Legea gradului de trei secunde

Versiunea actuală a paginii nu a fost încă examinată de colaboratori experimentați și poate diferi semnificativ de versiunea revizuită pe 23 mai 2021; verificarea necesită 1 editare .

Puterea legii trei secunde (legea copilului [1] , legea lui Child-Langmuir, legea lui Child-Langmuir-Boguslavsky, Schottky-Gleichung în germană, ecuația lui Schottky) în tehnologia electrovidului stabilește un cvasi-static (adică aproape stabil) caracteristica curent-tensiune a unei diode în vid ideală - adică stabilește dependența curentului anodului de tensiunea dintre catod și anod - în modul de încărcare spațială . Acest mod este cel principal pentru tuburi radio de recepție-amplificare. În timpul acesteia, efectul de întârziere al încărcăturii spațiale limitează curentul catodic la o valoare substanțial mai mică decât curentul maxim posibil de emisie catodic . În forma sa cea mai generală, legea prevede că curentul diodei în vid I a este proporțional cu tensiunea U a ridicată la puterea de 3/2:

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

unde g este o constantă ( perveance ) a unei diode date, în funcție doar de poziția relativă, forma și dimensiunea electrozilor săi.

Prima formulare a legii a fost propusă în 1911 de Child[2] , ulterior legea a fost rafinată și generalizată de Langmuir (1913) [3] , care au lucrat independent unul de celălalt , Schottky (1915) și Boguslavsky (1923 ). ). Legea, cu unele rezerve, se aplică lămpilor cu grilă de control ( triode , tetrode ) și dispozitivelor cu raze catodice . Legea este aplicabilă pentru tensiuni medii - de la câțiva volți la tensiuni la care începe trecerea la modul de saturație a curentului de emisie. Legea nu se aplică zonei tensiunilor negative și pozitive mici, zonei de tranziție la modul de saturație și modul de saturație în sine.

Esența problemei

La temperaturi suficient de ridicate, fenomenul de emisie termoionică are loc la interfața dintre metal și vid . Catodul de wolfram începe să emită electroni la o temperatură de aproximativ 1400°C [5] , catodul de oxid - la o temperatură de aproximativ 350°C [6] . Odată cu o creștere suplimentară a temperaturii, curentul de emisie crește exponențial conform legii Richardson-Deshman. Densitatea de curent maximă practic realizabilă a emisiei catozilor de wolfram ajunge la 15 A/cm 2 , catozii de oxid - 100 A/cm 2 [7] [8] .

Când un potențial pozitiv (față de catod) este aplicat anodului diodei, în spațiul interelectrod al diodei apare un câmp electric care accelerează electronii în direcția anodului . Se poate presupune că în acest câmp toți electronii emiși de catod se vor precipita către anod, astfel încât curentul anodului va fi egal cu curentul de emisie, dar experiența respinge această presupunere. Este valabil doar pentru temperaturi relativ scăzute și densități de curent de emisie scăzute. La temperaturi mai ridicate ale catodului, curentul anodic observat experimental ajunge la saturație și se stabilizează la un nivel constant care nu depinde de temperatură. Odată cu creșterea tensiunii anodului, acest curent limitator crește monoton și neliniar [9] . Fenomenul observat este explicat calitativ prin influența încărcăturii spațiale :

