Termoelektrik effektlar - Педагогика - Дипломные работы

Информация о документе

Цена	12000UZS
Размер	633.0KB
Покупки	0
Дата загрузки	07 Ноябрь 2026
Расширение	doc
Раздел	Дипломные работы
Предмет	Педагогика

Termoelektrik effektlar

Купить

TERMOELEKTRIK EFFEKTLAR
Reja:
Kirish
Asosiy qism
1. Termoelektrik hodisa lar
2. Chiqish ishini o’lchashdagi ayrim muammolar
3 . Chiqish ishining temperaturaga bog’liqligi
4 . Tashqi elektr maydonining termoemissiyaga ta’siri (Shottki effekti)
5. Pardali katodlarda termoelektrik xodisa
6. Yarim o’tkazgichli katodlar
7 . Chiqish ishini o’lchash usullari
8 . Termoelektron katodlar
Xulosa
Adabiyotlar ro’yxati

Kirish
XX asrning ikkinchi yarmi xalq xo’jaligining barcha sohalarida ilmly-
texnikaviy o’sishdan keng foydalanish bilan xarakterlanadi. Bunday o’sishning
asosiy faktorlaridan biri - elektron texnikadan keng foydalanishdir. Ilmiy-
texnikaviy o’sish elektron texnikasi fanining turli sohalarini yangidan-yangi
qurilmalar bilan ta’minlaydi va vakuumda, gazlarda, suyuqlik va qattiq jismlarda
sodir bo’ladigan fizikaviy jarayonlarni chuqur o’rganish uchun olimlarga keng
imkoniyat yaratib beradi.
Ikkinchi tomondan, fan sifatida, elektronikaning taraqqiyoti yangi fizikaviy
hodisalarni kashf etilishiga, elektron texnikasini taraqqiy ettiradigan yangi fizikaviy
qonuniyatlarning ochilishiga olib keladi. Bunday kashfiyotlar asosida quyidagi
muammolarni hal qilish mumkin:
1. Printsipial jihatdan farq qiladigan yangi uskunalarni yaratish(gaz va qattiq
jismli lazerlar, optoelektron asboblar va h.k.).
2. Asboblarni ishlab chiqarishning yangi texnologik jarayonlarini joriy etish.
Elektron va ion jarayonlari fizikasida qattiq jism sirtidan elektron va
ionlarning emissiya jarayonlari, vakuum va gazlardan elektr tokining o’tish
jarayonlari va elektr va magnit maydonlarida zaryadli zarrachalarning harakati
masalalari o’rganiladi. Elektrovakuum, qattiq jismli va gaz razryadli asboblarning,
shuningdek elektron va ion texnikasi qurilmalarining ishlashida bu jarayonlar
asosiy ahamiyat kasb etadi.
Elektron va ion jarayonlari fizikasining asosiy maqsadi hozirgi zamon
elektron texnikasining fizikaviy asoslarini sistematik ravishda bayon etish, ya’ni
hozirgi zamon ilmiy-texnika taraqqiyotining katalizatori vazifasini bajarayotgan
elektronikaning fizikaviy fundamentini tashkil etuvchi tajriba natijalarini va
hodisalarning fizikaviy qonuniyatlari hamda mexanizmlarini to’liq ko’rib
chiqishdir.

Elektron va ion jarayonlari fizikasi termoelektron emmissiya xodissasi
muhim rol o’ynaudi. Termoelektron emmissiya xodissasi metallarda termoelektrik
xodisa xodisalarini to’liq o’rganish imkonini beradi.
1. Termoelektrik hodisa lar
Termoelektrik hodisalar - ket maket ulangan turli qattiq o tkazgichlardanʻ
iborat elektr toki zanjirida elektr va issiqlik jarayonlari orasidagi o zaro
ʻ
bog lanishga asoslangan fizik g odisalar. Zeyebek, Peltye va Tomson effektlari
ʻ ʻ
Termoelektrik hodisalar bo lib, ular asosida bu hodisalarning miqdoriy kattaliklari
ʻ
aniklanadi. Har xil tarkibli va ulanish nuqtalarida t-ra turlicha bo lgan ikki
ʻ
o tkazgichda elektr yurituvchi kuch (e.yu.k.) — termo e.yu.k. qosil bo lishini nemis
ʻ ʻ
fizigi T.I. Zeyebek 1821 y.da kashf etgan.
1953 y.da termo e.yu.k.ning yana bir manbai — elektronlarning fononlarga
ergashish effekti ochildi. Agar qattiq jismda tralar o zgarishi yuz bersa, u holda
ʻ
issiq tomondan sovuq tomonga harakat qilayotgan fononlar soni teskari tomonga
harakatlanayotganlarga nisbatan ko proq bo ladi. Natijada fononlar elektronlar
ʻ ʻ
bilan to qnashib, ularni ham o ziga ergashtiradi va sovuq tomonda manfiy (issiq
ʻ ʻ
tomonda musbat) zaryad to plana boshlaydi. Bu jarayon hosil bo layotgan
ʻ ʻ
potensiallar ayirmasi fononlar harakatini muvozanat holatga keltirguncha davom
etadi. Metallarda elektronlar konsentratsiyasi katta va u traga bog liq emas.
ʻ
Elektronlar energiyasi ham traga bog liq emas, shuning uchun metallarda termo
ʻ
e.yu.k. kichik. Yarimo tkazgichlarda va ularning qotishmalarida termo e.yu.k. katta
ʻ
qiymatga erishadi. Chunki ularda tok tashuvchilar konsentratsiyasi kichik va u
traga bog liq bo ladi.
ʻ ʻ
Tok tashuvchilar oqimida issiklik muvozanatining buzilishi barcha
Termoelektrik hodisalarga sabab bo ladi. Barcha termoelektrik koeffitsiyentlarning
ʻ
mutlaq qiymati tok tashuvchilar konsentratsiyasi kamayishi bilan kattalashadi;
shuning uchun ular yarimo tkazgichlarda metallar va ularning qotishyalaridagiga
ʻ

nisbatan o n va, hatto, yuz marta katta bo ladi. Termoelektrik hodisalar tralarniʻ ʻ
o lchashda va issiklik energiyasini elektr energiyasiga aylantirishda qo llaniladi.
ʻ ʻ
T=0 K bo’lganda metaldagi erkin elektronlarning eng katta energiyasi Fermi
energiyasi E
F ga teng bo’ladi. Lekin bu energiya metall sirtidagi potentsial to’siq W
dan kichik (E
F <W) bo’lganliga sababli, undan elektronlarning emissiyasi
kuzatilmaydi. Elektronlarning metaldan emissiyalanishi uchun ularga qo’shimcha
energiya berish kerak.
Kristalni qizdirish yo’li bilan elektronlarga qo’shimcha energiya berish
asosida ro’y beradigan elektronlar emissiyasi termoelektrik xodisa deb ataladi.
Boshlang’ich paytda termokatodlarni tayyorlashda asosan, toza metal l dan (W, Ta,
... ) foydalanilgan. Hozirgi paytda bu xildagi termokatodlar ayrim qurilmalarda
ishlatiladi. Ko’pincha pardali, yarim o’tkazgichli yoki oksidli katodlardan
foydalaniladi. Lekin bu hodis aning qonuniyatlarni tushunish uchun avvalo
metalldagi termoelektrik xodisa jarayonlarini ko’rib chiqish maqsadga muvofiq
bo’ladi.
Erkin ele k tronlar modelidan foydalanib, metall sirtidan emissiyalanayotgan
elektronlarning tok zichligini hisoblash formulasini keltirib chqaramiz. Faraz
qilaylik, metaldagi erkin elektronlarning eng pastki (asosiy holat) sathidagi
elektronni emssiyalantirish energiyasi W
0 ga, Fermi sathidagi elektronni metaldan
chiqarish energiyasi eφ ga teng bo’lsin (1-rasm). Ko’pincha W
0 –elektronning to’liq
chiqish ishi, eφ esa elektronning effektiv chiqish ishi deb ataladi. Rasmdan
ko’rinadiki.
1-rasm. Теrmoelektron emissiyasi jarayoni uchun energetik sxema.

