A három másodperc fokának törvénye

Az oldal jelenlegi verzióját még nem ellenőrizték tapasztalt közreműködők, és jelentősen eltérhet a 2021. május 23-án felülvizsgált verziótól ; az ellenőrzéshez 1 szerkesztés szükséges .

A három másodperces törvény ereje (Gyermek törvénye [1] , Child-Langmuir törvénye, Child-Langmuir-Boguslavsky törvénye, Schottky-Gleichung németül Schottky- egyenlete) az elektrovákuum technológiában kvázi statikus (azaz majdnem stable) ideális vákuumdióda áram-feszültség karakterisztikája - azaz beállítja az anódáram függőségét a katódja és az anódja közötti feszültségtől - tértöltés módban . Ez a mód a fő mód a rádiócsövek vételére-erősítésére. Ennek során a tértöltés késleltető hatása a katódáramot a lehetséges maximális katód - emissziós áramnál lényegesen kisebb értékre korlátozza . A legáltalánosabb formában a törvény kimondja, hogy az I a vákuumdióda árama arányos a 3/2 teljesítményre emelt U a feszültséggel:

I_{a}=gU_{a}^{3/2},

ahol g egy adott dióda állandója ( perveance ), amely csak az elektródák relatív helyzetétől, alakjától és méretétől függ.

A törvény első megfogalmazását 1911-ben Child[2] javasolta, ezt követően Langmuir (1913) [3] finomította és általánosította a törvényt, akik egymástól függetlenül dolgoztak , Schottky (1915) és Boguslavsky (1923 ). ). A törvény bizonyos fenntartásokkal a vezérlőrácsos lámpákra ( triódák , tetródák ) és a katódsugár-berendezésekre vonatkozik . A törvény középfeszültségekre vonatkozik - néhány volttól az olyan feszültségig, amelynél az emissziós áram telítési módba való áttérés kezdődik. A törvény nem vonatkozik a negatív és kis pozitív feszültségek területére, a telítési módba való átmenet területére és magára a telítési módra.

A probléma lényege

Megfelelően magas hőmérsékleten a hőkibocsátás jelensége a fém és a vákuum határfelületén lép fel . A volfrámkatód körülbelül 1400 °C - on [5] , az oxidkatód - körülbelül 350 °C-on [6] kezd elektronokat kibocsátani . A hőmérséklet további emelkedésével az emissziós áram exponenciálisan növekszik a Richardson-Deshman törvény szerint. A volfrámkatódok emissziójának gyakorlatilag elérhető maximális áramsűrűsége eléri a 15 A/cm 2 , az oxidkatódok - 100 A/cm 2 -t [7] [8] .

Ha a dióda anódjára pozitív (a katódhoz viszonyított) potenciált alkalmazunk, a dióda elektródák közötti terében elektromos tér lép fel, amely az anód irányába gyorsítja az elektronokat . Feltételezhető, hogy ebben a mezőben a katód által kibocsátott összes elektron az anódhoz rohan, így az anódáram egyenlő lesz az emissziós árammal, de a tapasztalat cáfolja ezt a feltételezést. Csak viszonylag alacsony hőmérsékletre és alacsony emissziós áramsűrűségre érvényes. Magasabb katódhőmérsékleten a kísérletileg megfigyelt anódáram eléri a telítettséget, és állandó szinten stabilizálódik, amely nem függ a hőmérséklettől. Az anódfeszültség növekedésével ez a korlátozó áram monoton és nem lineárisan növekszik [9] . A megfigyelt jelenséget minőségileg a tértöltés hatása magyarázza :

