Явление термоэлектронной эмиссии лежит в основе устройства различных электронных приборов. Одним из таких приборов является
вакуумный диод (двухэлектродная электронная лампа),которыйпредставляет собой стеклянный (или металлический) баллон, отка-чанный до глубокого вакуума, внутри которого размещены два элек-
трода – анод А и катод К.
Анод имеет форму кругового цилиндра, а катод – проволочной спирали, натянутой вдоль оси этого цилиндра. Катод изготавливается из тугоплавкого металла (вольфрама, молибдена и др.) или покрыва-ется слоем оксидов щелочноземельных металлов (бария, стронция и др.) толщиной в сотые доли миллиметра. Такой катод называется ок-сидным. Поверхность оксидного катода при нагревании выделяет го-раздо больше электронов, чем поверхность катода из чистого металла, т. к. слой оксида уменьшает работу выхода электронов из вещества катода. На рис. 6.2.1 показано схематическое изображение диода.
A
К
Нить накала
Рис. 6.2.1
Диод обладает односторонней проводимостью. Это свойство дио-да можно обнаружить с помощью электрической цепи, изображенной на рис. 6.2.2. Катод нагревается током, создаваемым батареей накала Бат. 1, и испускает электроны, движущиеся к аноду под действием электрического поля напряженности Е, направленной к катоду. Тем-пературу катода можно изменять, регулируя силу тока накала с помо-щью реостата R нак. На электроды подается напряжение от батареи Бат. 2. Анодное напряжение U а измеряется с помощью вольтметра V, а
сила анодного тока I а микроамперметром А.
| A | |||
| А | |||
| V | |||
| К | R a | ||
| R нак | Бат. 1 | ||
| … |
Бат. 2
Рис. 6.2.2
С увеличением напряжения между анодом и катодом сила тер-моэлектронного тока также возрастает. Кривая зависимости силы анодного тока I а от анодного напряжения U а при постоянном токе накала катода называется вольт-амперной характеристикой диода.
На рис. 6.2.3 изображены три вольт-амперные характеристики диода, соответствующие разным температурам катода, начальные участки (0123) которых совпадают.
| I a | Т 3 | > T 2 > T 1 | ||
| I нас3 | ||||
| Т 2 | ||||
| I нас2 | ||||
| Т 14 | ||||
| I нас | ||||
| U a | ||||
| Рис. 6.2.3 |
Нелинейный вид зависимости I a = I a(U a) объясняется тем, что вокруг катода образуется электронное облако, препятствующее движению к аноду электронов, вновь вылетающих из катода. С уве-личением напряжения между электродами плотность электронного облака уменьшается, анода достигает большее количество электро-нов, и сила тока растет. При достаточно большом значении U a все электроны, покинувшие катод, попадают на анод, и сила тока I a дос-тигает максимально возможного значения при данной температуре катода. Это значение тока называется током насыщения I нас. Сила тока насыщения определяется формулой I нас = Ne, где N – число электронов, вылетающих в единицу времени с поверхности катода; e –заряд электрона.
При малых значениях U a кривые зависимости I a = I a(U a) совпа-дают. При U a = 0 сила анодного тока не равна нулю, т. к. некоторое число электронов из электронного облака попадает на анод, и в анодной цепи существует очень малый ток. Ток достигает насыще-ния только в том случае, если катод не покрыт оксидным слоем. В диодах с оксидным катодом данное явление не происходит, т. к. это требует больших напряжений, при которых катод разрушается. При отрицательном потенциале анода лампы сила анодного тока I a = 0. Вентильное действие диода используют для устройства выпрями-телей переменного тока.
Опытным путем установлено, что сила тока насыщения резко возрастает с повышением температуры катода. Плотность силы тока насыщения j нас определяется уравнением, которое называется форму-лой Ричардсона – Дэшмана:
| 2 | (6.2.1) |
| j нас= B T exp(– A / kT), |
где В – эмиссионная постоянная, зависящая от материала катода и со-стояния его поверхности; Т – абсолютная температура катода; А – ра-бота выхода электрона из металла; k − постоянная Больцмана.
Первоначально уравнение для плотности силы тока насыщения j насбыло получено английским физиком Оуэном Уильянсом Ричард-соном на основе классической электронной теории металлов и затем уточнено им при термодинамическом рассмотрении термоэлектрон-ной эмиссии. Окончательно уточнил вид уравнения американский ученый С. Дэшман на основе квантовой теории. Полученную им фор-
мулу (6.2.1) обычно и называют формулой Ричардсона – Дэшмана.
В интервале малых значений напряжения между анодом и като-дом (участок 0123) зависимость I a = I a(U a) выражается законом Богу-
славского – Ленгмюра, или законом «трех вторых» (установлен рус-ским физиком Сергеем Анатольевичем Богуславским и американским физиком Ирвингом Ленгмюром):
| I KU a3/2, | (6.2.2) |
где K – коэффициент, характеризующий форму и размеры электродов
и не зависящий от температуры катода.