(1)
bo’ladi. Metalning bir birlik yuzasidan bir sekund vaqt davomida o’tgan va
impulslari dan +d gacha oraliqda bo’lgan elektronlarning soni ushbu
formula bo’yicha aniqlanadi:
(2)
Bunda, E -elektronning kinetik energiyasi, V
x -elektron tezligining x
komponenti, n( ) bir birlik (6-o’lchamli) fazoviy fazo hajmidagi elektronlar soni,
ya’ni
(3)
=6,625 ּ 10 -27
erg ּ s – Plank doimiysi, (E) – (1.33) – tenglama orqali
aniqlanuvxhi Fermi-Dirak taqsimot funksiyasi.
Metall sirtdan emissiyalanadigan elektronlarning V
x tezlik komponenti ushbu
shartni
(4)
qanoatlantirsa, ular emissiyalanayotgan tok zichligiga o’z xissalarini qo’shadi
deb hisoblaymiz. (2) formulani elektron zaryadi e ga ko’paytirib, (1.33) va (3)
formulalardan (E) hamda n( ) larning qiymatlarini unga qo’yamiz. So’ngra (4)
formuladagi shartni inobatga olib energiya E bo’yicha integrallasak, termoemission
tokning zichligini quyidagicha yozamiz:
, (5)
b unda - metall sirtidagi potentsial to’siqning shaf f oflik koeffisienti,
(6)
Normal sharoit uchun θ>>1 bo’ladi. Shuning uchun
’ekanligini hisobga olib (5) - formulani integrallasak, quyidagi natijani olamiz :

(7)
Bu ifoda Richardson-Deshman tenglamasi deb ataladi. Termoelektron tok
zichligi tenglamasini ushbu ko’rinishda yozamiz.
(8)
bu y erda
. (9)
Katoddan chiqqan elektronlarning vakuumdagi yoki gazdagi harakat
qonuniyatlarini tekshirishda termokatoddan emissiyalanayotgan elektronlarning
tezlik bo’yicha taqsimotini bilish muhim ahamiyat kasb etadi. Metall ichidagi
elektron gaz aynigan holatda bo’lganligi sababli elektronlarning tezlik bo’yicha
taqsimoti ham Fermi-Dirak taqsimoti funksiyasi orqali aniqlanadi:
, (10)
bu yerda - elektron tezligining komponentalari, - elektronning
effektiv massasi. Lekin termoelektrron emissiyada ishtirok etgan elektronlar
energiyasi katta (E>W
0 ) bo’lganligi sababli, >>1 bo’ladi. Bunday
elektronlar uchun (10) formulaning maxrajidagi birni hisobga olmasa bo’ladi.
Shuning uchun metaldagi katta energiyali elektronlarning tezligi bo’yicha
taqsimoti quyidagicha bo’ladi:
(11)
bu yerda .
Bu formuladan foydalanib, katod sirtiga kelayotgan elektronlar oqimini
quyidagicha yozamiz:

(12)
Bir sekund vaqt ichida 1sm 2
katod sirtidan chiqayotgan eletronlar sonini
aniqlash uchun (12) - tenglamani sirtdagi potentsial to’siqning shaffoflik
koeffisienti ga ko’paytirish lozim. Bunda katoddagi elektron tezligining V
y va
V
z komponentlari o’zgarishsiz qoladi (V
y =U
y, V
z =U
z ), lekin elektron tezligining V
x
komponenti potentsial to’siqdan o’tishda kamayadi: bo’ladi. Bu
ifodaga asosan U
x dU
x =V
x dV
x o’rinli bo’ladi. U holda katod sirtidan chiqqan
elektonlar oqimi ushbu ko’rinishda bo’ladi:
(13)
Katoddan emissiyalanayotgan elektronlarning tezlik bo’yicha taqsimotini
ushbu tenglama orqali ifodalash mumkin:
(14)
bu yerda .
Metallar uchun shaffoflik koeffisienti energiyasi potentsial to’siq W
0 dan
katta bo’lgan ( E>W
0 ) elektronlar uchun birga yaqin bo’ladi. Demak, metallardan
emissiyalanayotgan elektronlarning tezlik bo’yicha taqsimoti Maksvell-Boltsman
taqsimotiga mos keladi. Lekin B
0 koeffisient gaz molekulalarining tezlik bo’yicha
taqsimoti formulasidagi koeffisientdan farq qilishi mumkin. Chunki metaldagi
erkin elektronlar konsentratsiyasi gaz molekulalari konsentratsiyasidan ancha katta
bo’ladi.
2. Chiqish ishini o’lchashdagi ayrim muammolar

Chiqish ishi berilgan temperaturada metall (yoki yarim o’tkazgich) sirtini
xarakterlovchi asosiy parametr bo’lib, shu sirtdan elektronlar emissiyasining
qonuniyatini aniqlaydi. Metalning Fermi sathidagi elektronni jismning unga ta’siri
nolga teng bo’lgan nuqtagacha ko’chirish uchun zarur bo’lgan ish termodinamik
(yoki effektiv) chiqish ishi deyiladi.
. (16)
Bunda W
0 – sirtdagi potentsial to’siq bo’lib, u metalning asosiy holatidagi
(eng pastki energetik sathdagi) elektronni emissiyalashtirish energiyasiga teng.
Chiqish ishi , eV birlikda yoki faqat orqali berilsa, Volt birligida ifodalanadi.
Haqiqiy chiqish ishini o’lchashda qiyinchilik vujudga kelganligi sababli
ayrim adabiyotlarda aniqlangan chiqish ishi haqaqiy chiqish ishidan biroz farq
qiladi. Jumladan, Richardson Deshman tenglamasiga asosan, termoelektrik xodisa
tokining zichligi j va chiqish ishi ga quyidagicha bog’langan
, (17)
bunda - katod sirtidagi potentsial to’siqdan elektronning qaytish
koeffisienti, - universal doimiy kattalik. Bu
tenglamani quyidagi ko’rinishda yozamiz:
. (18)
Bu formula asosida chiqish ishi ni aniq hisoblab bo’lmaydi, chunki
ning qiymati birorta element uchun ham aniqlangan emas. “To’liq tok” usulida
=0 deb olinadi va
(19)
tenglama bo’yicha “chiqish ishi” topiladi. Ko’rinib turibdiki, > ,
lekin farq juda kichik bo’ladi.

