Kolmen sekunnin asteen laki

Kokeneet kirjoittajat eivät ole vielä tarkistaneet sivun nykyistä versiota, ja se voi poiketa merkittävästi 23.5.2021 tarkistetusta versiosta . vahvistus vaatii 1 muokkauksen .

Kolmen sekunnin lain (Lapsin laki [1] , Child-Langmuirin laki, Child-Langmuirin-Boguslavskyn laki, Schottky-Gleichung saksaksi Schottky- yhtälö) voima sähkötyhjiötekniikassa asettaa kvasistaattisen (eli melkein stabiilin) ihanteellisen tyhjiodiodin virta-jännite-ominaisuus - eli se asettaa anodin virran riippuvuuden katodin ja anodin välisestä jännitteestä - tilavaraustilassa . Tämä tila on tärkein vastaanotto-vahvistettaville radioputkille. Sen aikana tilavarauksen hidastava vaikutus rajoittaa katodivirran arvoon, joka on olennaisesti pienempi kuin suurin mahdollinen katodin emissiovirta . Yleisimmässä muodossaan laki sanoo, että alipainediodin virta I a on verrannollinen 3/2:n tehoon nostettuun jännitteeseen U a :

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

jossa g on tietyn diodin vakio ( perveanssi ), joka riippuu vain sen elektrodien suhteellisesta sijainnista, muodosta ja koosta.

Ensimmäistä lain muotoilua ehdotti vuonna 1911 Child[2] , myöhemmin lakia jalostivat ja yleistivät Langmuir (1913) [3] , jotka työskentelivät toisistaan riippumatta , Schottky (1915) ja Boguslavsky (1923 ). ). Laki koskee tietyin varauksin lamppuja, joissa on ohjausristikko ( triodit , tetrodit ) ja katodisädelaitteita . Laki koskee keskijännitteitä - muutamasta voltista jännitteisiin, joilla siirtyminen emissiovirran kyllästymistilaan alkaa. Lakia ei sovelleta negatiivisten ja pienten positiivisten jännitteiden alueelle, kyllästystilaan siirtymisen alueelle ja itse kyllästystilaan.

Ongelman ydin

Riittävän korkeissa lämpötiloissa metallin ja tyhjiön rajapinnalla esiintyy termionipäästöilmiö . Volframikatodi alkaa lähettää elektroneja noin 1400°C:n lämpötilassa [5] , oksidikatodi - noin 350°C:n lämpötilassa [6] . Lämpötilan noustessa edelleen emissiovirta kasvaa eksponentiaalisesti Richardson-Deshmanin lain mukaan. Suurin käytännössä saavutettavissa oleva volframikatodien emission virrantiheys on 15 A/cm 2 , oksidikatodien - 100 A/cm 2 [7] [8] .

Kun diodin anodiin kohdistetaan positiivinen (katodin suhteen) potentiaali , syntyy diodin elektrodien välisessä tilassa sähkökenttä , joka kiihdyttää elektroneja anodin suuntaan . Voidaan olettaa, että tässä kentässä kaikki katodin emittoimat elektronit ryntäävät anodille niin, että anodin virta on yhtä suuri kuin emissiovirta, mutta kokemus kumoaa tämän oletuksen. Se on voimassa vain suhteellisen alhaisissa lämpötiloissa ja alhaisissa päästövirrantiheyksissä. Korkeammissa katodilämpötiloissa kokeellisesti havaittu anodivirta saavuttaa kyllästymisen ja stabiloituu vakiotasolle, joka ei riipu lämpötilasta. Anodin jännitteen kasvaessa tämä rajoittava virta kasvaa monotonisesti ja epälineaarisesti [9] . Havaittu ilmiö selittyy kvalitatiivisesti avaruusvarauksen vaikutuksella :

