщения /= /0 (при условии, что эмиссией с котик тора можно пренебречь):

Если эмиттер и коллектор соединены между собой через внешнюю нагрузю показано на рис. 6.1, то ток от генератора вызовет падение напряжения на внеш нагрузке V, что в свою очередь приведет к тому, что напряжение на зажиме эми станет положительным. Распределение потенциала для этого случая представ.-, на рис. 6.10 и 6.11 для двух возможных соотношений между ф£ и (V+ фс).

До тех пор пока выполняется неравенство | V + фс| < |ф£|, межэлектродный потенциал будет по-прежнему ускорять электроны и ток будет оставаться рав­ным току насыщения /0.

Однако если V станет достаточно большим, чтобы нарушить приведенное выше неравенство, то между электродами возникнет задерживающий потенци - ал VR

В этом случае только электроны, которые, находясь в эмиттере, имеют энер­гию, превышающую суммарный потенциальный барьер q( V + фс), смогут достичь коллектора Плотность тока еще описывается законом Ричардсона, но эффек­тивный барьер теперь выше, чем прежде. Электроны эмиттера теперь должны преодолеть не только эмиссионный барьер с/ф£, но также дополнительный ба­рьер qVR. Только электроны с энергией, превышающей <Дф£ + VR) = q (фс + V), могут достичь коллектора:

6.4.2. Вольт-амперные характеристики

Вольт-амперная характеристика термоэмиссионного преобразо - еля показана на рис. 6.12.

Рассмотрим диод с вольфрамовым эмиттером (ф£= 4,52 эВ) и цезиевой плаз­мой (фс= 1,81 эВ). Из-за конденсации цезия на коллекторе работа выхода пос - .‘днего совпадает с работой выхода цезия.

Точка излома на вольт-амперной характеристике должна иметь место при У = 4,52 - 1,81 = 2,71 В. В эксперименте она появляется при 2,5 В, что, по край­ней мере частично, объясняется термоэлектродвижущей силой, возникающей за . ют разницы температур электродов.