Richardson to’g’ri chizig’i usulida chiqish ishi to’g’ri
chiziq grafigining koordinata o’qi bilan hosil qilgan burchagiga qarab aniqlanadi.
Lekin chiqish ishining o’zi emitterning temperaturasiga bog’liq ( )
bo’lganligi sababli funksiyasining grafigi to’g’ri chiziqdan farq
qiladi. Agar T
0 temperatura yaqinidagi T temperatura oralig’ida ni
chiziqli funksiya orqali ifodalash mumkin bo’lsa: , bunda
chiqish ishining temperatura koeffisienti bo’ladi. (17) formulani
ushbu ko’rinishda yozamiz:
, (20)
bunda - effektiv (yoki Richardson) chiqish ishi deb ataladi.
- Richardsonning termoelektron doimiysi deb ataladi.
Bu formula asosida topilgan funksiyaning grafigi to’g’ri
chiziq bo’ladi, lekin uning qiyaligi haqiqiy chiqish ishi ga emas, balki effektiv
chiqish ishi ga mos keladi. ning qiymati manfiy ham, musbat
ham bo’lishi mumkin. Shuning uchun yoki bo’lishi α ning
ishorasiga bog’liq bo’ladi. Metallar uchun α ning qiymati
bo’ladi. Shuning uchun ning dan va dan farqi ancha kichik bo’ladi,
lekin ayrim yarim o’tkazgichlar uchun va orasidagi farq sezilarli darajada
bo’ladi.
Bundan tashqari, chiqish ishini o’lchashning kontakt potentsiallar farqi usuli
bor. Bu usulda biror metalning chiqish ishi ma’lum bo’lsa, ikkinchisi uchun chiqish
ishi ushbu formuladan foydalanib topiladi.
. (21)

Chiqish ishini aniqlashda fotoelektrik usuldan keng foydalaniladi. Jumladan,
Eynshteyn formulasi
(22)
dan foydalanib tajribada fotoelektronning kinetik energiyasi
o’lchanadi va (22)- formula bo’yicha aniqlanadi. Bu usul asosida topilgan
ning qiymatlari metallar uchun termoelektron usulda topilgan ning qiymatiga
mos keladi. Lekin yarim o’tkazgichlar uchun bo’ladi. Fauler usuli bilan
chiqish ishini aniqlashda kvant chiqish Y ning yorug’lik chastotasi ga
bog’liqligiga asoslangan.
Kristallarda elektronning chiqish ishi emitter sirtining strukturasiga bog’liq.
Shuning uchun Miller indekslari bilan belgilangan kristallning har xil yoqlari uchun
chiqish ishi turlicha bo’ladi. Masalan: volfram kristalning har xil yoqlari uchun
chiqish ishi quyidagicha bo’ladi. (110) uchun , (100) uchun
; (112) uchun =4,65 eV; (111) uchun 4,39 eV bo’ladi. Har xil
yoqlarning chiqish ishlari orasidagi farq 1 eV dan ortiq..
Kristall sirtiga adsorbsiyalangan kirishma moddaning atomlari (pardali
katodlar) chiqish ishigi kuchli ta’sir etadi. Jumladan, volfram sirtiga
adsorbsiyalangan Th yoki Cs atomlarining konsentratsiyasi ~ 0,7 bo’lganda chiqish
ishi minmal bo’ladi . W-Th uchun , W-Cs uchun bo’ladi.
Agar pardaning qalinligi 2 atomlar qatlamiga tenglashsa, chiqish ishi parda
materialining chiqish ishiga teng bo’ladi.
Agar adsorbsiyalangan pardani kislorod yoki galogen elementlari hosil qilsa,
metalning chiqish ishi ortadi. Berilgan sirtning chiqish ishi tashqi elektr maydoni
kuchlanganligi ning bu sirtdagi qiymatiga bog’liq. Elektronni sirtdan o’ziga
tortuvchi maydon chiqish ishini kamaytiradi (Shottki effekti). Metallarda chiqish
ishining kamayish Shottki nazariyasiga mos keladi.

. (23)
Agar emitter polikristaldan tayyorlangan bo’lsa, uning sirtidagi
kristalchalarning turli yoqlari tashqi sirtga qaragan bo’lishi mumkin. Shuning
uchun chiqish ishi har xil nuqtalarda turlicha bo’ladi (dog’li katodlar hosil bo’ladi).
Xuddi shuningdek, katod sirtidagi parda notekis joylashganda ham dog’li katod
vujudga keladi. Bunday sirtlarda kontakt potentsiallar farqiga teng bo’lgan elektr
maydoni hosil bo’ladi. Agar biror sohada chiqish ishi ( - sirtdagi chiqish
ishining o’rtacha farqi) bo’lsa, elektronlar tezlashadi, bo’lsa, elektronlarni
sekinlashtiradi. Birinchi sohadan elektronlarning emissiyasi chiqish ishining
qiymati bilan aniqlanadi.
Ikkinchi sohada esa to’liq chiqish ishi bilan aniqlanadi.
Bunda - dog’ maydoni hosil qilgan qo’shimcha potentsial to’siq. Sirtdan
elektronni o’ziga tortuvchi tashqi maydon kuchlanganligi ta’sirida chiqish ishi
kamayishi bilan birga ni kamaytirib, dog’ning sekinlashtiruvchi elektr
maydonini qisman yoki to’liq konpensasiya qilish mumkin. Natijada bu sohada
termo elektron tok ancha tez ortadi (Shottkining anomal effekti).

3 . Chiqish ishining temperaturaga bog’liqligi
Ko’pincha Richardson-Deshman tenglamasi quyidagi ko’rinishda yoziladi:
, (24)
bu y erda - chiqish ishi elektronvollt birligida ifodalanadi, - sirtdagi
potentsial to’siqning shaffoflik koeffisienti .
Bu tenglamadagi doimiy kattalik A
0 universial xarakterga ega bo’lib, emitter
turiga bog’liq emas, lekin metallar uchun tajribada topilgan A ning qiymatlari A
0
ning qiymatidan 1,5-2 marta kichik bo’ladi. Nazariy hisoblash va tajriba natijalari
orasidagi bunday tafovut metallardagi Fermi sathi E
F ning temperaturadagi
bog’liqligi orqali izohlanadi.
Metalni qizdirganda uning hajmi kengayadi. Natijada bir birlik hajmga
to’g’ri keladigan erkin elektronlar soni n
e va unga mos ravishda E
F ham kamayadi.
Agar bu o’zgarishning temperaturaga boliqligi chiziqli bo’lsa,
(25)
bo’ladi. U hol da (24) - tenglamani ushbu ko’rinishda yozish mumkin:
. (26)
Volfram, molibden va tantal uchun ning qiymati har xil tajriba usullari
yordamida aniqlangan. Tajriba natijalari ko’rsatadiki, bo’ladi.
Agar ning bu qiymatidan foydalanilsa, bo’ladi. Natijada
ning qiymati tajriba ma’lumotlariga ancha yaqinlashadi. Fermi sathi
o’rnining metall temperaturasiga bog’liq bo’lishi sabablaridan yana biri – katoddan
elektronlarning emissiyasi dog’li xarakterda bo’lishidir. Boshqacha aytganda,
emissiya tokining katod sirti bo’yicha bir tekis emas, balki ayrim sohalar bo’yicha
taqsimlanishidir. Metall katodlarda emissiyaning dog’li bo’lishiga sabab har xil
chiqish ishiga ega bo’lgan kristall sirtlarining yonma-yon joylashib qolishidir.