A vákuumcső hideg katódja nem képes elektronokat kibocsátani. Ebben az üzemmódban a vákuumdióda egy hagyományos vákuumkondenzátor . Az elektromos térerősség egy ilyen kondenzátor belsejében gyakorlatilag állandó, és a katód és az anód közötti elektromos potenciál síkkal párhuzamos konfigurációban lineárisan változik. Egy ilyen térben elkapott elektron állandó gyorsulással mozog , ami egyenesen arányos a gyorsuló térrel, és ennek következtében a dióda feszültségével [10] .
A felmelegített katód elektronokat kezd kibocsátani. Ha kellően nagy pozitív feszültséget kapcsolunk az anódra, az összes kibocsátott elektron gyorsulást tapasztal az elektródák közötti térben, és az anód felé halad. Az elektródák közötti térben lévő elektronok tértöltést képeznek , amely torzítja a kondenzátor elektromos terét. Alacsony emissziós áramoknál és alacsony elektronkoncentrációnál az elektródák közötti vákuumban a tértöltés befolyása elenyésző: az elektródák közötti tér minden pontjának potenciálja csökken, de a tér minden ponton gyorsul, így szinte az összes, az elektródák közötti tér által kibocsátott elektront. a katód eléri az anódot. Az anódáram egyenlő a katód emissziós áramával, és nem függ az anódfeszültségtől [11] .
A katód további melegítésével a tértöltés annyira megnövekszik, hogy a katód közelében egy potenciálkút jelenik meg - egy olyan tartomány, amelynek potenciálja kisebb, mint a katódpotenciál. A katód által kibocsátott elektronok taszítást tapasztalnak a tértöltési tartományból, és a lassító mezőbe esnek. A katódot kellően nagy sebességgel elhagyó elektronok (gyors elektronok) jól legyőzik a potenciált és folytatják útjukat az anód felé. Más, lassabb elektronok visszatérnek a katódra, így az anódáram lényegesen kisebb, mint a katód emissziós árama [11] . A gyakorlati mérések azt mutatják, hogy az anódfeszültség növekedésével az anódáram monoton és nemlineárisan növekszik.

Az áramnak a tértöltés által korlátozott mennyiségi függését az anódfeszültségtől a három másodperc törvénye írja le.

Megoldás

Megoldás síkpárhuzamos diódára

Child klasszikus megoldása ideális sík-párhuzamos diódát tekint, amelynek végtelen hosszúságú elektródái d szélességű réssel vannak elválasztva . Az x koordinátatengelyt , amelyhez viszonyítva a differenciálegyenleteket megoldjuk , a katódfelület normálja mentén megrajzoljuk, és a kezdőpontot (x=0) a katód-vákuum határon állítjuk be. Feltételezhető, hogy:

a katód és az anód felülete ekvipotenciális;
a katód hőmérséklete elég magas ahhoz, hogy az anódáramot a tértöltés korlátozza, és ne a katód emissziós szintje;
az elektródák közötti térben a maradék gáznyomás meglehetősen alacsony, így az elektronok kölcsönhatása a gázmolekulákkal elhanyagolható;
az E(0) elektromos térerősség a katód-vákuum határon nulla;
az elektronsebesség a katód-vákuum határ átlépésekor v(0) egyenlő nullával [12] [13] .

Az utolsó feltevés - az elektronok vákuumban történő termikus diffúziójának figyelembevételének megtagadása - a legfontosabb. Ez teszi lehetővé a nehézkes, időigényes számítások egyszerű analitikai megoldással való helyettesítését, de ez a megoldás alkalmatlanná is teszi ezt a megoldást alacsony pozitív és negatív anódfeszültségek tartományában, tehát nulla feszültség mellett a diódán valós. eszközök esetén az anódáram nem fordul 0-ra [13] .

