Спадило.ру

Эффект Шоттки при термоэлектронной эмиссии

Вид электростатического потенциала вблизи отрицательно заряженного электрода и снижение работы выхода за счёт эффекта Шоттки. Чёрная линия — потенциал без наложения внешнего поля; красная линия — потенциал EU{\displaystyle E_{U}} от внешнего поля; синяя линия — потенциал электрона с одновременным учётом работы выхода и внешнего поля; xm{\displaystyle x_{m}} — расстояние от электрода с максимумом потенциала.

Основная статья: Эффект Шоттки

При наложении внешнего электростатического поля, силовые линии которого направлены к эмиттирующему электроду (катоду), то есть этот электрод имеет отрицательный потенциал относительно анода, наблюдается снижение работы выхода электронов из катода. Это явление называется эффектом Шоттки, получившее название в честь Вальтера Шоттки, рассмотревшему это явление. Приблизительное объяснение эффекта приведено на рисунке. Внешнее электрическое поле EU{\displaystyle E_{U}} понижает работу выхода на величину ΔW{\displaystyle \Delta W}. Электроны в металле имеют энергию равную энергии уровня Ферми EF{\displaystyle E_{F}}, а электроны на бесконечном удалении от поверхности имеют энергию E∞{\displaystyle E_{\infty }}. Разность этих энергий — это работа выхода Ee{\displaystyle E_{e}}. Сумма сил притяжения к катоду и от внешнего поля имеет локальный максимум на расстоянии xm{\displaystyle x_{m}} от катода, причём этот максимум имеет энергию ниже энергии выхода, что увеличивает термоэлектронную эмиссию. Эмиссия электронов, которая происходит в результате совместного действия эффекта Шоттки и термоэлектронной эмиссии часто называется «эмиссией Шоттки». Формулу для плотности тока термоэлектронной эмиссии с учётом эффекта Шоттки можно получить простой модификацией формулы Ричардсона, подставив в неё вместо We{\displaystyle W_{e}} энергию We−ΔW{\displaystyle W_{e}-\Delta W}:

J(F, T, W)=AGT2e−(We−ΔW)kT.{\displaystyle J(F,\ T,\ W)=A_{\mathrm {G} }T^{2}e^{-(W_{e}-\Delta W) \over kT}.}

Величина уменьшения работы выхода ΔW{\displaystyle \Delta W}за счёт эффекта Шоттки даётся формулой:

ΔW=q3E4πε,{\displaystyle \Delta W={\sqrt {q^{3}E \over 4\pi \varepsilon _{0}}},}
где q{\displaystyle q} — элементарный заряд;
E{\displaystyle E} — напряжённость электрического поля;
ε{\displaystyle \varepsilon _{0}} — диэлектрическая постоянная вакуума.

Эта формула даёт хорошее согласие с опытом при напряжённости электрического поля до примерно 108 В/м. Для напряженности электрического поля выше 108 В/м становится существенно туннелирование электронов через потенциальный барьер, так называемое туннелирование Фаулера — Нордхайма и при этом туннельный ток начинает вносить значительный вклад в общий ток эмиссии. В этом режиме эффекты усиленной полем термоэлектронной и туннельной эмиссии могут быть описаны уравнением Мерфи — Гуда. В ещё более сильных полях туннелирование Фаулера — Нордхайма становится доминирующим механизмом электронной эмиссии, при этом катод работает в так называемом режиме «холодной электронной эмиссии» или «автоэлектронной эмиссии».

Термоэлектронная эмиссия также может усиливаться от других формам возбуждения поверхности катода, например, при облучении светом. Так, возбужденные атомы цезия в парах в термоэмиссионных преобразователях образуют активные центры Cs-, которые приводят к уменьшению работы выхода с 1,5 эВ до 1,0—0,7 эВ. Эти центры имеют большое время жизни и работа выхода остается низкой, что существенно повышает эффективность термоэмиссионного преобразователя.