Faraz qilaylik, chiqish ishlari e
1 va e
2 (
1 <
2 ) bo’lgan S
1 va S
2 sohalar
katod sirtida joylashgan bo’lsin. U holda katodning emissiya toki
(27)
Bu tokni quyidagicha yozish mumkin:
(28)
Bunda S=S
1 +S
2 – katodning to’liq sirti, eφ – tajribada topilgan o’rtacha
chiqish ishi . Bu ikki ifodadan quyidagi tenglamani olamiz :
. (29)
Bu tenglamadan ko’rinadiki , e φ
1 va e φ
2 chiqish ishlari temperaturaga bog’liq
bo’lmasa ham o’rtacha chiqish ishi e φ temperaturaga bog’liq bo’ladi. Qavs
ichidagi ifoda temperatura o’zgarganda juda kam o’zgaradi. Shuning uchun (29) -
tenglamani ushbu ko’rinishda yozish mumkin:
, (30)
bunda .
Demak, dog’li emissiya tufayli temperatura ko’tarilishi bilan chiqish ishining
chiziqli ortishi Richardson-Deshman tenglamasidagi doimiy kattalik A
0 ning
marta kamayishiga olib keladi.

4 . Tashqi elektr maydonining termoemissiyaga ta’siri (Shottki effekti)
Tashqi elektr maydoni ta’sirida qattiq jismda chiqish ishining kamayishi
tufayli to’yinish tokining ortishi hodis asi Shottki effekti deb ataladi. 2-rasmda
vakuumli diodning volt-amper xarakteristikasi berilgan.
2-rasm. Vakuumli diodning volt-amper xarakteristikasi.
Rasmdan ko’rinadiki, anod kuchlanishi U
a ning ortishi bilan anod toki J
a ham
osha boradi. Kuchlanish ma’lum bir U
a ga ye tganda anod toki katod toki J
ek ga
tenglashadi. Bunday sharoitda katoddan chiqqan barcha elektronlar anodga ye tib
boradi, ya’ni anod toki to’yinish darajastga ye tadi. Lekin anod kuchlanishi yanada
oshirilsa, anod toki ham sekin orta boshlaydi. Buning sababi tashqi elektr (anod)
maydoni ta’sirida katod sirtidagi potentsial to’siqning pasayishi natijasida unda
elektronlar emissiyasining ortishidir.
Metall sirtidagi balandligi W
0 ga teng bo’lgan potentsial to’siq va uning
ko’rinish shakli 3-rasmda tasvirlangan (1-egri chiziq). Katod sirtiga kuchlanganligi
bo’lgan tashqi maydon ta’sir etayotgan bo’lsin. Bu maydonning e doimiy
kuchi elektronning X masofaga siljishida bajaradigan ishini e X miqdorga
kamaytiradi. Ordinatasi e X ga teng bo’lgan to’g’ri chiziq chizamiz va uning
ordinatasini birinchi egri chiziq ordinatasidan ayirib uchunchi egri chiziqni hosil
qilamiz. Bu egri chiziq tashqi maydon ta’sir etganda potentsial to’siq formasining
ko’rinishini ifodalaydi.

3-rasm. Tashqi elektr maydoni ta’sirida potentsial to’siqning pasayishi.
Katod sirtidan X
m masofada 3-nchi egri chiziqning maksimumi joylashgan.
Agar X< X
m bo’lsa, elektronga

(31)
ga teng bo’lgan tormozlovchi kuch ta’sir etadi, X>X
m masofalarda esa
tezlashtiruvchi e tashqi kuch ta’sir etadi va potentsial energiya kamayadi.
Elektronga ta’sir etuvchi kuchlar tengligidan
(32)
ekanligini topamiz. Chiqish ishining kamayishi ni quyidagi tenglamadan
aniqlash mumkin.
. (33)
F- kuchning qiymatini (31) - formuladan bu tenglamaga keltirib qo’yib,
integrallaymiz. So’ngra hosil bo’lgan ifodaga X
m ning qiymatini (32) formuladan
keltirib qo’ysak, ushbu tenglamani hosil qilamiz:
. (34)
Tashqi maydon ta’sirida potentsial to’siqning pasayishi hisobga olinsa,
termoelektron tok zichligining tenglamasi quyidagicha yoziladi:
(35)

Tashqi maydon kuchlanganligi =0 bo’lgandagi termoelektron tok
zichligini
. (36)
deb belgilasak va ning qiymatini (34) formuladan keltirib qo’ysak, (35)
tenglama ushbu ko’rinishda bo’ladi:
. (37)
Bu tenglama Shottki tenglamasi deb ataladi. Bu formulaga asoslanib Shottki
effektini quyidagicha ta’riflash mumkin: Katod sirtiga tezlashtiruvchi elektr
maydoni ta’sir etganda termoelektron tok zichligining ortishi hodis asi Shottki
effekti deb ataladi. Shottki tenglamasi logarifmlab,
(38)
ifodani hosil qilamiz. Tok zichligi logarfmining ga bog’liqlik grafigi
to’g’ri chiziqdan (4-rasm) iborat bo’lib, uning ordinata o’qini kesgan kesmasi
ga teng, abssissa o’qi bilan hosil qilgan α burchagining tangesi quyidagicha
yoziladi:
4- rasm . Emission tok zichligining ga bog’liq grafigi.
(39)

Rasmdan ko’rinadiki, temperatura ortishi bilan to’g’ri chiziq yuqoriga
ko’tarila boradi, lekin burchak kichrayadi. Ko’pgina metallar bilan o’tkazilgan
tajriba natijalari ko’rsatadiki, maydon kuchlanganligi unchalik katta bo’lmasa,
Shottki tenglamasi natijalari tajribada topilgan qiymatlarga mos keladi. Lekin
kuchli elektr maydonida tajribada olingan emissiya toki Shottki tenglamsidagi
tokga qaraganda tezroq ortadi. Bunga sabab shundaki, Shottki tenglamasini keltirib
chiqarishda potentsial to’siqning faqat pasayishi hisobga olindi, potentsial
to’siqning yupqarishi esa hisobga olinmadi. Kuchli maydon ta’sirida sirtdagi
potentsial to’siq yupqarib, tunnel effekti sodir bo’lishi mumkin.
5-rasm. Теrmodiodning volt-amper xarakteristikasi
Agar termodiodning volt-amper xarakteristikasi kordinatasi
biriliklarida tasvirlansa, tokning o’zgirishi qonuniyatiga qarab, egri chiziqni uch
qismga bo’lish mumkin. (5-rasm)
Birinchi sohada tokni hajmiy zaryad chegaralab qo’yadi, II sohada tok
to’yinish darajasiga yetadi, lekin hajmiy zaryadlarning ta’siri bor va III sohada
hajmiy zaryadning ta’siri yo’qoladi. ~ qonuniyat bo’yicha tok ortadi.
Tokning uchinchi sohadagi qonuniyati bo’yicha ortishi Shotkkining normal effekti
deb ataladi. Bu effekt faqat sirti bir jinsli bo’lgan katodlarda kuzatiladi.
Dog’li sirtga ega bo’lgan katodlar uchun bo’lganda VAXning
III-sohasi Shottki to’g’ri chizig’idan kuchli farq qiladi. (Shottkining anomal
effekti). Bu hodis ani kirishma atomlarining yoki sirtga adsorbsiyalangan pardaning

dog’li xarakterda notekis joylashuvi natijasida dog’larda chiqish ishi kamayib φ =
φ
min bo’ladi, kirishma atomlari bo’lmagan joylarda esa chiqish ishi φ = φ
max bo’ladi.
Natijada bu ikki soha chegarasida kontakt potentsiallar farqi paydo bo’ladi. Bu
dog’lar maydoni tashqi maydonga qo’shilib tokni keskin oshirishi mumkin.