A Gauss-tétellel összhangban az elektródák közötti tér egy tetszőlegesen választott térfogatába zárt tértöltés arányos az elektromos térerősség vektorának a zárt felületen átáramló áramlásával, Zlimitálva ezt a térfogatot. A katóddal szomszédos, x magasságú és s alapterületű prizmával határolt térfogatban az oldalfelületeken áthaladó feszültségfluxus nulla. A katód melletti bázison áthaladó intenzitási fluxus az első határfeltétel miatt szintén nullával egyenlő. Ezért a prizma felületén áthaladó vektorfluxus egyenlő az x pontban lévő térerősség és a prizma alapterületének szorzatával:

Q(x)=\varepsilon _{0}{\int \limits _{Z}E\ dZ}=\varepsilon _{0}E(x)\ s

[tizennégy]

Ugyanakkor a prizma térfogatában a tértöltés egyenlő az I a anódáram és az elektronnak a katódról az x katódtól távoli síkra való repülési idejének szorzatával :

{\displaystyle Q(x)=I_{a}\ {t(x)))

[tizennégy]

ezért az elektronok térerőssége és gyorsulása bármely x pontban kifejezhető az anódárammal és a katódtól x-ig terjedő repülési idővel:

E(x)={{I_{a}\ t(x)} \over {\varepsilon _{0}\ s))

{d^{2}\ x \over dt^{2}}={{eI_{a}\ t(x)} \over {m\ \varepszilon _{0}\ s}}

ahol e és m az elektron töltése és tömege,

ε 0 a dielektromos állandó [14] .

Az utolsó összefüggés integrálása megadja az elektron koordinátájának és sebességének függését a repülés idejétől:

x(t)={1 \over 6}\ {{e\ I_{a}} \over {m\ \varepsilon _{0}\ s}}\ t^{3}

{dx \over dt}={1 \over 2}\ {{e\ I_{a}} \over {m\ \varepsilon _{0}\ s}}\ t^{2}

[tizenöt]

Az utolsó egyenlet összehasonlítása a kinetikus és potenciális energiára vonatkozó egyenlettel

{dx \over dt}={\sqrt {2{e \over m}U)),

[tizenöt]

levezethető az anódáram kifejezése (Child-képlet) [16] .:

I_{a}={4 \over 9}\ \varepsilon _{0}\ {\sqrt {2{e \over m))}\ {s \over d^{2))\ U_{a }^{3 \over 2}

I_{a}=2,33~{\cdot }~10^{-6}\ {s \over d^{2}}\ U_{a}^{3 \over 2}

[tizennégy]

Megoldás hengeres diódára

Az utolsó egyenlet egy vékony katódú hengeres diódára is (a katóddal belül, az anóddal kívül) is érvényes (az r a belső anód sugara tízszer vagy többször nagyobb, mint a katód külső sugara r k ). Ebben az esetben az elektródák közötti d távolság helyett az r a belső sugarát kell helyettesíteni [17] .

Ha a katód külső sugara nem olyan kicsi, akkor már nem elhanyagolható. Vastag katóddal rendelkező diódák esetén a számítási képlet Langmuir és Boguslavsky szerint a következő:

I_{a}=2,33~{\cdot }~10^{-6}\ {s_{a} \over {r_{a}^{2}\ \beta ^{2))}\ U_{ a}^{3 \over 2},

ahol korrekciós tényező [18] $\beta ^{2}=\left(1-{r_{k} \over r_{a}}\right)^{2}$

Általánosított megfogalmazás

A törvény bármely katód- és anódkonfigurációjú diódákra, valamint minden olyan katód-hőmérsékletre érvényes, amelyen termikus emisszió lehetséges. Általában,

I_{a}=g\ U_{a}^{3 \over 2},

[19]

ahol g egy adott dióda állandója (ún. perveance ), az elektródák konfigurációjától és geometriai méreteitől függően.

A legegyszerűbb elemzés szerint az áteresztőképesség nem függ az izzószál áramától és a katód hőmérsékletétől, valódi lámpákban a katód hőmérsékletének növekedésével növekszik [20] .

Dióda belső ellenállás

A dióda áram-feszültség karakterisztikájának S meredeksége egy tetszőlegesen kiválasztott működési pontban arányos az anódfeszültség négyzetgyökével:

S={dI_{a} \over dU_{a}}={3 \over 2}\ g\ {\sqrt {U_{a}}}

és az r i belső ellenállás fordítottan arányos vele:

{\displaystyle r_{i}=1/S={2 \over 3}{1 \over {g\ {\sqrt {U_{a)))))))

[21]

Frekvenciahatárok

Az elektronok katódról az anódra való repülési idejét az összefüggés határozza meg

\tau ={3d \over V_{max)),

ahol az elektronok végsebessége .