Tyhjiöputken kylmä katodi ei pysty emittoimaan elektroneja. Tässä tilassa alipainediodi on tavanomainen tyhjiökondensaattori . Sähkökentän voimakkuus tällaisen kondensaattorin sisällä on käytännössä vakio, ja katodin ja anodin välinen sähköpotentiaali taso-rinnakkaiskonfiguraatiossa vaihtelee lineaarisesti. Yksi tällaiseen kenttään kiinni jäänyt elektroni liikkuu vakiokiihtyvyydellä , joka on suoraan verrannollinen kiihdytyskenttään ja siten diodin jännitteeseen [10] .
Kuumennettu katodi alkaa lähettää elektroneja. Kun anodiin kohdistetaan riittävän suuri positiivinen jännite, kaikki emittoidut elektronit kokevat kiihtyvyyttä elektrodien välisessä tilassa ja siirtyvät anodia kohti. Elektrodien välisessä tilassa olevat elektronit muodostavat avaruusvarauksen , joka vääristää kondensaattorin sähkökenttää. Pienillä emissiovirroilla ja alhaisella elektronipitoisuudella elektrodien välisessä tyhjiössä avaruusvarauksen vaikutus on merkityksetön: elektrodien välisen avaruuden kaikkien pisteiden potentiaali pienenee, mutta kenttä kaikissa kohdissa pysyy kiihtyvänä, joten lähes kaikki elektronit, jotka emittoidaan katodi saavuttaa anodin. Anodivirta on yhtä suuri kuin katodin emissiovirta, eikä se riipu anodin jännitteestä [11] .
Katodin edelleen kuumennettaessa tilavaraus kasvaa niin paljon, että katodin lähelle ilmestyy potentiaalisyvennys - alue, jonka potentiaali on pienempi kuin katodipotentiaali. Katodin emittoimat elektronit kokevat hylkimisen avaruusvarausalueelta ja putoavat hidastuvaan kenttään. Katodista riittävän suurella nopeudella lähteneet elektronit (nopeat elektronit) ylittävät potentiaalin hyvin ja jatkavat matkaansa anodille. Muut, hitaammat, elektronit palaavat takaisin katodille, joten anodin virta on merkittävästi pienempi kuin katodin emissiovirta [11] . Käytännön mittaukset osoittavat, että anodijännitteen kasvaessa anodivirta kasvaa monotonisesti ja epälineaarisesti.

Tilavarauksen rajoittaman virran kvantitatiivista riippuvuutta anodin jännitteestä kuvaa kolmen sekunnin laki.

Ratkaisu

Ratkaisu taso-rinnakkaisdiodille

Childin klassisessa ratkaisussa ajatellaan ihanteellista taso-rinnakkaisdiodia, jonka elektrodit ovat äärettömän pitkiä ja joita erottaa leveys d . Koordinaattiakseli x , johon nähden differentiaaliyhtälöt ratkaistaan , piirretään pitkin katodin pinnan normaalia ja aloituspiste (x=0) asetetaan katodi-tyhjiö-rajalle. Oletetaan, että:

katodin ja anodin pinnat ovat ekvipotentiaalisia;
katodin lämpötila on riittävän korkea, jotta anodin virtaa rajoittaa tilavaraus eikä katodin emissiotaso;
kaasun jäännöspaine elektrodien välisessä tilassa on melko alhainen, joten elektronien vuorovaikutus kaasumolekyylien kanssa voidaan jättää huomiotta;
sähkökentän voimakkuus E(0) katodi-tyhjiön rajalla on nolla;
elektronin nopeus katodi-tyhjiörajan ylittäessä v(0) on yhtä suuri kuin nolla [12] [13] .

Viimeinen oletus - kieltäytyminen huomioimasta elektronien lämpödiffuusiota tyhjiössä - on tärkein. Juuri se mahdollistaa hankalan, aikaa vievän laskelman korvaamisen yksinkertaisella analyyttisellä ratkaisulla, mutta tekee tästä ratkaisusta myös käyttökelvottoman alhaisten positiivisten ja negatiivisten anodijännitteiden alueella, eli nollajännitteellä diodin yli todellisuudessa laitteiden anodivirta ei muutu arvoon 0 [13] .