Напряжение — запирание — лампа

Напряжение запирания лампы можно рассчитать теоретически. Следовательно, должно быть равно нулю и действующее напряжение.

Напряжение запирания лампы зависит как от анодного напряжения, так и от конструктивных особенностей триода, влияющих на проницаемость D. Так, в лампах с более густой сеткой, в которых невелики емкость Са. Лампа при том же значении анодного напряжения запирается при меньшем отрицательном напряжения — 1 / со. Пределы изменения сеточного напряжения от точки — ие — — t / co до значения Ue0 иногда называют раствором анодно-сеточ-ной характеристики.

Значение напряжения запирания лампы, определяемое соотношением ( 3 — 16), зависит как от анодного напряжения, так и от конструктивных особенностей триода, влияющих иа величину проницаемости D. Так, в лампах с более густой сеткой, в которых невелики емкость Сак и проницаемость D, напряжение j — UCo меньше.

Таким образом, напряжение запирания лампы тем более отрицательно, чем больше проницаемость лампы и чем выше анодное напряжение. Следует, однако, помнить, что рассчитанное ПО формуле ( 3 — 16) значение напряжения запирания несколько меньше получаемого на практике, так как в основу расчета был положен закон степени трех вторых, при выводе которого не учитывается ряд физических явлений в лампе.

Напряжение Um должно быть больше напряжения запирания лампы Ego. При этом условии отрицательный скачок напряжения на сетке Л2 вызывает ее запирание. В это время в цепи сетки Jf1 протекают сеточные токи, сопротивление участка сетка — катод равно гск.

Вследствие наличия положительного потенциала на экранирующей сетке напряжение запирания лампы — ugimn У пентодов больше, чем у триодов, что позволяет подавать на управляющую сетку большее входное напряжение.

Сеточный ограничитель.

В отрицательный полупериод входного сигнала, амплитуда которого меньше напряжения запирания лампы, сеточный ток отсутствует, потенциал сетки равен входному сигналу, а анодный ток и усиленное выходное напряжение, снимаемое с анода, повторяет форму входного напряжения.

В других применениях иногда желательно сделать напряжение смещения равным напряжению запирания лампы.

В классе В напряжение смещения на сетке выбрано равным напряжению запирания лампы, поэтому при колебательном режиме ток идет только в течение полупериода.

Усилитель работает в классе С: величина постоянного смещения ил превышает напряжение запирания лампы; таким образом, усилитель имеет определенную зону нечувствительности.

Эквипотенциальные поверхности в плоском триоде и кривые распределения потенциала ( — — — — — — — — — — — — между витками сетка.

При подаче на сетку напряжения, меньшего по модулю, чем напряжение запирания лампы Uc Uco, ( рис. 3 — 3чв), поле в середине между витками сетки становится ускоряющим. При накаленном катоде электроны в этой части пространства устремляются к аноду.

Пользуясь выражением ( 3 — 10), можно получить формулу для напряжения запирания лампы Uco; при котором анодный ток становится равным нулю.

Принципиальная ма мультивибратора.| Графики напряжений в цепях мультивибратора.

Примечания

  1. Paxton, William . Дата обращения 22 ноября 2016.
  2. . Encyclopedia Britannica. Дата обращения 22 ноября 2016.
  3. См. например:

  4. См. например:

  5. См. например:

  6. Preece coins the term the «Edison effect» on page 229.
  7. См. например:

    • Provisional specification for a thermionic valve was lodged on November 16, 1904. In this document, Fleming coined the British term «valve» for what in North America is called a «vacuum tube»: «The means I employ for this purpose consists in the insertion in the circuit of the alternating current of an appliance which permits only the passage of electric current in one direction and constitutes therefore an electrical valve».
  8. Фридрихов С. А., Мовнин С. М. Глава 10. Физические основы эмиссионной электроники // Физические основы электронной техники. — М.: Высшая школа, 1982. — С. 434—435. — 608 с.
  9. Зиновьев В. А. Краткий технический справочник. Том 1. — М.-Л. Техтеориздат, 1949. — c. 183

Формула Ричардсона для плотности тока насыщения

Формула, первоначально полученная Ричардсоном на основе классической электронной теории металлов, а затем уточнённая русско-американским учёным С. Дэшманом (англ.) на основе квантовой теории, называется уравнением Ричардсона — Дешмана.