{\displaystyle V_{max}={\sqrt {2{e \over m}U_{a))))

Valódi diódákban a repülési időt nanoszekundum egységekben mérik [22] .

Ha az anódra nagyfrekvenciás váltakozó feszültséget kapcsolunk, amelynek időtartama összemérhető a repülési idővel, az anódáram fázisa és nagysága jelentősen megváltozik. Az áram fáziseltolása, vagy a span szög , ahol az anódfeszültség szögfrekvenciája . A feszítési szögnél a dióda dinamikus CVC-jének meredeksége a kvázistatikus meredekség 25%-ával csökken, amelynél a váltóáram megszakad. A gyakorlatban a korlátozó feszítési szög, amely felett a dióda használata nem célszerű, egyenértékű , és a dióda korlátozó működési frekvenciája f pr - to $\Theta =\omega \ \tau$ $\omega$ $\Theta =\pi$ $\Theta =2\pi$ $\pi$

f={1 \over {2\ \tau }}

[23]

Valós áramkörökben a korlátozó működési frekvencia még alacsonyabb lehet a parazita dióda kapacitás és a parazita kapacitások és a szerelési induktivitások hatása miatt. A frekvencia növekedésével a diódában rezonanciajelenségek léphetnek fel, ezért az f p dióda működési frekvenciája nem haladhatja meg a saját rezonanciájának f 0 frekvenciáját :

{\displaystyle f_{p}\leqslant f_{0}={1 \over {2\pi {\sqrt {L\ C_{ac))))))))

[24]

A tipikus L szerelési induktivitás 0,01 μH [24] és a tipikus szerelési kapacitás 10 pF, a rezonanciafrekvencia 500 MHz.

A három másodperc törvénye egy triódára

1919-ben M. A. Bonch-Bruevich triódamodellt javasolt (Bonch-Bruevich munkáiban - "katódrelé"), amelyben a triódát egy egyenértékű diódával helyettesítették. Az anódáram ebben a modellben megegyezett az ekvivalens dióda áramával, amelyre a számított effektív feszültséget alkalmazzuk - az U a anódon és az U c hálózaton lévő feszültségek súlyozott összege :

{\displaystyle I_{a}=g_{Tc}\ {\left(U_{c}+D\ U_{a}\right)}^{3 \2 felett))

, vagy

{\displaystyle I_{a}=g_{Ta}\ {\left(U_{a}+\mu \ U_{c}\right)}^{3 \over 2))

ahol a trióda feszültségerősítése , és ennek reciproka D a rács permeabilitása. $\mu$

A képletekből következik, hogy az áram-feszültség karakterisztikája különböző U c -re azonos, és csak a feszültségtengely mentén eltolódásban tér el. A blokkoló rács feszültségénél az anódáram megszakad. A valós lámpák jellemzői általában megfelelnek az elméletnek, de meredeksége és eltolódása nem állandó, az áramlezárás blokkoló feszültségeknél egyenletes, „feszesebb” jellegű [25] . $U_{c}=-U_{a}/\mu$

Kvantitatív értékelések

Példa . A kisfeszültségű egyanódos kenotron effektív anódhossza l=40 mm, a katód külső sugara r =2 mm , az anód belső sugara r és =4 mm. Az oxidkatód s effektív területe =5 cm 2 az s anód effektív területe és =10 cm 2 . Számított elektródák közötti kapacitás hideg katóddal C 0 \u003d 2π ε 0 l ln (r a / r k ) \u003d 1,5 pF, a szerelési kapacitás figyelembevétele nélkül. Az izzószál üzemi feszültségét úgy választjuk meg, hogy a dióda telítési módba lépjen I a =200 mA áram mellett, ami 40 mA/cm 2 emissziós áramsűrűségnek felel meg . Ez az érték közel áll az álló üzemmód maximális megengedett értékéhez, és körülbelül ezerszer kisebb, mint az oxidkatód kibocsátásának rövid távú áramimpulzusainak maximális lehetséges sűrűsége. 10-15 W izzóteljesítmény mellett érhető el (2-3 W/cm 2 fajlagos teljesítmény ).