5. Pardali katodlarda termoelektrik xodisa
Metall sirtiga adsorbsiyalangan begona modda atomlari metalning
termoelektrik xodisasiga kuchli ta’sir qiladi. Kirishma elementlari bo’lgan
katodlarda termoelektrik xodisa toki katod va parda materiallari tipiga hamda
kirishma elementning konsentratsiyasiga bog’liq ravishda ortadi. Shuning uchun
avvalo termoelektrik xodisa tokini maksimal oshirishga imkon beradigan kern va
parda materiallari tanlanadi. So’ngra katodning sirtini qoplovchi parda miqdorining
optimal qiymati aniqlanadi. Odatda pardali katodlar ikkita kimyoviy belgilar bilan:
kern (asos) va parda materialining kimyoviy belgilari bilan aniqlanadi. Masalan,
volfram katodi sirtiga toriy yoki seziy pardasi joylashtirilsa, W-Th, W-Cs
ko’rinishida yoziladi.
Tajribada tekshirishlar ko’rsatadiki, parda materiali kernga nisbatan elektro
musbat bo’lganda yuqori emissiyali katodni olish mumkin. Bu hodisani Lengmyur
quyidagicha tushuntiradi. Agar parda atomini ionlatish potentsiali U
i kernning
chiqish ishi φ dan kichik bo’lsa, adsorbsiyalangan modda atomlari musbat
zaryadlanadi. Agar parda atomini ionlatish potentsiali U
i kernning chiqish ishi φ
dan biroz katta (U
i > φ) bo’lsa, sirtda dipol hosil bo’ladi va ular musbat qutbi
tashqariga qaragan holatda joylashadi (6-rasm).
6- rasm . Pardali katodda potentsial to’siq balandligi va shaklining o’zgarishi
Har ikkala holda ham kern sirtida ikkita zaryadlashgan qatlam hosil bo’ladi va
ularning maydoni kerndan chiqayotgan elektronni tezlashtiradi. Shuning uchun

ikkala zaryadlangan qatlam maydoni ta’sirida metalning chiqish ishi eφ(W)
quyidagi miqdorda kamayadi.
(40)
Bunda N-1sm 2
yuzadagi dipollar soni , P
a – elektr dipol momenti , d -
zaryadlangan qatlamlar orasidagi masofa.
Chiqish ishining maksimal kamayishi pardaning katod sirtini qoplash
darajasi (bir atomli qatlamlar soni) birga teng bo’lganda emas, balki
bo’lganda kuzatiladi. Agar bo’lsa, dipollarning bir-biri bilan o’zaro
ta’sirlashuvi natijasida qutbsizlanish sodir bo’ladi. Shuning uchun ning qiymati
ortishi bilan kamaya boradi. Agar bo’lsa, metalning chiqish ishi parda
materialining chiqish ishiga teng bo’lib qoladi.
Pardali katodlarda faqat chiqish ishi eφ ning pasayishi emas, balki doimiy
kattalik A ning qiymati ham ancha kamyadi. Jumladan, W-Cs va W-Th katodlari
uchun , W-Ba katodi uchun esa bo’ladi.
Doimiy kattalik A ning qiymati kamayishining sabablaridan biri kernning
parda bilan notekis qoplanishi natijasida dog’li katodning vujudga kelishidir. Parda
materiali bilan qoplangan va qoplanmagan toza kern materiali uchun chiqish ishlari
orasida katta farq bo’lganligi sababli dog’li katod effekti sodir bo’ladi.
Doimiy kattalik A ning kamayishiga olib keladigan ikkinchi effektni 6-
rasmdan foydalanib izohlash mumkin. Bu rasmda kernning toza metalidagi
potentsial to’siq 1- egri chiziq orqali, dipollar maydoni ta’sirida elektronning
potentsial energiyasining o’zgarishi 2-egri chiziq orqali va tasmali katod sirtidan
potentsial to’siq 3-egri chiziq orqali berilgan. Rasmdan ko’rinadiki, natijaviy
potentsial to’siq egri chizig’ining yuqorisida, ya’ni pardali katoddagi to’liq chiqish
ishi ning yuqorisida “potentsial tepacha” hosil bo’ladi. Energiyasi to’liq chiqish
ishi dan biroz ortiq bo’lgan elektronlar uchun bu qo’shimcha to’siqning

shaffoflik koeffisienti birga yaqin bo’lmasligi mumkin. Shuning uchun
konstantaning qiymati toza metalning A ko n stantasidan kichik bo’ladi.
Ko’pincha kern materiali sifatida volframdan foydalaniladi. Parda materiali
sifatida esa Th, Ba va Cs elementlari ishlatiladi. Pardali katodlarning ishchi
temperaturasi yuqori ( T > 1400 K ) bo’lganligi sababli parda materiali tez
bug’lanib, uning sirtdagi konsentratsiyasi kamayib boradi.
Emissiya tokini doimiy ravishda saqlab turish uchun katod sirtidan bug’lanib
ketgan parda elementlari (Th, Ba va Cs) o’rnini kerndan diffuziyalanib chiqqan
Th, Ba, va Cs elementlari to’ldirib turadi. Kernga toriyni diffuziya usuli bilan
kiritish uchun volfram sirtiga toriy oksidi joylashtiriladi. So’ngra
temperatura oralig’ida haroratli ishlov beriladi. Bu jarayonda toriy oksidi
parchalanadi: ajralib chiqqan kislorod nasos yordamida tortib olinadi, toriy esa
volframga diffuziyalanadi.
Seziy bug’i bilan to’ldirilgan gaz razryadli asboblarda volfram sirtidagi seziy
pardasining bug’lanishini qayta tiklash ancha yengil amalga oshiriladi. Seziy katta
uchuvchanlikka ega bo’laganligi sababli ancha past temperaturada asbob kolbasi
to’yingan seziy bug’iga to’ladi. Masalan, 30 da seziy bug’ining bosimi
Pa ga yetadi. Katod va kolba temperaturalarini moslash asosida katoddan
bug’langan va unga kondensasiyalangan seziy atomlarining muvozanatini hosil
qilish mumkin.
Yaqin vaqtgacha seziy bug’i hosil qilingan gaz razryadli asboblardan faqat
bir necha tipdagi yorug’lik manbalarini tayyorlashda foydalanilar edi. Keyingi
yillarda termoelektron aylantirgich va maxsus tipdagi ayrim asboblarni
tayyorlashda katta emission parametrga ega bo’lgan katodlarga zarurat paydo
bo’ldi. Shuning uchun yuqori emission xossaga ega bo’lgan seziy bug’li volfram
W-Cs katodiga qiziqish paydo bo’ldi.
Issiqlik energiyasini bevosita elektr energiyasiga aylantiradigan asbob
termoelektron aylantirgich (TEA) deb ataladi. Quyida seziy to’ldirilgan