Плотность тока насыщения определяется формулой Ричардсона — Дешмана, выведенной теоретически на основе квантовой статистики:

j=(1−⟨R⟩)A⋅T2⋅e−WekT{\displaystyle j=(1-\langle R\rangle )A\cdot T^{2}\cdot e^{-W_{e}/kT}},
где ⟨R⟩{\displaystyle \langle R\rangle } — усреднённое по спектру термоэлектронов значение коэффициента отталкивания электронов от потенциального барьера;
A{\displaystyle A} — термоэлектрическая постоянная, равная 120,4AK2cm2;{\displaystyle 120,4{\Big };} в модели свободных электронов А. Зоммерфельда A=4πmk2eh3=1,20173×106Am−2K−2;{\displaystyle A_{0}={4\pi mk^{2}e \over h^{3}}=1,20173\times 10^{6}\,\mathrm {A\,m^{-2}\,K^{-2}} ;}
We{\displaystyle W_{e}} — работа выхода электронов из катода;
k{\displaystyle k} — постоянная Больцмана;
e{\displaystyle e} и m{\displaystyle m} — заряд и масса электрона;
h{\displaystyle h} — постоянная Планка;
T{\displaystyle T} — абсолютная температура.

Для практического применения эту формулу также записывают в виде:

j=a⋅T2⋅e−bkT{\displaystyle j=a\cdot T^{2}\cdot e^{-b/kT}},
где a, b{\displaystyle a,\ b} — постоянные для данного материала катода параметры, определяемые из опыта.

Уменьшение работы выхода приводит к быстрому увеличению плотности тока насыщения. Поэтому практически катоды из чистых металлов применяются редко и используют оксидные катоды (например, никель, покрытый тонким слоем оксидов щёлочноземельных металлов), работа выхода электронов у которых мала (1—1,5 эВ).

29.5. Термоэлектронная эмиссия

Термоэлектронной эмиссией называется испускание электронов нагретыми телами.

29.5.1. Работа выхода

Глубина потенциальной ямы U0, в которой находятся электроны в металлах, порядка 10 эВ (например в цезии U ≈ 3,5 эВ, в бериллии U ≈ 18 эВ). Энергия Ферми, разумеется, меньше, чем U (для цезия EF = 1,58 эВ, для бериллия EF = 14,14 эВ).

Наименьшая работа, необходимая для удаления электрона из металла, равна:

Эта работа А называется работой выхода электрона из металла. При T > 0K работу выхода также определяют как разницу между глубиной потенциальной ямы U и уровнем Ферми. Так как уровень Ферми EF зависит от температуры (29.3.2.4), то величина работы А также немного зависит от температуры.

29.5.2. Электронное облако

При T > 0 имеется некоторое количество электронов,
энергия которых достаточна для выхода из металла. Покинуть
металл могут те электроны, энергия которых E > U
(см. рисунок). Число их пропорционально площади, ограниченной
хвостом правого графика и осью энергий:

Около поверхности нагретого металла возникает электронное облако. Это облако и металл находятся в динамическом равновесии: потоки электронов из металла в облако и из облака в металл одинаковы.

29.5.3. Ток насыщения

Пусть поверхность нагретого металла лежит в плоскости x, y, а ось z направлена перпендикулярно поверхности, как изображено на следующем рисунке. Расположим параллельно катоду еще одну металлическую пластину и подадим на нее положительный потенциал.

Возникающее электрическое поле будет создавать направленное движение электронов от катода к аноду — потечет электрический ток. При увеличении положительного потенциала анода электрический ток сначала растет, затем достигает максимального значения. Это значение называется током насыщения. При этом все электроны, покидающие катод за время Δt, увлекаются электрическим полем и достигают за это же время анода.

