Схемы термоэлектрических приборов для измерения тока: а — контактная, с одной термопарой; б, в — бесконтактные, с одной и с несколькими включенными последовательно термопарами; г — с включением через высокочастотный трансформатор тока ТТ; Ix — измеряемый ток; rн — нагреватель; rt — термопара; ИМ — магнитоэлектрический измеритель.

Термоэлектрическое охлаждение

Термоэлектри'ческое охлажде'ние, поглощение теплоты при прохождении электрического тока через термоэлемент . Сущность Т. о. заключается в появлении разности температур в спаях термоэлемента; при этом на холодном спае происходит поглощение теплоты из охлаждаемого вещества, передача её к горячему спаю и далее в окружающую среду (см. Пельтье эффект ). Одновременно с генерацией холода в цепи термоэлемента выделяется теплота (см. Джоуля — Ленца закон ) и передаётся к холодному спаю путём теплопроводности. Результирующей характеристикой охлаждающей способности термоэлемента, используемого для Т. о., является так называемая эффективность , где a — термоэлектрический коэффициент, l — удельная теплопроводность, r — удельное электрическое сопротивление. Обычно при изготовлении термоэлементов для Т. о. используют полупроводники (Z = 1,5—3,5 град -1 ), например тройные сплавы сурьмы, теллура, висмута и селена (см. Термоэлектрические явления ). Установки с Т. о. просты по конструкции, не имеют движущихся частей и холодильных агентов , безопасны в эксплуатации, но малоэкономичны (удельный расход электроэнергии в 6— 8 раз выше, чем у парокомпрессионных холодильных машин ). Обычно Т. о. используется в установках с холодопроизводительностью до 100 вт, которые находят практическое применение в радиоэлектронике, вакуумной технике, приборостроении, медицине и т. д.

  В. А. Гоголин.

Термоэлектронная эмиссия

Термоэлектро'нная эми'ссия, Ричардсона эффект, испускание электронов нагретыми телами (твёрдыми, реже — жидкостями) в вакуум или в различные среды. Впервые исследована О. У. Ричардсоном в 1900— 1901. Т. э. можно рассматривать как процесс испарения электронов в результате их теплового возбуждения. Для выхода за пределы тела (эмиттера) электронам нужно преодолеть потенциальный барьер у границы тела; при низких температурах тела количество электронов, обладающих достаточной для этого энергией, мало; с увеличением температуры их число растет и Т. э. возрастает (см. Твёрдое тело ).

  Главной характеристикой тел по отношению к Т. э. является величина плотности термоэлектронного тока насыщения jo (рис. 1 ) при заданной температуре. При Т. э. в вакуум однородных (по отношению к работе выхода ) эмиттеров в отсутствии внешних электрических полей величина j определяется формулой Ричардсона — Дэшмана:

  .    (1)

Здесь А — постоянная эмиттера (для металлов в модели свободных электронов Зоммерфельда : А = А = 4pek 2 m/h 3 = 120,4 а /К2 см 2 , где е — заряд электрона, m — его масса, k — Больцмана постоянная , h — Планка постоянная ), Т — температура эмиттера в К,  — средний для термоэлектронов разных энергий коэффициент отражения от потенциального барьера на границе эмиттера; e j — работа выхода. Испускаемые электроны имеют Максвелла распределение начальных скоростей, соответствующее температуре эмиттера.

  При Т. э. в вакуум электроны образуют у поверхности эмиттера объёмный заряд, электрическое поле которого задерживает электроны с малыми начальными скоростями. Поэтому для получения тока насыщения между эмиттером (катодом) и коллектором электронов (анодом) создают электрическое поле, компенсирующее поле объёмного заряда. На рис. 1 показан вид вольтамперной характеристики вакуумного диода с термоэлектронным катодом. Плотность тока насыщения j достигается при разности потенциалов V , величина которой определяется Ленгмюра формулой . При V V связано с Шотки эффектом . Рис. 1 показывает, что термоэлектронный ток может протекать и в отсутствии внешних эдс. Это указывает на возможность создания вакуумных термоэлектронных преобразователей тепловой энергии в электрическую. Во внешних электрических полях с напряжённостью Е ³ 106 — 107 в/см к Т. э. добавляется туннельная эмиссия и Т. э. переходит в термоавтоэлектронную эмиссию.

  Величину j для металлов и собственных полупроводников можно считать линейно зависящей от Т в узких интервалах температур DT вблизи выбранного T : j (T ) = j (T ) + a (T — T ), где a — температурный коэффициент j в рассматриваемом интервале температур DT . В этом случае формула (1) может быть написана в виде:

  j = A p T 2 ехр (— е jр /кТ ),    (2)

где A p = А (1—) ехр (—e a/k ) называется ричардсоновской постоянной эмиттера (однородного по отношению к работе выхода); е jр = j(Т ) — aT ; е j называется ричардсоновской работой выхода. Так как в интервале температур от Т =  0 до Т = Т0 a не сохраняет постоянной величины, то ричардсоновская работа выхода отличается от истинной работы выхода электронов при температуре Т = 0 К. Величины Ap и е jр находят по прямолинейным графикам зависимости: In (j /T2 ) =  f (1/T ) (графикам Ричардсона). У примесных полупроводников зависимость j(T ) более сложная, и формула для j отличается от (2).

  Чтобы исключить входящие в формулу (1) неизвестные для большинства эмиттеров величины А и , зависящие не только от материала эмиттера, но и от состояния его поверхности (определяются экспериментально), формулу приводят к виду:

j = A T2 exp [—e jпт (Т )/кТ ].     (3)