A dióda tervezési teljesítménye:

g=2,33~{\cdot }~10^{-6}\ {{2\ \pi \ l} \over {r_{a}\ \left(1-{r_{k} \over r_{a}}\right)^{2}}}=0,000587~{A \over B^{3 \over 2}}

A három másodperces törvény ereje és a benne foglalt modell nem ad jelzést arra vonatkozóan, hogy mennyire zökkenőmentesnek vagy élesnek kell lennie a tértöltési rezsimről a telítettségre való átmenetnek. Az anódáram elméleti görbéje eléri az emissziós áram értékét (I a \u003d 200 mA) U a \u003d 49 V-nál, magasabb feszültségeknél az áram nem változik, és a disszipált teljesítmény a feszültség arányában nő.

A táblázat bemutatja a diódajelzők függését az anód feszültségétől, a Child modell keretein belül. Ebben a modellben nincsenek meghatározva olyan fontos mutatók, mint a maximális tértöltéssűrűség, a potenciálkút mélysége és profilja.

Index	Egységek _	U a , V anódfeszültség						Megjegyzések
		Tértöltés mód				Átmeneti terület	Telítettségi mód
		tíz	húsz	harminc	40	ötven	60
Anódáram, I a	mA	19	53	96	149	200	200	A telítettségi módba való átmenet jellege (sima átmenet vagy éles törés) nincs meghatározva a modellben. A dinamikus teljesítmény az átmeneti zónában csak empirikusan határozható meg.
Az áram-feszültség karakterisztika meredeksége, S	mSm	2.8	3.9	4.8	5.6	?	0
Belső ellenállás, r i	kOhm	0,36	0,25	0.21	0.18	?	∞
Maximális elektronsebesség, V max	mm/ns	1.9	2.6	3.2	3.8	4.2	4.6	${\displaystyle V_{max}={\sqrt {2{e \over m}U_{a))))$
Az elektródák közötti távolság repülési ideje, τ	ns	3.2	2.3	1.8	1.6	1.4	1.3	${\displaystyle \tau =3\ d/V_{max))$
Tértöltés, Q	pC	59	118	178	237	286	261	$Q=I_{a}\ \tau$
Levágási frekvencia, f pr	MHz	156	221	270	312	350	382	${\displaystyle f=1/{(2\ \tau )))$

A törvény alkalmazhatósága valódi készülékekre

Tévednek azok, akik azt hiszik, hogy a termikus emisszió fő tulajdonságait elméletben leírták és kísérletekkel igazolják. Ennek a jelenségnek a termodinamikai oldaláról való értelmezése gyakran törvényi rangra emelkedik, de még egyszer hangsúlyozni kell: ha a kísérleti feltételek nem illeszkednek az elméleti modell alapjául szolgáló feltételezésekbe, akkor ez a modell nem alkalmazható ezt a kísérletet. – Wayne Nottingham , 1956

Eredeti szöveg (angol)[ showelrejt] Illúzió azt hinni, hogy a termikus emisszió fő jellemzőit elméletileg dolgozták ki, és összhangban vannak a kísérlettel. A termodinamikai emisszió termodinamikai értelmezésével gyakran összefüggésbe hozható általánosságban hangsúlyozni kell azt a tényt, hogy az elmélet ezen ágára nem lehet támaszkodni, hogy pontos információt adjon a határon áthaladó áramokról olyan kísérleti körülmények között, amelyek megsértik az alapvető feltevéseket. az elmélet [26] .