Gaussin teoreeman mukaisesti mielivaltaisesti valittuun elektrodien väliseen tilavuuteen suljettu tilavaraus on verrannollinen sähkökentän voimakkuusvektorin virtaukseen suljetun pinnan läpi, mikä rajoittaa tätä tilavuutta. Tilavuudessa, jota rajoittaa katodin vieressä oleva prisma, jonka korkeus on x ja kantapinta-ala s , sivupintojen läpi kulkeva jännitysvirta on nolla. Katodin vieressä olevan kannan läpi kulkeva intensiteettivuo on myös nolla ensimmäisestä rajaehdosta johtuen. Siksi vektorivuo prisman pinnan läpi on yhtä suuri kuin pisteen x kentänvoimakkuuden ja prisman pohjan alueen tulo:

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

[neljätoista]

Samanaikaisesti prisman tilavuudessa oleva tilavaraus on yhtä suuri kuin anodivirran I a ja elektronin lentoajan tulo katodista katodista x etäällä olevalle tasolle :

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

[neljätoista]

siksi elektronien kentänvoimakkuus ja kiihtyvyys missä tahansa pisteessä x voidaan ilmaista anodivirralla ja katodista x:ään lennon aikana:

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

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

missä e ja m ovat elektronin varaus ja massa,

ε 0 on dielektrisyysvakio [14] .

Viimeisen suhteen integrointi antaa elektronin koordinaatin ja nopeuden riippuvuudet lentoajasta:

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}

[viisitoista]

Vertaamalla viimeistä yhtälöä kineettistä ja potentiaalista energiaa koskevaan yhtälöön

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

[viisitoista]

on mahdollista johtaa lauseke anodivirralle (Childin kaava) [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}

[neljätoista]

Ratkaisu sylinterimäiselle diodille

Viimeinen yhtälö pätee myös lieriömäiselle diodille (katodi sisällä ja anodi ulkopuolella), jossa on ohut katodi (anodin sisäsäde r a on vähintään kymmenen kertaa suurempi kuin katodin ulkosäde r k ). Tässä tapauksessa elektrodien välisen etäisyyden d sijasta tulisi korvata anodin sisäsäde r a [17] .

Jos katodin ulkosäde ei ole niin pieni, sitä ei voida enää jättää huomiotta. Diodeille, joissa on paksu katodi , Langmuirin ja Boguslavskyn mukainen laskentakaava on muotoa:

I_{a}=2.33~{\cdot }~10^{-6}\ {s_{a} \over {r_{a}^{2}\ \beta ^{2))}\ U_{ a}^{3 \over 2},

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

Yleistetty muotoilu

Laki pätee diodeille, joissa on mikä tahansa katodin ja anodin konfiguraatio, ja kaikkiin katodin lämpötiloihin, joissa terminen emissio on mahdollista. Yleisesti,

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

[19]

missä g on tietyn diodin vakio (ns. perveanssi ) riippuen sen elektrodien konfiguraatiosta ja geometrisista mitoista.

Yksinkertaisimmassa analyysissä perveanssi ei riipu hehkulangan virrasta ja katodin lämpötilasta, vaan todellisissa lampuissa se kasvaa katodin lämpötilan noustessa [20] .

Diodin sisäinen vastus

Diodin virta-jännite-ominaisuuden jyrkkyys S mielivaltaisesti valitussa toimintapisteessä on verrannollinen anodin jännitteen neliöjuureen:

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

ja sisäinen vastus r i on kääntäen verrannollinen siihen:

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

[21]

Taajuusrajat

Suhteesta määräytyy elektronien lentoaika katodilta anodille

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

missä on elektronien lopullinen nopeus .

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

Todellisissa diodeissa lentoaika mitataan nanosekuntien yksiköissä [22] .

