. (1)Термоэлектронная эмиссия, 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 j0 определяется формулой Ричардсона — Дэшмана:
. (1)
Здесь А — постоянная эмиттера (для металлов в модели свободных электронов Зоммерфельда: А = А0 = 4pek2m/h3 = 120,4 а/К2см2, 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; ej — 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 j0 достигается при разности потенциалов V0, величина которой определяется Ленгмюра формулой. При V < V0 ток ограничен полем объёмного заряда у поверхности эмиттера. Слабое увеличение j при V > V0 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 T0: j(T) = j(T0) + a(T— T0), где a — температурный коэффициент j в рассматриваемом интервале температур DT. В этом случае формула (1) может быть написана в виде:
j0 = ApT2 ехр (— еjр/кТ), (2)
где Ap= А (1—
) ехр (—ea/k) называется ричардсоновской постоянной эмиттера (однородного по отношению к работе выхода); еjр = j(Т0) — aT0; еj0 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 еjр находят по прямолинейным графикам зависимости: In (j0/T2) = f (1/T) (графикам Ричардсона). У примесных полупроводников зависимость j(T) более сложная, и формула для j0 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 = A0T2exp [—ejпт (Т)/кТ]. (3)
Работа выхода еjпт (Т) мало отличается по величине от истинной работы выхода эмиттера ej(T), но легко определяется по измеренным величинам j0 и Т; её называют работой выхода по полному току эмиссии. Величина еjпт (Т) является единственной характеристикой термоэмиссионных свойств эмиттера, и её знания достаточно для нахождения j0(T) (рис. 2).
Однородными по j эмиттерами являются грани идеальных монокристаллов как чистые, так и покрытые однородными плёнками др. вещества. Большинство употребляемых в практике эмиттеров не однородны, а состоят из «пятен» с различными j (эмиттеры поликристаллического строения; со структурными дефектами; двухфазные плёночные и др.). Контактные разности потенциалов между пятнами приводят к появлению над эмиттирующей поверхностью контактных полей пятен. Эти поля создают дополнительные барьеры для эмиссии электронов с пятен, где работа выхода меньше, чем средняя по поверхности, и вызывают аномальный эффект Шотки. Для описания Т. э. неоднородных эмиттеров в формулу (1) вводят усреднённые эмиссионные характеристики.
Для получения токов больших плотностей, постоянных во времени, требуются эмиттеры с малыми j и с большими теплотами испарения материала; в ряде случаев к термоэлектронным эмиттерам предъявляются специальные требования (химическая пассивность, коррозионная стойкость и др.). Высокой термоэмиссионной способностью обладают так называемые эффективные катоды (оксиднобариевые, оксидноториевые, гексабориды щелочноземельных и редкоземельных металлов и др.) и некоторые металлоплёночные катоды (например, тугоплавкие металлы с плёнкой щелочных, щёлочноземельных и редкоземельных металлов).
Т. э. лежит в основе действия многих электровакуумных и газоразрядных приборов и устройств.
Лит.: Рейман А. Л., Термоионная эмиссия, пер. с англ., М.— Л., 1940; Гапонов В. И., Электроника, т. 1, М., 1960; Добрецов Л. Н., Гомоюнова М. В., Эмиссионная электроника, М., 1966; Кноль М., Эйхмейер И., Техническая электроника, пер. с нем., т. 1, М., 1971; Херинг К., Николье М., Термоэлектронная эмиссия , пер. с англ., М., 1950; 3андберг Э. Я., Ионов Н. И., Поверхностная ионизация, М., 1969; Фоменко В. С., Эмиссионные свойства материалов, К., 1970.
Э. Я. Зандберг.
Рис. 1. Зависимость плотности тока j термоэлектронного тока от разности потенциалов V, приложенной между эмиттером и коллектором электронов (вольтамперная характеристика).
Рис. 2. Плотность термоэлектронного тока насыщения при различных температурах и работах выхода ej, определяемых по полному току термоэлектронной эмиссии.