29.5.4. Формула Ричардсона-Дэшмена для плотности тока насыщения

Плотностью тока, как известно (10.2), называется отношение силы тока к площади поперечного сечения проводника.

При движении носителей заряда со средней скоростью упорядоченного движения <v> плотность тока j связана с концентрацией электронов n и величиной <v> следующим образом (10.2.1):

здесь e — элементарный заряд.

При термоэлектронной эмиссии электроны, покидающие металл, имеют разные скорости. Вклад в плотность тока электронов, вылетающих из катода по направлению к аноду и имеющих компоненту скорости вдоль оси z в интервале от vz до vz + dvz , дается выражением:

Здесь dnvz = dnpz — концентрация электронов, имеющих скорость vz и соответствующий ей импульс pz = mvz в указанном выше интервале.

Плотность тока насыщения получим, проинтегрировав dj по pz от нуля до бесконечности:

Для dnpz получается следующее выражение:

Здесь 2/h3 возникает при подсчете числа состояний в фазовом объеме dVdpxdpydpz. Интегрирование по px и py исключает из рассмотрения движение электронов параллельно поверхности катода. «Хвост» функции распределения Ферми-Дирака (29.3.2.7) должен быть выражен через компоненты импульса электрона в соответствии с равенством:

Здесь учтем, что U — EF = A (29.5.1).
Интегрирование дает следующий результат:

Введя обозначение:

получим формулу Ричардсона-Дэшмена для плотности тока насыщения:

Постоянная В называется константой Ричардсона.

Численное значение константы Ричардсона:

Измеряя на опыте зависимость тока насыщения от температуры, можно экспериментально определить работу выхода электрона А и материал, из которого изготовили катод.

Величина — ток — насыщение

Таким образом, в базе имеет место режим малого уровня инжек-ции, и по величине тока насыщения можно оценить равновесную концентрацию электронов в слаболегированной области. Она оказалась равной 1012 Нем3, что примерно на два порядка ниже равновесной концентрации электронов в исходном материале.

Зависимость сопротивления контакта металл-полупроводник при малом напряжении на контакте от работы выхода металла для селена.

Вольтамперная характеристика контакта металл — полупроводник обычно имеет вид, близкий к (2.38), однако величина тока насыщения / s определяется более сложным путем и не всегда может быть рассчитана.

Транспортный ток не изменяется, но температура растет так, что при более высоком ее значении ток достигает величины тока насыщения.

Режим насыщения диода позволяет удобно регулировать величину шумового напряжения Um на нагрузке диода R, так как шумовой ток / ш зависит от величины тока насыщения Is — В рассматриваемой схеме величины шумового тока / ш, а следовательно, и напряжения 1 / ш регулируются изменением напряжения накала диода при помощи резистора Rn. Для разделения постоянной составляющей анодного и переменной составляющей шумового токов используются дроссель L и конденсатор С.

Обратные вольт-амперные характеристики некоторых типов германиевых диодов при 7 о293 К.

Согласно выраже — 1ВО нию ( 6 — 1) на этом участке обратная вольт-амперная характеры — во стика представляет собой прямую, параллельную оси напряжений и отстоящую от нее на величину тока насыщения / о. Однако так дело обстоит у идеального диода.

Так как электропроводность определяется двумя факторами, а именно подвижностью носителей зарядов и их числом, то следующий этап исследования состоял в разделении этих переменных. Величина тока насыщения в первом приближении пропорциональна константе скорости диссоциации молекулы HzO на ионы и объему образца.

Ток, текущий на электрод, является током насыщения, не зависящим от приложенного напряжения V. Величина тока насыщения равна Диффузионному току, отвечающему максимально возможному перепаду концентрации.