Kun anodiin syötetään suurtaajuinen vaihtojännite, jonka jakso on verrattavissa lentoaikaan, anodin virran vaihe ja suuruus muuttuvat merkittävästi. Virran vaihesiirto eli mittauskulma on , jossa on anodin jännitteen kulmataajuus . Aluekulmassa diodin dynaamisen CVC:n kaltevuus putoaa 25 % kvasistaattisesta kulmasta , jossa vaihtovirta katkeaa. Käytännössä rajauskulma, jonka yläpuolella diodin käyttö on epäkäytännöllistä, rinnastetaan , ja diodin rajoittava toimintataajuus f pr - to $\Theta =\omega \ \tau$ $\omega$ $\Theta =\pi$ $\Theta =2\pi$ $\pi$

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

[23]

Todellisissa piireissä rajoittava toimintataajuus voi olla jopa pienempi loisdiodikapasitanssin ja loiskapasitanssien ja asennusinduktanssien vaikutuksesta. Taajuuden kasvaessa diodissa voi esiintyä resonanssiilmiöitä, joten diodin toimintataajuus f p ei saa ylittää sen oman resonanssin taajuutta f 0 :

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

[24]

Tyypillisellä asennusinduktanssilla L 0,01 μH [24] ja tyypillisellä asennuskapasitanssilla 10 pF, resonanssitaajuus on 500 MHz.

Kolmen sekunnin laki triodille

Vuonna 1919 M. A. Bonch-Bruevich ehdotti triodimallia (Bonch-Bruevichin teoksissa - "katodirele"), jossa triodi korvattiin vastaavalla diodilla. Tässä mallissa anodivirta oli yhtä suuri kuin vastaavan diodin virta, johon laskettu tehollinen jännite lasketaan - anodin U a ja verkon U c jännitteiden painotettu summa :

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

, tai

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

missä on triodin jännitevahvistus ja sen käänteinen D on verkon läpäisevyys. $\mu$

Kaavoista seuraa, että eri Uc:n virta-jännite-ominaisuudet ovat identtiset ja eroavat toisistaan vain jännite-akselin suunnassa. Estoverkon jännitteellä anodivirta katkeaa. Oikeiden lamppujen ominaisuudet vastaavat pääsääntöisesti teoriaa, mutta niiden kaltevuus ja siirtymä eivät ole vakioita, ja virrankatkaisu sulkujännitteillä on tasainen, ”kiristynyt” luonne [25] . $U_{c}=-U_{a}/\mu$

Kvantitatiiviset arvioinnit

Esimerkki . Pienjännitteisen yksianodin kenotronin tehollinen anodin pituus l=40 mm , katodin ulkosäde r =2 mm, anodin sisäsäde r ja =4 mm. Oksidikatodin tehollinen pinta-ala on = 5 cm 2 anodin s tehollinen pinta-ala ja =10 cm 2 . Laskettu elektrodien välinen kapasitanssi kylmäkatodilla C 0 \u003d 2π ε 0 l ln (r a / r k ) \u003d 1,5 pF ottamatta huomioon asennuskapasitanssia. Hehkulangan käyttöjännite valitaan siten, että diodi siirtyy kyllästystilaan virralla I a =200 mA, mikä vastaa emissiovirrantiheyttä 40 mA/ cm2 . Tämä arvo on lähellä kiinteän tilan suurinta sallittua arvoa ja on noin tuhat kertaa pienempi kuin oksidikatodin emission lyhytaikaisten virtapulssien suurin mahdollinen tiheys. Se saavutetaan 10 - 15 W:n hehkuteholla (ominaisteho 2 - 3 W/cm 2 ).

Diodin suunnittelun suorituskyky on:

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}}

Kolmen sekunnin lain voima ja siihen upotettu malli eivät anna viitteitä siitä, kuinka sujuvasti tai jyrkästi tulee olla siirtymä tilavarausjärjestelmästä kyllästysjärjestelmään. Anodivirran teoreettinen käyrä saavuttaa emissiovirran arvon (I a \u003d 200 mA) arvolla U a \u003d 49 V, korkeammilla jännitteillä virta ei muutu, ja hajaantuva teho kasvaa suhteessa jännitteeseen.

