一般，將穩定狀態下帶電粒子在電場方向的遷移速度υd與電場強度E的比值稱為帶電粒子的遷移率μ，μ=υd/E。因此，遷移率也代表單位作用電場下的遷移速度。
當氣壓上升時，ν上升，帶電粒子的遷移率下降。因電子的質量遠小於離子的質量，因此電子的遷移率μe比離子的μi要大很多。
對於離子來說，其遷移率可看作是一個常數；然而，對電子來說，其遷移率不能看作是一個常數，因其遷移率和電場強度有關。
1.1.4.4雙極性擴散運動
在上麵所討論的帶電粒子的擴散運動中，一般認為，帶電粒子是通過一個均勻的中性背景氣體進行擴散的。實際上，在氣體放電中，由於正負帶電粒子的濃度很高，它們之間存在著極強的庫侖作用力，該力傾向於維持整個放電空間的電中性。因此，帶電粒子的擴散運動將受到這個庫侖場的影響。
對於圓柱形的放電器件，若放電空間存在著帶電粒子的濃度梯度，軸心濃度高，管壁處濃度低，則在濃度梯度的作用下，電子和正離子將向濃度較低的管壁區域擴散。由於電子的擴散係數遠遠地大於離子的，電子的擴散將比離子的快，放電一旦發生，電子將比離子先到管壁，於是，在管壁附近將積累更多的電子。因放電器件軸心附近電子的缺乏，放電空間將出現過剩的正電荷，從而產生一個空間電荷場Er。由於管壁處帶負電，放電空間帶正電，空間電荷場的方向是從放電管軸心指向管壁。在空間電荷場中，電子將向軸心遷移，而正離子將向管壁遷移。於是，這個空間電荷場將使電子的擴散減速，使正離子的擴散加速。最終，電子和正離子將以同樣的速率同時進行擴散。一般稱這種擴散運動為雙極性擴散運動。
1.1.5陰極的熱電子發射［8］
1.1.5.1固體的能帶理論
如1.1.2節中所述，孤立原子中電子的狀態都是一些分立的能級，電子隻在其原子核附近運動。當N個原子彼此移近，並形成晶體時，電子不僅受到自己所屬原子核的作用，還受到相鄰原子的作用。於是，相鄰原子的軌道發生不同程度的交疊，外層軌道（特別是價電子所處的軌道）交疊得多，內層軌道交疊得少。由於軌道交疊，各個原子的電子就可沿著相同的軌道從一個原子轉移到相鄰的原子上。於是，這些電子就可在整個晶體內的原子間運動，為整個晶體的原子所共有。共有化運動是價電子的主要運動形式。由於內層軌道交疊得少，軌道運動是內層電子的主要運動形式。最內層的軌道幾乎不交疊，這些電子仍束縛於個別原子，不具備共有化的特點。
按泡利不相容原理，一個能量狀態隻允許有一個電子。於是，當N個原子彼此靠攏組成晶體時，每個原子的單個能級將分裂為N個間距很近的能級，因此就出現了能量的帶狀結構，被稱之為能帶。在實際的固體中，每立方米大約有1029個原子。因此，在能帶中容許的能量幾乎是連續的。外層軌道和內層軌道交疊後所形成的能帶之間被無容許能級的區域分隔開，這個區域被稱為禁帶。
共有化的電子同樣遵守能量最小原理，它們將按能量由小到大的次序占據各個能帶以及能帶內的各個狀態。一般來說，稱所有狀態都被電子所占據的能帶為滿帶；稱部分狀態被電子所占據的能帶為導帶；而稱所有狀態都空著的能帶為空帶。
金屬是具有導帶的晶體。在導帶內，僅有能量較低的一部分狀態被電子占據，而能量較高的狀態則是空著的。在外電場的作用下，導帶中的電子立即產生方向性運動，形成電流，從而起到導電作用。
絕緣體是這樣一類的晶體，它除了滿帶之外，就是空帶，而且滿帶和空帶之間的禁帶很寬。由於導帶中無電子，而滿帶中的電子不能起導電作用，故稱之為絕緣體。