termoelektron aylantirgichning ishlash prinsipini qisqacha ko’rib chiqamiz. Chiqish
ishi katta bo’lgan cho’g’langan metall sirtidan (katoddan) elektronlar “bug’lanadi”.
Elektrodlar oralig’idan uchib o’tgan elektronlar chiqish ishi kichik bo’lgan sovuq
metalga (anodga) kondensirlanadi. Elektronlarning qolgan potentsial energiyasi
tashqi zanjirda foydali ish bajarish uchun ishlatiladi.
Agar katod va anod oralig’ida tok bo’lmasa, bug’langan elektronlarning
hajmiy zaryadi aylantirgich tokini chegaralab qo’yadi. Bu hajmiy zaryadni
neytrallash uchun elektrodlar oralig’iga ionlar kiritiladi. Shunday qilib, anod va
katod gaz o’tkazgich – plazma yordamida bog’lanadi.
Ionlarni hosil qilish usullaridan biri – chiqish ishi φ seziy atomini ionlatish U
i
dan katta bo’lgan ( φ > U
i ) cho’g’langan metall sirtida seziy bug’ini ionlatishdir.
Ionlatishni bevosita cho’g’langan katodda yoki qo’shimcha elektrodda amalga
oshirish mumkin. Katod metali sifatida W, Ta va M
0 singari qiyin eriydigan
metallar ishlatiladi.
Plazmali aylantirgichning tokini katodning emission toki chegaralab qo’yadi,
ya’ni u emission tokdan ortiq bo’la olmaydi. Shuning uchun katodning emission
toki qancha katta bo’lsa, TEA ning toki ham shuncha ko’p bo’ladi. Seziyli muhitda
katod sirtida seziy pardasi vujudga kelishi tufayli emission tok keskin ortadi.
Elektronning erkin chopish yo’li va anod bilan katod oralig’i d taqriban
bo’lgan sharoitda TEA ning effektivligi optimal bo’ladi. Agar gazning
zichligi kichik bo’lsa ( ) hajmiy zaryadning kompensatsiyalanish darajaschi
kam bo’ladi, aksincha gazning zichligi katta bo’lsa ( ) elektronlarning gaz
atomlarida sochilishi ortib ketadi. Ekstrimal sharoitda ( ) TEA ning
foydali ish koeffisiyentini 30 %ga ye tkazish mumkin. Real temperaturalarda
( T~2000 K ) TEA ning foydali ish koeffisi ye ntini 20 % ga yaqin bo’ladi.

6. Yarim o’tkazgichli katodlar
7-rasm. Oksidlikatodning energetik diagrammasi
Yarim o’tkazgichli katodlar BaO, SrO va CaO kabi oksidlar aralashmasidan
tayyorlanadi. Shuning uchun bunday tipdagi katodlar ko’pincha oksidli katodlar
deb ataladi. Jumladan, nikel tasmasi yoki volfram simidan tayyorlangan kernga
BaCO
3 va SrCO
3 tuzlarning aralashmasi joylashtirilib haroratli ishlov beriladi. Bu
jarayonda ajralib chiqqan CO
2 gazi kolbadan so’rib olinadi, BaO va SrO qotishmasi
esa kern sirtida oksid qatlamni hosil qiladi. So’ngra katod 1300 K temperaturada
qisqa vaqt davomida aktivlashtiriladi: bu jarayonda Ba qisman qaytariladi.
Rasmda - tashqi chiqish ishi, - esa ichki chiqish ishi deb ataladi.
Kernning tiklovchanlik xossasini kuchaytirish maqsadida unga Si, Al va Ti kabi
aktivlashtiruvchi modda elementlari kiritilgan bo’ladi. Tiklangan Ba atomlari oksid
qatlamning hajmida va sirtida joylashib olib, uni n-tipdagi yarim o’tkazgichga
aylantiradi. Bu qatlamda Ba ning konsentratsiyasi ga etadi.
Aktivlashtirish jarayonida faqat Ba emas, balki stronsiy ham qisman
tiklanadi. Lekin uning taqiqlangan zonadagi energetik sathi bariyning energetik
sathidan ancha pastda bo’lganligi sababli oksidning termoelektrik xodisasi
jarayonida muhim ahamiyat kasb etmaydi. Shuning uchun oksidning energetik
diagrammasini 7-rasmda ko’rinishda bo’ladi deb hisoblash mumkin.

Oksidli katod uchun termoelektron tok zichligining ifodasini aniqlashda
Fermi-Dirak taqsimotidan foydalanish lozim. Shuning uchun Fermi sathining
temperaturaga bog’liqligi inobatga olinmasa, oksidli katodlar uchun ham
termoelektron tok zichligi Richardson-Dishman tenglamasi yordamida aniqlanadi.
, (41)
bu yerda
. (42)
Kirishmali yarim o’tkazgichlar uchun Fermi sathi quyidagi formula bo’yicha
aniqlanadi:
. (43)
Agar E
F ning qiymatini (43) tenglamadan ga qo’ysak va 7-
rasmga asosan topilgan ushbu va tenglamalardan
quyidagi formulani hosil qilamiz:
.
Bu tenglamadan foydalanib, (41) - formulan ushbu ko’rinishda yozamiz:
, (44)
bu yerda
, (45)
n
Ba – bariy atomlarining konsentratsiyasi.

Oksidli katodlarining toza metall va pardali katodlarga qaraganda bir qancha
ustunlik tamonlari bor:
1.Oksidli katodlarning solishtirma emissiyasi volframning va toriylangan
volframning emissiyasidan 10 marta katta. Ishchi temperaturasi esa ancha past,
ya’ni T = 1100 K bo’ladi. Bu ishchi temperaturada emission tok ga e tadi.
Oksidli katodlarning effektivligi ancha katta bo’ladi. Masalan, toza
volframniki bo’lsa, oksidli katodniki ga teng.
3. Oksidli katodni alohida, ya’ni isitgichdan ajratilgan holda tayyorlash
imkoniyati bor.
Shu bilan birga katodlarning ayrim kamchiliklari ham bor:
1.Bariyning katoddan bug’lanib ketishi natijasida asbobning normal ishlashiga
halaqit qiladigan effektlarning vujudga kelishi.
Oksidli qatlamda issiqlik o’tkazuvchanlikning past bo’lishi va kern hamda
oksidli qatlam orasida katta elektr maydon kuchlanganligi vujudga kelish sababli
katodda uchqun chiqishi va oksid qatlamning buzilishi
3. Oksidli katodlar elektronlar va ionlar bombardirovkasiga, shuningdek
yuqori maydon kuchlanganligiga chidamsiz bo’lishi.
Bu kamchiliklar bo’lishiga qaramasdan oksidli katodlar kuchaytirgich
lampalarida, ko’pgina ginerator lampalarida, gaz razryadli asboblarda, har xil
tipdagi elektron nur trubkalarida, yuqori chastotali elektron asboblarida keng
ishlatiladi.