Taulukossa on esitetty Child-mallin puitteissa lasketut diodiindikaattoreiden riippuvuudet anodin jännitteestä. Tässä mallissa ei ole määritetty sellaisia tärkeitä indikaattoreita kuin maksimitilavaraustiheys, potentiaalikaivon syvyys ja profiili.

Indeksi	Yksiköt _	Anodijännite U a , V						Huomautuksia
		Tilan lataustila				Siirtymäalue _	Kylläisyystila _
		kymmenen	kaksikymmentä	kolmekymmentä	40	viisikymmentä	60
Anodivirta, I a	mA	19	53	96	149	200	200	Kyllästystilaan siirtymisen luonnetta (pehmeä siirtymä tai jyrkkä tauko) ei ole määritelty mallissa. Dynaaminen suorituskyky siirtymävyöhykkeellä voidaan määrittää vain empiirisesti.
Virta-jännite-ominaisuuden jyrkkyys, S	mSm	2.8	3.9	4.8	5.6	?	0
Sisäinen vastus, r i	kOhm	0,36	0,25	0.21	0,18	?	∞
Suurin elektroninopeus, V max	mm/ns	1.9	2.6	3.2	3.8	4.2	4.6	${\displaystyle V_{max}={\sqrt {2{e \over m}U_{a))))$
Elektrodien välisen etäisyyden lentoaika, τ	ns	3.2	2.3	1.8	1.6	1.4	1.3	${\displaystyle \tau =3\ d/V_{max))$
Tilavaraus, Q	PC	59	118	178	237	286	261	$Q=I_{a}\ \tau$
Rajataajuus, f pr	MHz	156	221	270	312	350	382	${\displaystyle f=1/{(2\ \tau )))$

Lain sovellettavuus oikeisiin laitteisiin

Ne, jotka uskovat, että termionisen emission pääominaisuudet on kuvattu teoriassa ja varmistettu kokeella, ovat väärässä. Tämän ilmiön tulkinta termodynamiikan näkökulmasta on usein nostettu lain tasolle, mutta on vielä kerran korostettava: jos koeolosuhteet eivät sovi teoreettisen mallin taustalla oleviin oletuksiin, tämä malli ei sovellu tämä kokeilu. - Wayne Nottingham , 1956

Alkuperäinen teksti (englanniksi)[ näytäpiilottaa] On illuusio uskoa, että termionisen emission pääpiirteet on käsitelty teoreettisesti ja ovat kokeen mukaisia. Yleisesti, joka liittyy usein termionisen emission termodynaamiseen tulkintaan, on korostettava sitä tosiasiaa, että tähän teorian haaraan ei voida luottaa antamaan tarkkoja tietoja rajan yli kulkevista virtauksista kokeellisissa olosuhteissa, jotka rikkovat perusolettamuksia. teoria [26] .

Oletukset, joihin Childin malli perustuu, eivät päde todellisissa diodeissa. Lähimmät ideaalimallia ovat epäsuoran lämmityksen diodit sylinterimäisillä anodilla, kauimpana niistä ovat suoran lämmityksen diodit, joissa on W-muotoinen katodihehkulanka [27] . Erot todellisten laitteiden ja Childin mallin välillä ovat merkittävimmät negatiivisten ja pienten positiivisten jännitteiden alueella sekä saturaatiotilaan siirtymisen alueella. Niiden välissä on keskijännitteiden alue, jossa kolmen sekunnin teholaki lähentää tarkasti todellisen diodin ominaisuuksia.