半導體是一類界於金屬和絕緣體之間的晶體，它的能帶結構近似於絕緣體，隻有滿帶和空帶，但兩者之間相隔的禁帶較窄。若在半導體內摻入雜質，則雜質原子的能級嵌在禁帶中。這種半導體被稱為是摻雜半導體。按雜質能級位於靠近空帶之下或位於靠近滿帶之上，可將摻雜半導體分成兩類：n型半導體和p型半導體。n型半導體是電子型半導體，它的雜質能級靠近空帶。由於雜質能級和空帶之間的能量差很小，在外界作用（受熱、光照）下，n型半導體雜質能級上的電子將獲得能量，從而躍遷到上麵的空帶中，於是，空帶變成了導帶，半導體導電了。
給出了金屬、絕緣體和n型半導體的能帶結構。
1.1.5.2功函數
（1）金屬的功函數
按金屬的自由電子模型，當價電子在晶體點陣中運動時，它們既受到原子核的靜電吸引力，也受到其它價電子的靜電排斥力。在金屬內部，由於四麵八方是對稱的，電子受的合力為零，因此，它們能在晶體內部自由運動；當電子到達邊界時，受的力就不對稱了，此時，總的合力是將電子拉回金屬內部，此力被稱為是鏡像力。因此，為逸出金屬，電子必須克服鏡像力的作用。
根據電子受力的情況，可以畫出在金屬和真空界麵處的勢壘，圖中，勢壘的高度為Wa，勢壘的寬度為到鏡像力等於零處。電子被束縛於勢阱之中，並占據勢阱內部的能級。在T=0K時，電子在導帶中所具有的最大能量為EF0，此能級被稱為費米能級。Wa與EF0之間的能量差被定義為金屬的功函數（逸出功）。因此，功函數就是在絕對零度時電子逸出金屬所需的最小能量。在通常的情況下，電子不能克服由功函數所表征的勢壘而離開金屬，電子必須取得足以克服這個勢壘的能量後，才能從金屬逸出。
由於不同金屬的原子結構和晶格結構不同，功函數也就各不相同。常用金屬鎢的功函數為4.52eV。
（2）半導體的功函數
在非金屬晶體中，導帶電子同樣地被束縛在晶格中，如果不能從外界得到能量，它們也不能從表麵逸出的。
n型半導體的功函數由兩部分組成：一部分是使電子躍入導帶所必須的最小能量，稱為內功函數，以ψ表示；另一部分是使電子克服半導體與真空界麵之間的表麵勢壘而逸出半導體所需要的最小能量，它等於晶體外部靜止電子的能量與晶體內部位於導帶底能級的電子的能量之差，稱為外功函數，以φ表示。因此，n型半導體的總功函數=ψ+φ。對於n型半導體，費米能級位於導帶和施主能級（雜質能級）之間。當T=0K時，ψ=ΔE/2（ΔE為施主能級的激活能）。於是，功函數=φ+ΔE/2。
n型半導體氧化物陰極的內功函數約為0.7eV，而外功函數比金屬的要小很多，大約為0.7～1.0eV，因此，總的功函數約為1.4～1.7eV。三元氧化物陰極的功函數為1.0～1.6eV。
1.1.5.3固體的發射機理
可有很多方法使電子獲得足夠能量從固體逸出，從而導致電子發射。如加熱固體、用正離子轟擊固體等。在氣體放電燈中，應用最多的是加熱的方法。所以，這裏隻討論固體材料的熱電子發射。
當金屬的溫度大於絕對零度時，電子的能量將大於EF0，金屬中的一小部分電子甚至具有足以克服在界麵處由功函數所表征的勢壘的能量而從金屬逸出。溫度越高，能克服勢壘的電子數也就越多。所以，稱這種金屬因受熱而產生的電子發射為熱電子發射。
由於氧化物陰極的功函數特別低，它被廣泛用作陰極的發射材料。然而，絕大多數材料在室溫時的熱電子發射都極低，隻有當溫度升高到1000K左右時，發射才變得顯著起來。溫度再繼續升高時，發射迅速增加。因此，為了使陰極能產生足夠的發射，必須將它加熱到一定的工作溫度。