Очевидно, что возрастание тока прекратится тогда, когда напряженность поля достигнет величины, при которой все ионы и электроны, создаваемые внешним ионизатором за 1 сек, будут за это же время подходить к электродам. Величина тока насыщения пропорциональна мощности ионизатора. При достаточно большой напряженности поля Ес начинается самоионизация газа, а при дальнейшем увеличении напряженности наступает самостоятельный газовый разряд. Таким образом, участок Od кривой на рис. 209 соответствует несамостоятельному газовому разряду, а ветвь кривой, лежащая правее точки d — самостоятельному газовому разряду.

Наклон переходной характеристики, определяемый коэффициентом ( J, мало зависит от напряжения питания и от величины сопротивления нагрузки. Величина тока насыщения, наоборот, практически полностью определяется этими двумя величинами.

Это постоянное, не зависящее от напряжения, значение величины тока называют током насыщения. Значение величины тока насыщения, следовательно, определяется не напряжением, а свойствами ионизирующего фактора.

Зависимость фотоэффекта от длины волны для двух различных.

Эйнштейна (177.1) и означающее, что фотоэлектрон действительно приобрел энергию N фотонов. Число фотоэлектронов, направлений колебания характеризуемое величиной тока насыщения, оказалось пропорциональным интенсивности света, возведенной в степень N. Изменения поляризации света и угла падения ( см. рис. 32.9) позволили выяснить, что нелинейный фотоэффект обусловливается исключительно слагающей напряженности электрического поля, перпендикулярной к поверхности катода.

Кривые зависимости тока покоя лампы.| Характеристики диода при различных напряжениях накала ( ординаты пропорциональны / 2 / э.| Анодный ток в зависимости от времени разогрева для двух ламп одного типа с оксидным.| Крутизна в зависимости от анодного тока при различных мощностях накала ( абсциссы пропорциональны / /.

Плотность — ток — насыщение

Когда потенциал анода становится настолько большим, что все электроны, испускаемые катодом за каждую единицу времени, попадают на анод, ток достигает своего максимального значения и перестает зависеть от анодного напряжения. Плотность тока насыщения js, т.е. сила тока насыщения на каждую единицу поверхности катода, характеризует эмиссионную способность катода, которая зависит от природы катода и его температуры.

Температурная зависимость напряжения на тиристорах в открытом состоянии мало чем отличается от соответствующей зависимости напряжения на силовых диодах. Плотности токов насыщения переходов также экспоненциально увеличиваются при этом с ростом температуры. Благодаря этому при неизменном значении плотности тока в открытом состоянии падения напряжения на переходах практически линейно уменьшаются с ростом температуры.

Число электронов в металле, способных преодолеть потенциальный барьер на поверхности и выйти в вакуум, быстро увеличивается при повышении температуры. Поэтому и плотность тока насыщения очень сильно зависит от температуры.

Здесь С — постоянная, различная для разных металлов. Эта формула выражает зависимость плотности тока насыщения катода от температуры и известна в литературе под названием формулы.

Зависимость термоэлектронного тока насыщения от температуры.

Здесь С — постоянная, различная для разных металлов. Эта формула выражает зависимость плотности тока насыщения катода от температуры и известна в литературе под названием формулы Ричардсона. Приведенный выше вывод был основан на представлениях классической электронной теории.

Каковы же расчетные ожидаемые значения КПД СЭ с одним р-тг-переходом на основе кремния и арсенида галлия при современном уровне технологии получения этих материалов. Ответ на этот вопрос зависит от степени близости значений плотности тока насыщения i0, реализуемых в приборах, к минимально возможным значениям i Omta.

Это уравнение показывает ( в рамках принятых допущений), изменения каких параметров вызывают увеличение Voc. Это, во-первых, высота барьера — наиболее важный параметр, определяющий плотность тока насыщения Joe основных носителей заряда; во-вторых, диодный коэффициент А, который в данной модели характеризует отношение V / VS ( названное Фонашом распределением поля); в-третьих, Joe и / /, зависящие от коэффициентов прозрачности барьера f е и У /, для туннелирующих носителей. Все эти параметры наиболее существенно влияют на термоэмиссионную составляющую диодного тока. Рассмотрим их более подробно.