7 . Chiqish ishini o’lchash usullari
Richardson-Deshman tenglamasidan ma’lumki, berilgan temperaturada
metallar sirtidan chiqayotgan termoelektronlar emissiyasining tok zichligi A va φ
doimiyliklar bilan aniqlanadi. Masalani soddalashtirish maqsadida bu tenglamani
keltirib chiqarishda quyidagi effektlar inobatga olinmadi:
1. A va φ doimiyliklarning katod temperaturasiga bog’liqligi;
2. Katod dog’lari maydonining bu doimiyliklarga ta’siri;
3. Elektronlarning emissiya jarayoniga sirtdagi kvant mexanik effekilar:
potentsial to’siqning shaffofligi va elektronlar to’lqinining to’siqdan qaytish
koeffisienti;
Yuqorida ko’rdikki, birinchi va ikkinchi bandlardagi effektlar hisobga olinsa,
nazariy yo’l bilan aniqlangan. A va φ doimiyliklarning qiymatlari tajriba
natijalariga ancha yaqin bo’lar ekan. Kvant mexanik effektlarining ta’sirini hisobga
olish mumkin bo’lgan tajriba usullaridan foydalanib A va φ parametrlarning
haqiqiy qiymatlarini aniqlash muhim ahamiyat kasb etadi. Chunki bunday tajriba
natijalari bu parametrlarni nazariy yo’l bilan aniqroq hisoblashga imkon yaratadi.
Shu bilan birga bu parametrlarni tajribaviy yo’l bilan aniqlashdagi ayrim
muommalarni oydinlashtirish mumkin.
Endi doimiy kattalik A va chiqish ishi φ ni tajribada aniqlashning ayrim
usullarini ko’rib chiqamiz. Ko’pincha A va φ parametrlarning qiymatlarini
aniqlashda. Richardson to’g’ri chizig’i usulidan foydalaniladi. Bu usul bilan A va φ
doimiyliklarining qiymatlarini topish uchun katoddan emissiyalanayotgan
elektronlarning tok zichligi j
e har xil temperaturalar uchun o’lchalanadi. So’ngra
tajriba natijalari quyidagicha analiz qilinadi:
Richardson-Deshmanning ushbu ko’rinishdagi
(46)

tenglamasining har ikkala tarafini T 2
ga bo’lib hosil bo’lgan ifodani
logarifmlaymiz. U holda quyidagi tenglamani hosil qilamiz:
, (47)
bunda
.
Bu formuladan ko’rinadiki, funksiyaning grafigi to’g’ri chiziqdan
iborat bo’lib, bu chiziqning ordinata o’qida hosil qilgan OK kesmasi (8-rasm) lnA
ga teng, uning abssissa o’qi bilan hosil qlgan α burchagi chiqish ishi bilan
quyidagicha bog’lanishda bo’ladi:
, (48)
bunda k-Boltsman doimiysi, e -elektronning zaryadi.
8- rasm. Ме tallar uchun Richardson to’g’ri chizig’i
Tekshirilayotgan metalning emission d o imiyliklarini aniqlashga imkon
beradigan bu chiziq Richardson to’g’ri chizig’i deyiladi. Lekin bu usul bilan
chiqish ishi ni aniqlashda jiddiy qiyinchiliklarga duch kelinadi. Bu qiyinchilik
katod temperaturasini va tok zichligini o’lchashning murakkabligi bilan bog’liqdir.
Shuning uchun chiqish ishini boshqa usullardan foydalanib o’lchash va har xil
usullar bilan olingan natijalarni taqqoslab ko’rish lozim bo’ladi.
Ko’pincha metalning emission doimiyliklarini aniqlashda maxsus tajriba
lampasidan foydalaniladi. Bu lampaning tuzilishi va ulash sxemasi 9-rasmda

tasvirlangan. Ipsimon katodning 1 o’rtasidagi bir tekis qizdiriladigan qismi silindr
shaklidagi anod 2 bilan o’rab olingan. Anoddagi kichik teshikdan foydalanib optik
pirometr yordamida katod temperaturasi o’lchanadi. Anodning chetlarida
himoyalovchi halqa 3 joylashtirilgan bo’lib, ular katodning chetlaridagi “sovuqroq”
qismlarning emission tokini qabul qiladi. Lampaning ichida vakuum hosil qilinadi.
O’lchov asboblari shunday ulanganki, ular katodning faqat anod o’rab olgan
qismidagi parametrlarni, ya’ni emission tokni va katod temperaturasini o’lchaydi.
Anod tokini katodning anod ichida joylashgan qismining sirtiga bo’lib tok zichligi
aniqlanadi.
Kalorometrik usul bilan ham chiqish ishi e ni aniqlash mumkin. Chiqish
ishini o’lchash quyidagicha amalga oshiriladi. 9-rasmdagi tajriba lampasining anod
zanjiri uzilgan bo’lsa, cho’g’langan katod yaqinida 1 sekund vaqt ichida katoddan
emitterlangan elektronlar soni bilan orqaga qaytib, kondensirlangan elektronlar soni
orasida muvozanat o’rnatiladi. Bunday sharoitda katodning cho’g’lanish quvvati
faqat energiya nurlanishiga va tarmoqlar orqali issiqlikning olib ketilishiga sarf
bo’ladi. Shuning uchun berilgan cho’g’lanish quvvati P
n uchun katodda unga mos
keladigan aniq T
k temperatura o’rnatiladi.
9-rasm . Ме tallarning emission doimiyliklarini aniqlash uchun tajriba
lampasining tuzilishi va ulash sxemasi
Anod zanjiri ulanib katoddan J
a miqdordagi tok anodga o’tsa, har bir anodga
boruvchi elektron chiqish ishini bajarib katoddan W
0 energiyani olib ketadi.
Emttirlangan elektron o’rniga temperaturasi T
0 bo’lgan tashqi zanjir simidan kelgan

elektron E
F energiyani katodga olib keladi. Katoddan anodga borayotgan
elektronlar oqimidagi har bir elektronning energiyasi 2kT
k ga teng bo’ladi. Xuddi
shuningdek, tashqi zanjirdan katodga kelayotgan elektronlar oqimidagi har bir
elektronning energiyasi 2 kT
0 ga teng bo’ladi. Agar katoddan miqdorda tok
anod zanjiriga o’tsa, qo’shimcha sarflangan quvvat ushbu formula asosida
aniqlanadi:
, (49)
bunda N
e – anod toki J
a ga mos keladigan va 1 sekundda katoddan
chiqayotgan elektronlar soni, E
F – Fermi energiyasi, W
e - potentsial to’siq energiyasi
(to’liq chiqish ishi), T
k -katodning temperaturasi.
O’rta qavs ichidagi ikkinchi had chiqish ishi e
k ga nisbatan ancha kichik
bo’lganligi sababli, uni hisobga olmaslik mumkin. Shuning uchun qo’shimcha
sarflangan quvvat
(50)
bo’ladi. Bu ifodadan foydalanib chiqish ishi aniqlanadi.

8 . Termoelektron katodlar
Termoelektron katodlar – qizdirilganda elektronlarni emissiyalovchi vakuum
va gaz razryadli asboblarining katoldlaridir. Termoelektron katodlar quyidagi
parmetrlar bilan xarakterlanadi.
1. Solishtirma emissiya, ya’ni katodning 1sm 2
sirtidan olinadigan maksimal
tok zichligi bilan xarakterlanadi. Solishtirma emissiya katod materialiga va
temperaturasiga bog’liq bo’lib, ushbu formula bo’yicha aniqlanadi:
(51)
bunda, T -katodning ishchi temperaturasi, b
0 - katod materialining chiqish
ishiga proporsional kattalik. Ko’pchilik materiallari uchun A ning qiymati
oralig’ida bo’ladi.
Katodning ishlash vaqtida maksimal emissiya bilan ta’minlaydigan ishchi
temperatura oralig’i.
3. Effektivlik, ya’ni solishtirma emissiyaning qizdirishga sarflangan quvvatga
nisbati bilan aniqlanadigan parametr.
4. Katodning ishlash vaqtining uzoqligi.
Term o elektron katodlar 3ta guruhga bo’linadi:
1.Toza metallardan tayyorlangan katodlar.
Pardali katodlar.
3. Qalin qatlamdi katodlar. Bu guruhdagi katodlar aktiv modda kernga qalin
qilib joylashtiriladi va u termoelektrik xodisasining manbai sifatida xizmat qiladi.
Toza metall katodlari. Bu guruhdagi katodlar qiyin eriydigan ayrim toza
materiallardan (1-jadval) tayyorlanadi.