A Child-modell alapjául szolgáló feltevések nem igazak a valódi diódákra. Az ideális modellhez legközelebb a hengeres anódos közvetett fűtésű diódák, a legtávolabbiak a közvetlen fűtésű diódák a katódszál W-alakú lefektetésével [27] . A valódi eszközök és a Child-modell közötti különbségek a negatív és kis pozitív feszültségek tartományában, valamint a telítési módba való átmenet tartományában a legjelentősebbek. Közöttük van a középfeszültségek tartománya, amelyben a három másodperc erejének törvénye pontosan közelíti a valódi dióda tulajdonságait.

Alacsony feszültségek területe

A három másodperc törvénye nem alkalmazható a negatív és kis pozitív (V egység) anódfeszültségek területén. A törvényből következik, hogy nulla feszültségnél az anódáramnak nullával kell egyenlőnek lennie, negatív feszültségnél pedig a három másodperc képlete egyáltalán nincs meghatározva. Valódi diódákban nulla anódfeszültség mellett a katódról az anódra már nem nulla elektronáram folyik – ezt a jelenséget fedezte fel 1882-ben Elster és Geitel, illetve 1883-ban Edison , és tudományosan értelmezte 1889-ben Fleming , William . Preece "Edison-effektusnak" nevezte [28] [29] [30] . Teljes áramlezárás csak akkor következik be, ha az anódfeszültség néhány V-tal nulla alá esik. Például egy 2D2S közvetlen fűtésű zajdiódában az anódáram körülbelül –2 V anódfeszültségnél lép fel, nulla anódfeszültségnél pedig az áram eléri a 200 μA-t 1,5 V-os izzószál feszültség mellett (100 μA izzószálnál). feszültség 1,2 V) [31] .

A dióda karakterisztika balra -1,5 V-os eltolódása a közvetlen fűtésű katód nem ekvipotenciáljával magyarázható. Wilson még 1914-ben, a közvetlen fűtésű diódák IV–V karakterisztikáját elemezve, egy Child-képlet alapján finomított modellt javasolt [32] . A Wilson-modellben a CVC kezdeti szakaszában az áram a feszültséggel arányos az 5/2 teljesítményéhez, és a középfeszültségek tartományában a CVC egybeesik a három másodperc törvényével [33] . A további –0,5 V-os balra tolódás nem magyarázható a Child's modellen belül. Ez az eltolódás a nullától eltérő kezdeti sebességnek és az elektronok termikus diffúziójának a következménye. A földelt anóddal rendelkező diódában "önmagától" folyó áram a gyors elektronok árama, amely jól tudja legyőzni a tértöltési potenciált. 1,5 V fűtési feszültség mellett a 2D2S katód emissziós árama körülbelül 40 mA, a kibocsátott elektronok átlagos kinetikus energiája pedig körülbelül 1 eV . Az emissziós áram folyamatosan fenntart egy negatív tértöltést, amely a katód közelében koncentrálódik, a potenciálkút alja a katód-vákuum határtól 0,01-0,1 mm távolságra helyezkedik el. A kibocsátott elektronok abszolút többsége visszakerül a katódra, de a viszonylag gyors elektronok jól legyőzik a potenciált, az anód gyenge mezőjébe esnek és oda vonzódnak. Az ezeket az elektronokat mozgató energiát nem az anódfeszültség forrásából, hanem az izzószál áramának forrásából kölcsönzik [34] .