Из равенства ( 8) вытекает, что плотность тока / не зависит от напряженности поля Е, а следовательно, и от разности потенциалов 1 / 1 — К) между электродами. Плотность тока / является максимально возможной при данных условиях ( данных Ди, q и /) и называется плотностью тока насыщения.

При увеличении анодного напряжения ток возрастает до некоторого максимального значения /, ж, называемого током насыщения. Это означает, что почти все электроны, покидающие катод, достигают анода, поэтому дальнейшее увеличение напряженности ноля не может привести к увеличению термоэлектронного тока. Следовательно, плотность тока насыщения характеризует эмиссионную способность материала катода.

При увеличении анодного напряжения ток возрастает до некоторого максимального значения / нас, называемого током насыщения. Это означает, что почти все электроны, покидающие катод, достигают анода, поэтому дальнейшее увеличение напряженности поля не может привести к увеличению термоэлектронного тока. Следовательно, плотность тока насыщения характеризует эмиссионную способность материала катода.

При увеличении анодного напряжения ток возрастает до некоторого максимального значения / с, называемого током насыщения. Это означает, что почти все электроны, покидающие катод, достигают анода, поэтому дальнейшее увеличение напряженности поля не может привести к увеличению термоэлектронного тока. Следовательно, плотность тока насыщения характеризует эмиссионную способность материала катода.

Эга плотность тока создается всеми ионами, порождаемыми ионизатором в заключенном между электродами столбе газа с единичным поперечным сечением. Следовательно, эта плотность тока является наибольшей при данной интенсивности ионизатора и заданном расстоянии / между электродами. Ее называют плотностью тока насыщения / нас.

Плотность тока смещения

В классической электродинамике существует понятие тока смещения, который пропорционально равен быстроте изменения индукции электрического поля. Он не связан с перемещением каких-либо частиц поэтому, по сути, не является электрическим током. Несмотря на то, что природа этих токов разная, единица измерения плотности у них одинаковая — A/м2.

Ток смещения – это поток вектора быстроты изменения электрического поля ∂E/∂t через S — некоторую поверхность. Формула тока смещения выглядит так:

JD — ток смещения

ε – электрическая постоянная, равная 8,85·10-12 Кл2/(H·м2)

∂E/∂t — скорость изменения электрического поля [Н/(Кл·с)]

ds – площадь поверхности

Плотность тока смещения определяется по следующей формуле:

для вакуума:

для диэлектрика:

jD — ток смещения [А/м2]

ε – электрическая постоянная, равная 8,85·10-12 Кл2/(H·м2)

∂E/∂t — скорость изменения электрического поля [Н/(Кл·с)]

∂D/∂t — скорость изменения вектора эл. индукции [Кл/м2·с)]

29.6 Бозоны

Бозон — это частица или (квазичастица — как, например, фонон — квант упругих колебаний в твердых телах) с нулевым или целочисленным спином. К бозонам, как уже упоминалось (28.8.2), относятся также фотоны (спин s = 1), составные частицы, состоящие из четного числа фермионов (например, для атома 42He), куперовские пары электронов, образование которых приводит к сверхпроводимости.

29.6.1. Распределение Бозе-Эйнштейна

Распределение Бозе-Эйнштейна дает <n(Ei)>
среднее число невзаимодействующих между собой бозонов
в состоянии с энергией Ei, где i — набор квантовых
чисел, характеризующих квантовое состояние. Формула распределения
Бозе-Эйштейна имеет следующий вид:

где μ — химический потенциал;

T — абсолютная температура (22.2.3);

k — постоянная Больцмана (22.2.5).

В отличие от распределения Ферми-Дирака (29.3.2.1, 29.3.2.2)
в знаменателе стоит минус единица. Вследствие этого химический
потенциал μ для бозонов не может быть положительным.
Иначе при Ei < μ (если бы μ> 0!)
показатель экспоненты в знаменателе стал бы отрицательным,
экспонента стала бы меньше единицы и некоторые из чисел
заполнения ni стали бы отрицательными, что
невозможно.