Pienjännitealue

Kolmen sekunnin lakia ei voida soveltaa negatiivisten ja pienten positiivisten (yksikkö V) anodijännitteiden alueella. Laista seuraa, että nollajännitteellä anodivirran tulee olla nolla, ja negatiivisella jännitteellä kolmen sekunnin kaavaa ei määritellä ollenkaan. Todellisissa diodeissa anodijännitteellä nolla katodista anodille kulkee jo nollasta poikkeava elektronivirta - tämän ilmiön löysivät vuonna 1882 Elster ja Geitel ja vuonna 1883 Edison ja tulkitsivat tieteellisesti vuonna 1889 Fleming , William . Preece kutsui "Edison-ilmiötä" [28] [29] [30] . Täysi virrankatkaisu tapahtuu vain, kun anodin jännite putoaa muutaman V alle nollan. Esimerkiksi 2D2S suoralämmitteisessä kohinadiodissa anodivirta esiintyy noin -2 V anodijännitteellä ja nollaanodijännitteellä virta saavuttaa 200 μA hehkulangan jännitteellä 1,5 V (100 μA hehkulangalla jännite 1,2 V) [31] .

Diodin ominaisuuksien siirtyminen vasemmalle -1,5 V:lla voidaan selittää suoraan lämmitetyn katodin epätasapotentiaalilla. Vuonna 1914 Wilson, analysoiden suoraan lämmitettyjen diodien IV-V-ominaisuuksia, ehdotti jalostettua mallia, joka perustuu Childin kaavaan [32] . Wilsonin mallissa virta CVC:n alkuosassa on verrannollinen jännitteeseen tehoon 5/2, ja keskijännitteiden alueella CVC osuu yhteen kolmen sekunnin lain kanssa [33] . Lisäsiirtymää vasemmalle -0,5 V ei voida selittää lapsen mallissa. Tämä muutos on seurausta nollasta poikkeavista alkunopeuksista ja elektronien lämpödiffuusiosta. Maadoitetulla anodilla varustetussa diodissa "itsestään" kulkeva virta on nopeiden elektronien virtaa, joka voi voittaa avaruusvarauspotentiaalin hyvin. 1,5 V:n lämmitysjännitteellä 2D2S-katodin emissiovirta on noin 40 mA ja emittoituneiden elektronien keskimääräinen kineettinen energia on noin 1 eV . Emissiovirta ylläpitää jatkuvasti negatiivista avaruusvarausta, joka on keskittynyt lähelle katodia, potentiaalikaivon pohja sijaitsee 0,01 - 0,1 mm:n etäisyydellä katodi-tyhjiön rajasta. Absoluuttinen enemmistö emittoiduista elektroneista palaa takaisin katodille, mutta suhteellisen nopeat elektronit ylittävät potentiaalin hyvin, putoavat anodin heikkoon kenttään ja vetäytyvät siihen. Näitä elektroneja ohjaava energia ei ole lainattu anodijännitteen lähteestä, vaan hehkulangan virran lähteestä [34] .

Keskijännitealue (tilavarausjärjestelmä)

Usean V:n tai enemmän anodijännitteillä (mutta ennen siirtymistä kyllästystilaan) laki kuvaa melko tarkasti todellisten diodien ominaisuuksia. Tällä alueella havaitaan kahdenlaisia poikkeamia ideaalimallista:

Childin mallissa diodin suorituskyky on riippumaton katodin lämpötilasta. Oikeissa lampuissa teho kasvaa lämpötilan noustessa johtuen epähomogeenisesta lämpötilajakaumasta katodin pituudella. Katodin päät, jotka on kiinnitetty lampun sisäosien laakerien poikittain, ovat aina kylmempiä kuin sen keskiosa. Riittämättömällä lämmityksellä emissio keskittyy katodin keskiosaan ja perveanssi on merkittävästi pienempi kuin laskettu. Lämmitysvirran kasvaessa katodin kuuman keskiosan pituus ja anodin tehollinen pinta kasvavat ja perveanssi lähestyy laskettua [35] .
Childin mallissa elektronien energia katodi-tyhjiörajan ylittäessä on nolla. Todellisuudessa elektronit poistuvat katodista nollasta poikkeavalla nopeudella: emittoituneen elektronin tyypillinen kineettinen energia on noin 1 eV, joten todelliset virta-jännitekäyrät siirtyvät vasemmalle suhteessa laskettuihin saman verran. Kymmenien volttien anodijännitteellä tämä muutos voidaan jättää huomiotta [36] .