Középfeszültségű régió (tértöltési rendszer)

Több V vagy annál nagyobb anódfeszültség esetén (de a telítési módba való átmenet előtt) a törvény meglehetősen pontosan leírja a valódi diódák tulajdonságait. Ezen a területen kétféle eltérés figyelhető meg az ideális modelltől:

A Child-modellben a dióda teljesítménye független a katód hőmérsékletétől. Valódi lámpákban a pervezió a hőmérséklet emelkedésével növekszik a katód hosszában való inhomogén hőmérséklet-eloszlás miatt. A katód végei, amelyek a beépített szerelvények csapágyátmeneteibe vannak rögzítve, mindig hidegebbek, mint a középső része. Nem megfelelő fűtés esetén az emisszió a katód középső részében összpontosul, és a pervezió lényegesen kisebb a számítottnál. A fűtőáram növekedésével a katód forró középső részének hossza és az anód effektív felülete növekszik, a perveance pedig megközelíti a számítottat [35] .
Child modelljében az elektronok energiája a katód-vákuum határon átlépve nullával egyenlő. A valóságban az elektronok nem nulla sebességgel hagyják el a katódot: egy kibocsátott elektron tipikus mozgási energiája körülbelül 1 eV, így a valós áram-feszültség görbék a számítotthoz képest ugyanennyivel balra tolódnak el. Több tíz voltos anódfeszültségnél ez az eltolódás elhanyagolható [36] .

Telítettségi régió

Az anódfeszültség növekedésével a három másodperc törvénye által meghatározott anódáram megközelíti az emissziós áram értékét. A határérték közelében a három másodperc törvénye megszűnik, az anódáram növekedése lelassul, a határérték elérésekor pedig leáll. A katód izzószál áramának növelése növeli annak hőmérsékletét és emissziós áramát. Az áram-feszültség karakterisztika "polca" felfelé tolódik el, a nagyobb áramok tartományába, és a három másodperc törvénye által leírt felszálló ág elméletben változatlan marad . Valójában, amint fentebb látható, a katód hőmérsékletének növekedésével a felszálló ág is felfelé tolódik el [35] .

A három másodperc hatványtörvényének alapjául szolgáló leegyszerűsített modell nem ad képet az áram-feszültség karakterisztika megszakadásának természetéről a telítési módba való átmenet során. Valódi diódákban az átmeneti zóna megnyúlt, szélessége az I–V görbén összemérhető annak a tartománynak a szélességével, amelyben a görbe a három másodperces törvény erejét követi. A zökkenőmentes átmenet különböző jelenségek következménye, amelyek nem illeszkednek Child ideális modelljébe:

Közvetlen izzólámpákban a katód nem ekvipotenciálissága járul hozzá a legnagyobb mértékben, melynek végeire állandó vagy váltakozó izzószál feszültséget kapcsolunk [27] ;
Minden típusú katód egyenetlenül melegszik fel. A katód viszonylag hideg végei hamarabb telítődnek, mint a forró középső része [37] ;
A valódi katódok emissziós árama nemcsak a hőmérséklettől függ, hanem a katód közelében lévő térerősségtől is, amelyet viszont az anód feszültsége határoz meg [27] .

Telítettségi mód

Első közelítéssel az áramtelítettség abszolútnak tekinthető: egy ideális dióda telítési árama nem függ az anódfeszültségtől. A valós készülékekben telítési módban az anódáram lassan növekszik az anódfeszültség növekedésével. Ez a jelenség a Schottky-effektushoz kapcsolódik : a térerősség növekedésével a katódról érkező elektron munkafunkciója csökken, ami az emissziós áram növekedéséhez vezet [38] . Az oxidkatódokban, amelyek porózus felületét bárium-, stroncium- és kalcium-oxid szemcsék szinterezésével alakítják ki, az emissziós áram növekedése különösen nagy a felületi inhomogenitások miatt [27] [39] . Valójában vitatható, hogy az oxidkatódok egyáltalán nem telítődnek [40] .