Если полное число частиц в системе не фиксировано, как, например, для фотонов при тепловом излучении (26.2), то химический потенциал μ равен нулю.

При фиксированном числе частиц величину μ определяют
из условия нормировки, как и в случае распределения
Ферми-Дирака (29.3.2.3).

29.6.2. Фотонный газ

При обычных, не лазерных, интенсивностях фотоны можно считать невзаимодействующими между собой бозонами, поэтому тепловое излучение, находящееся в равновесии со стенками излучающей полости можно рассматривать как идеальный фотонный газ.

Как было отмечено выше, химический потенциал для системы
фотонов μ = 0. Энергия фотона  (26.1.3,
26.1.4), следовательно распределение Бозе-Эйнштейна для
фотонов имеет следующий вид:

здесь <n(ωi)> — среднее число
фотонов с частотой ωi. Частота ωi
 задает квантовое состояние фотона.

29.6.3. Вывод формулы Планка для
u(ω, Т) — функции распределения плотности
энергии в спектре излучения абсолютно черного тела

История открытия

Термоэлектронная эмиссия в электровакуумном диоде. При подаче положительного напряжения на анод через вакуум между катодом и анодом протекает электрический ток, при обратной полярности напряжения тока нет. Стрелками показано направление движения электронов, направление тока обратно направлению движения электронов.

Впервые об этом явлении сообщил Эдмонд Беккерель в 1853 году.

Явление было вновь открыто в 1873 году в Великобритании. Во время работы с заряженными телами Гатри обнаружил, что раскаленный железный шар теряет свой заряд, если он заряжен отрицательно, но положительно заряженный шар заряда не теряет.

Также это явление изучали Иоганн Гитторф (1869—1883), Ойген Гольдштейн (1885), и (1882—1889).

Эффект был вновь открыт Томасом Эдисоном 13 февраля 1880 года. В своих опытах Эдисон пытался выяснить причину преждевременного перегорания нитей накала и образования темного налёта на стекле колбы с её внутренней стороны вблизи положительного электрода нити в создаваемой им лампе накаливания. Эдисон производил опыты с несколькими экспериментальными вакууммированными лампами накаливания с дополнительной металлической пластиной или листочком фольги внутри колбы, электрически изолированной от нити накаливания и имеющей дополнительный электрический вывод сквозь стекло колбы. В этих опытах Эдисон обнаружил, что если эта пластина имела положительный потенциал относительно нити накала, то через вакуум протекал заметный ток и ток отсутствовал, если потенциал пластины был отрицательный относительно нити накала, причем ток наблюдался только в том случае, если нить накала была достаточно сильно разогрета.

Это явление теперь объясняется испусканием электронов, которые являются отрицательно заряженными частицами, нагретыми телами. В описываемое время электрон ещё не был открыт, его открыл Джозеф Томсон в 1897 году и термин «электрон» не использовался при обсуждении экспериментов до открытия электрона.

Эдисон также обнаружил, что ток от нагретой нити быстро увеличивался с ростом напряжения накала и подал заявку на патент 15 ноября 1883 года на устройство для регулирования напряжения с использованием эффекта (патент США 307 031), считается, что это первый патент США на электронное устройство.

Несколько экземпляров ламп накаливания с демонстрацией эффекта Эдисон представил на Международной электрической выставке в Филадельфии в сентябре 1884 года. Британский ученый Уильям Прис, посетивший выставку, забрал с собой несколько таких ламп для изучения явления. После их изучения он подготовил в 1885 году доклад, в котором назвал термоэлектронную эмиссию «эффектом Эдисона».

Затем британский физик Джон Амброз Флеминг, работавший в британской компании «Wireless Telegraphy», обнаружил, что эффект Эдисона может использоваться для детектирования радиоволн. Флеминг продолжил разработку двухэлектродной вакуумной лампы, теперь известной как электровакуумный диод, на которую получил патент 16 ноября 1904 года.

Оцените статью:
Оставить комментарий
Adblock
detector