Kylläisyysalue

Anodin jännitteen kasvaessa kolmen sekunnin lain määräämä anodivirta lähestyy emissiovirran arvoa. Lähellä raja-arvoa kolmen sekunnin laki lakkaa toimimasta, anodivirran kasvu hidastuu ja kun raja saavutetaan, se pysähtyy. Katodilangan virran lisääminen lisää sen lämpötilaa ja emissiovirtaa. Virta-jännite-ominaisuuden "hylly" siirtyy ylöspäin, korkeampien virtojen alueelle, ja nouseva haara, jota kuvataan kolmen sekunnin lailla, pysyy teoriassa muuttumattomana. Itse asiassa, kuten yllä on esitetty, katodin lämpötilan noustessa myös nouseva haara siirtyy ylöspäin [35] .

Kolmen sekunnin tehon lain taustalla oleva yksinkertaistettu malli ei anna käsitystä virta-jännite-ominaiskäyrän katkeamisen luonteesta siirtymisen aikana saturaatiotilaan. Todellisissa diodeissa siirtymävyöhyke on venytetty, sen leveys I–V-käyrällä on verrattavissa sen alueen leveyteen, jossa käyrä noudattaa kolmen sekunnin lain tehoa. Tasainen siirtyminen on seurausta erilaisista ilmiöistä, jotka eivät sovi lapsen ideaalimalliin:

Suorissa hehkulampuissa katodin epätasapotentiaali vaikuttaa eniten, jonka päihin syötetään vakio- tai vaihtuva hehkulankajännite [27] ;
Kaikentyyppiset katodit kuumenevat epätasaisesti. Katodin suhteellisen kylmät päät kyllästyvät aikaisemmin kuin sen kuuma keskiosa [37] ;
Todellisten katodien emissiovirta ei riipu pelkästään lämpötilasta, vaan myös katodin lähellä olevasta kentänvoimakkuudesta, jonka puolestaan määrää anodin jännite [27] .

Kylläisyystila

Ensimmäisen likiarvon mukaan virran kyllästymistä voidaan pitää absoluuttisena: ihanteellisen diodin kyllästysvirta ei riipu anodin jännitteestä. Todellisissa laitteissa kyllästystilassa anodivirta kasvaa hitaasti anodijännitteen kasvaessa. Tämä ilmiö liittyy Schottky-ilmiöön : kentänvoimakkuuden kasvaessa katodista tulevan elektronin työfunktio heikkenee, mikä johtaa emissiovirran kasvuun [38] . Oksidikatodeissa, joiden huokoinen pinta muodostuu barium-, strontium- ja kalsiumoksidien sintrautumisesta, emissiovirran kasvu on erityisen suurta pinnan epähomogeenisuuksien vuoksi [27] [39] . Itse asiassa voidaan väittää, että oksidikatodit eivät kyllästy ollenkaan [40] .