Jegyzetek

↑ Reich, 1948 , p. 57.
↑ Child CD Discharge from Hot CaO // Phys. Fordulat. (I. sorozat). - 1911. - T. 32 . - S. 492-511 . - doi : 10.1103/PhysRevSeriesI.32.492 .
↑ Langmuir I. A tértöltés és a maradék gázok hatása a termikus áramokra nagyvákuumban // Phys. Rev.. - 1913. - T. 2 . - S. 450-486 . - doi : 10.1103/PhysRev.2.450 .
↑ Iorish et al., 1961 , Graph of the emissziós áram vett az ill. 3-2. o. 150.
↑ Reich, 1948 , p. 49.
↑ Iorish et al., 1961 , p. 150.
↑ Iorish et al., 1961 , p. 150-151. Az oxidkatódokra megadott érték csak rövid impulzussal érhető el. Az oxidkatódok biztonságos kibocsátási szintje álló üzemmódban körülbelül ezerszer kisebb.
↑ Batusev, 1969 , p. 11-13.
↑ Batusev, 1969 , p. 13.
↑ Batusev, 1969 , p. tíz.
↑ 1 2 Batusev, 1969 , p. tizenegy.
↑ Reich, 1948 , p. 58.
↑ 1 2 Batusev, 1969 , p. 14-15.
↑ 1 2 3 4 Batusev, 1969 , p. tizenöt.
↑ 1 2 Batusev, 1969 , p. 16.
↑ Kalashnikov S. G. , Electricity, M., GITTL, 1956, „Kiegészítések”, 6. „Boguslavsky-Langmuir Law”, p. 650-651;
↑ Batusev, 1969 , p. tizennyolc.
↑ Batusev, 1969 , p. 17-18.
↑ Batusev, 1969 , p. 18-19.
↑ Batusev, 1969 , p. 19-21.
↑ Batusev, 1969 , p. 24-26.
↑ Batusev, 1969 , p. 47.
↑ Batusev, 1969 , p. 50-51.
↑ 1 2 Batusev, 1969 , p. 52.
↑ Batusev, 1969 , p. 67,68.
↑ Nottingham, 1956 , pp. 6-7.
↑ 1 2 3 4 Reich, 1948 , p. 60.
↑ Nottingham, 1956 , p. 7.
↑ Van der Bijl, 1920 , p. harminc.
↑ Reich, 1948 , p. 43.
↑ Batusev, 1969 , p. 22-23.
↑ Van der Bijl, 1920 , p. 64.
↑ Van der Bijl, 1920 , pp. 65-67.
↑ Batusev, 1969 , p. 21-23.
↑ 1 2 Batusev, 1969 , p. húsz.
↑ Reich, 1948 , p. 62.
↑ Batusev, 1969 , p. 20-21.
↑ Nottingham, 1956 , pp. 10-11.
↑ Batusev, 1969 , p. 158.
↑ Van der Bijl, 1920 , p. 37.

Irodalom

Oroszul

Batushev, V. A. Elektronikus eszközök. - M . : Felsőiskola, 1969. - 608 p. — 90.000 példány.
Dulin V. N., Avaev N. A., Demin V. P. et al. Electronic devices / Szerk. G. G. Shishkina .. - M . : Energoatomizdat, 1989. - 496 p. — ISBN 5-283-01472-X .
Dobretsov LN Elektronikus és ionkibocsátás. - M .; L .: Állam. Műszaki elméleti kiadó. lit., 1952. - 312 p.
Iorish, A. E., Katsman, Ya. A., Ptitsyn, S. V. Az elektrovákuumos készülékek gyártásának technológiájának alapjai. - M. - L.: Gosenergoizdat, 1961. - 516 p. — 14.000 példány.
Reich, G. J. Elektronikus eszközök elmélete és alkalmazása. - L .: Gosenergoizdat, 1948. - 940 p. — 7000 példány.
- fordítás angolból Reich, Herbert J. Az elektroncsövek elmélete és alkalmazásai . — 2. kiadás. - McGraw-Hill Book Company, Inc., 1944. - 716 p.

Angolul

Van der Bijl, H. Thermionic Vacuum Tube – fizika és elektronika . - McGraw-Hill, 1920.
Nottingham, W. Thermionic Emission. - Massachussets Institute of Technology, 1956. - 178 p.

Linkek

A három másodperces fokozat törvénye - a Nagy Szovjet Enciklopédia cikke .