1-jadval. Metall katodlarning xarakteristikasi.
Metallarning
xarakteristikalari W Re Ta Mo Nb
Erish temperaturasi
T , K 3655 3170 3300 2850 2770
Chiqish ishi e ,
eV 4,53 4,74 4,10 4,17
4,01
A, 60 720 37 51 29
Tok zichligi
bo’lganda
temperatura T, K 2780 2590 2583 2580 2560
Volfram katodlar eng ko’p tarqalgan katodlar bo’lib, u yuqori voltli
kenotronlarda, rentgen trubkalarida va kuchli generator lampalarida ishlatiladi. Ta
va Nb dan tayyolangan katodlar ayrim maxsus konstruksiyali elektrovakuum
asboblarda jumladan, ba’zi bir kuchli generator lampalarida ishlatiladi. Metall
katodlarning parametrlari 1–jadvalda berilgan.
Toza metall katodlarda elektronlar emissiyasi boshqa xil katodlarning
emissiyasidan kam bo’lishiga qaramasdan o’zlarining ekstrimal sharoitlarda, ya’ni
yuqori anod kuchlanish (o’nlab va yuzlab kV) va yuqori temperatura sharoitlarda
ishlash vaqtining davomiyligi 10000 soatgacha bo’lishi tufayli ulardan
texnologiyada ko’p foydalaniladi.
Pardali katodlar. Chiqish ishi katta bo’lgan W, Mo va Ni kabi kern
materialining sirtida Ba, Cs kabi elektromusbat element atomlarining pardasi hosil
qilinsa, pardali katodning chiqish ishi ancha kamayadi. Aksincha, kern materialiga
nisbatan elektro manfiy O, Cl kabi elementlarning pardasi hosil qilinsa, chiqish ishi
ortadi. W-Th tipidagi pardali katodlarning parametrlari toza W katodlarning
parametrlaridan yaxshiroq: ishchi teiperaturasi past ( T=1800÷1900 K ), effektivligi

, solishtirma emissiyasi , lekin toriy pardasi tez
bug’lanuvchan bo’lganligi sababli, keyingi yillarda W-Th pardali katodlar o’rnini
karbidlangan toriyli katodlar egallamoqda.
Bu tipdagi pardali katodlarni tayyorlash usuli quyidagicha: ichida ThO
2
kirishma moddasi bo’lgan volframga uglevodorod bug’i hosil qilingan muhitda
1600 temperaturada haroratli ishlov beriladi. Natijada volframning sirtida WC
birikmali qatlam hosil bo’ladi. So’ngra xuddi volfram sirtida Th pardasini hosil
qilishdagi singari karbidlangan katodga ham yuqori temperaturali ishlov beriladi.
Bu jarayonda ThO
2 parchalanib, kislorod ajralib chiqadi. Aktivlashgan Th atomlari
esa diffuziyalanib sirtga chiqadi va WC qatlam ustiga toriy pardasini hosil qiladi.
Karbidlangan katod sirtidan toriyning bug’lanish issiqligi katta bo’lganligi sababli,
bu katodlar ancha yuqori temperaturalarda va kattaroq kuchlanishlarda ( 6÷8 kV )
ishlaydi.
Bulardan tashqari, ancha murakkab tuzilishga ega bo’lgan termoelektron
katodlar ham pardali katodlar deb ataladi. Bu katodlar ham bug’lanish natijasida
pardaning buzilgan joylarini qayta tiklash mexanizmlarining turlicha bo’lishiga
qarab 3 guruhga bo’linadi. Jumladan, L -katod, presslangan katod, Xell katodi va
boshqalar pardali katodlar turiga kiradi. Bu katodlarning ko’pchiligida ishchi
temperatura pastroq ( ~1200÷1600 K ), lekin impulsli rejimda katta tok bera oladi.
Qalin qatlamli katodlar. Qalin qatlamli katodlarda aktiv moddaning qalinligi
ancha katta bo’ladi (bu moddaning qalinligi 10 4
va undan ham ko’proq atomlar
qatlamini tashkil etishi mumkin) eng ko’p ishlatiladigani oksidli katodlardir.
Oksidli katodlarning aktiv qatlami ikki yoki uch xil ishqoriy Er metallar oksidlari
hamda toriy oksidining aralashmasidan tayyorlanadi.
Oksidli-toriyli katodning ishchi temperaturasi oddiy oksidli katod
temperaturasidan ancha yuqori bo’ladi. Shuning uchun toriy oksidi qiyin eriydigan
Ta, Mo dan tayyorlangan kern sirtiga joylashtiriladi va so’ngra T 2000 K
temperaturada aktivlashtiriladi. Bu katodlarda chiqish ishi ,

oralig’ida bo’ladi. Ishchi temperaturaning optimal qiymati
T~1850 K bo’ladi. Bu temperatura sohasida ThO
2 ning bug’lanishi kamroq va
katodning parametrlari yaxshiroq bo’ladi.

Xulosa
Xulosa qilib aytganda, erkin elektronlar mavjudligini shu bilan
tushuntirish mumkinki, kristall panjaralar hosil bo‘lganida eng bo‘sh
bog‘langan (valentli) elektronlar metall atomlaridan ajralib, metall
bo‘lagining “kollektiv tashkil etuvchisi” bo‘lib qoladi. Agar har bir
atomdan bittadan elektron ajarlib qolsa, erkin elektronlarning
konsentratsiyasi, ya’ni hajm birligidagi ularning soni, hajm birligidagi
atomlar soniga teng bo‘ladi.
Erkin elektronlar haqidagi tasavvurdan foydalangan holda Drude,
keyinchalik Lorens bu nazariyani mukammallashtirib, metallarning
klassik nazariyasini ishlab chiqqan. Drude metallardagi o‘tkazuvchi
elektronlar tabiati ideal gaz molekulalariga o‘xshagan bo‘ladi, deb faraz
qilgan. To‘qnashish orasidagi vaqtlarda ular deyarli erkin harakatlanib,
o‘rtacha λ yo‘lni bosib o‘tadi. Yugurish yo‘llari molekulalarning o‘zaro
to‘qnashishi bilan belgilanuvchi gaz molekulalaridan farqli ravishda,
elektronlar o‘zaro emas, balki ko‘proq metallarning kristall panjaralarini
tashkil etuvchi ionlar bilan to‘qnashadi. Bu to‘qnashishlar elektron gaz
bilan kristall panjara orasida issiqlik muvozanati o‘rnatilishga olib
keladi.
Metall bo‘lmagan kristallar ham issiqlik o‘tkazish qobiliyatiga
egadir. Biroq metallarning issiqlik o‘tkazuvanligi dielektriklarning
issiqlik o‘tkazuvchanligidan katta farq qiladi. Bundan, metallarda issiqlik
o‘tkazuvchanlik asosan kristall panjaralar hisobiga emas, balki
elektronlar hisobiga bo‘ladi deb xulosa qilish mumkin.

Termoelektrik effektlar

Купить

Похожие документы
2001-yil sentabr voqealri va uning xalqaro munosabatlarga
1945-1990-yillarda Buyuk Britaniya
1918-1923 yillarda xalqaro munosabatlar, Versal Vashington siyetemasining tuzilishi
Ahmad al-farg‘oniy
Almashlab ekishni loyihalashtirish va joriy etish