Muistiinpanot

↑ Reich, 1948 , s. 57.
↑ Lapsi-CD -purkaus kuumasta CaO:sta // Phys. Rev. (sarja I). - 1911. - T. 32 . - S. 492-511 . - doi : 10.1103/PhysRevSeriesI.32.492 .
↑ Langmuir I. Avaruusvarauksen ja jäännöskaasujen vaikutus lämpövirtauksiin suurtyhjössä // Phys. Rev.. - 1913. - T. 2 . - S. 450-486 . - doi : 10.1103/PhysRev.2.450 .
↑ Iorish et al., 1961 , Kaavio emissiovirrasta, joka on otettu sairaudesta. 3-2 sivulla s. 150.
↑ Reich, 1948 , s. 49.
↑ Iorish et ai., 1961 , s. 150.
↑ Iorish et ai., 1961 , s. 150-151. Annettu luku oksidikatodeille saavutetaan vain lyhyellä pulssilla. Oksidikatodien turvalliset päästötasot kiinteässä tilassa ovat noin tuhat kertaa pienemmät.
↑ Batushev, 1969 , s. 11-13.
↑ Batushev, 1969 , s. 13.
↑ Batushev, 1969 , s. kymmenen.
↑ 1 2 Batushev, 1969 , s. yksitoista.
↑ Reich, 1948 , s. 58.
↑ 1 2 Batushev, 1969 , s. 14-15.
↑ 1 2 3 4 Batushev, 1969 , s. viisitoista.
↑ 1 2 Batushev, 1969 , s. 16.
↑ Kalashnikov S. G. , Electricity, M., GITTL, 1956, "Lisäykset", 6. "Boguslavsky-Langmuirin laki", s. 650-651;
↑ Batushev, 1969 , s. kahdeksantoista.
↑ Batushev, 1969 , s. 17-18.
↑ Batushev, 1969 , s. 18-19.
↑ Batushev, 1969 , s. 19-21.
↑ Batushev, 1969 , s. 24-26.
↑ Batushev, 1969 , s. 47.
↑ Batushev, 1969 , s. 50-51.
↑ 1 2 Batushev, 1969 , s. 52.
↑ Batushev, 1969 , s. 67,68.
↑ Nottingham, 1956 , s. 6-7.
↑ 1 2 3 4 Reich, 1948 , s. 60.
↑ Nottingham, 1956 , s. 7.
↑ Van der Bijl, 1920 , s. kolmekymmentä.
↑ Reich, 1948 , s. 43.
↑ Batushev, 1969 , s. 22-23.
↑ Van der Bijl, 1920 , s. 64.
↑ Van der Bijl, 1920 , s. 65-67.
↑ Batushev, 1969 , s. 21-23.
↑ 1 2 Batushev, 1969 , s. kaksikymmentä.
↑ Reich, 1948 , s. 62.
↑ Batushev, 1969 , s. 20-21.
↑ Nottingham, 1956 , s. 10-11.
↑ Batushev, 1969 , s. 158.
↑ Van der Bijl, 1920 , s. 37.

Kirjallisuus

venäjäksi

Batushev, V. A. Elektroniset laitteet. - M . : Korkeakoulu, 1969. - 608 s. – 90 000 kappaletta.
Dulin V. N., Avaev N. A., Demin V. P. et ai. Elektroniset laitteet / Toim. G. G. Shishkina .. - M .: Energoatomizdat, 1989. - 496 s. — ISBN 5-283-01472-X .
Dobretsov LN Elektroninen ja ionipäästö. - M .; L .: Valtio. Teknisen teorian kustantaja. lit., 1952. - 312 s.
Iorish, A. E., Katsman, Ya. A., Ptitsyn, S. V. Sähkötyhjiölaitteiden tuotantotekniikan perusteet. - M. - L.: Gosenergoizdat, 1961. - 516 s. – 14 000 kappaletta.
Reich, G. J. Elektronisten laitteiden teoria ja sovellus. - L .: Gosenergoizdat, 1948. - 940 s. – 7000 kappaletta.
- käännös englannista Reich, Herbert J. Elektroniputkien teoria ja sovellukset . - 2. painos - McGraw-Hill Book Company, Inc., 1944. - 716 s.

Englanniksi

Van der Bijl, H. Thermionic Vacuum Tube-fysiikka ja elektroniikka . - McGraw-Hill, 1920.
Nottingham, W. Thermionic Emission. - Massachussets Institute of Technology, 1956. - 178 s.

Linkit

Kolmen sekunnin asteen laki - artikkeli Suuresta Neuvostoliitosta Encyclopediasta .