Catodul rece al unui tub vid este incapabil să emită electroni. În acest mod, dioda de vid este un condensator de vid convențional . Intensitatea câmpului electric din interiorul unui astfel de condensator este practic constantă, iar potențialul electric dintre catod și anod într-o configurație plan-paralelă variază liniar. Un singur electron prins într-un astfel de câmp se deplasează cu o accelerație constantă , care este direct proporțională cu câmpul de accelerare și, în consecință, cu tensiunea diodei [10] .
Catodul încălzit începe să emită electroni. Atunci când anodului este aplicată o tensiune pozitivă suficient de mare, toți electronii emiși experimentează o accelerare în spațiul interelectrod și se deplasează către anod. Electronii din spațiul interelectrod formează o sarcină spațială , care distorsionează câmpul electric din condensator. La curenți de emisie scăzut și la o concentrație scăzută de electroni în vidul interelectrod, influența încărcăturii spațiale este nesemnificativă: potențialul tuturor punctelor spațiului interelectrod scade, dar câmpul în toate punctele rămâne accelerat, astfel încât aproape toți electronii emiși de către catodul ajunge la anod. Curentul anodului este egal cu curentul de emisie a catodului și nu depinde de tensiunea anodului [11] .
Odată cu încălzirea suplimentară a catodului, sarcina spațială crește atât de mult încât în apropierea catodului apare un puț de potențial - o regiune cu un potențial mai mic decât potențialul catodului. Electronii emiși de catod experimentează repulsie din regiunea de încărcare spațială și cad în câmpul de decelerare. Electronii care au părăsit catodul la o viteză suficient de mare (electroni rapizi) depășesc bine potențialul și își continuă drumul către anod. Alți electroni, mai lenți, revin înapoi la catod, astfel încât curentul anodului este semnificativ mai mic decât curentul de emisie a catodului [11] . Măsurătorile practice arată că odată cu creșterea tensiunii anodului, curentul anodic crește monoton și neliniar.

Dependența cantitativă a curentului, limitată de sarcina spațială, de tensiunea anodului este descrisă de legea celor trei secunde.

Soluție

Soluție pentru o diodă plan-paralelă

Soluția clasică a lui Child consideră o diodă ideală plan-paralelă cu electrozi de lungime infinită separați printr-un interval de lățime d . Axa de coordonate x , raportată la care se rezolvă ecuațiile diferențiale , este trasată de-a lungul normalei la suprafața catodului, iar punctul de plecare (x=0) este stabilit la limita catod-vid. Se presupune că:

suprafețele catodului și anodului sunt echipotențiale;
temperatura catodului este suficient de mare pentru ca curentul anodic să fie limitat de sarcina spațială și nu de nivelul de emisie al catodului;
presiunea reziduală a gazului în spațiul interelectrod este destul de scăzută, astfel încât interacțiunea electronilor cu moleculele de gaz poate fi neglijată;
intensitatea câmpului electric E(0) la limita catod-vid este zero;
viteza electronului la trecerea graniței catod-vid v(0) este egală cu zero [12] [13] .

Ultima ipoteză - refuzul de a lua în considerare difuzia termică a electronilor în vid - este cea mai importantă. Acesta este ceea ce face posibilă înlocuirea unui calcul greoi, consumator de timp cu o soluție analitică simplă, dar face și această soluție inaplicabilă în zona tensiunilor anodice scăzute pozitive și negative, deci, la tensiunea zero pe diodă în real dispozitivelor, curentul anodic nu trece la 0 [13] .

În conformitate cu teorema Gauss , sarcina spațială închisă într-un volum ales arbitrar al spațiului interelectrod este proporțională cu fluxul vectorului intensității câmpului electric prin suprafața închisă Z limitând acest volum. Într-un volum delimitat de o prismă adiacentă catodului cu o înălțime x și o zonă de bază s , fluxul de tensiune prin suprafețele laterale este egal cu zero. Fluxul de intensitate prin baza adiacentă catodului este, de asemenea, egal cu zero datorită primei condiții la limită. Prin urmare, fluxul vectorial prin suprafața prismei este egal cu produsul intensității câmpului în punctul x și aria bazei prismei:

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

[paisprezece]

În același timp, sarcina spațială din volumul prismei este egală cu produsul dintre curentul anodic I a și timpul de zbor al unui electron de la catod către un plan îndepărtat de catod x :

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

[paisprezece]

prin urmare, intensitatea câmpului și accelerația electronilor în orice punct x pot fi exprimate în termeni de curent anodic și timpul de zbor de la catod la x:

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}}

unde e și m sunt sarcina și masa electronului,

ε 0 este constanta dielectrică [14] .

Integrarea ultimei relații oferă dependențele coordonatei și vitezei electronului de timpul de zbor:

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}

[cincisprezece]

Compararea ultimei ecuații cu ecuația care raportează energia cinetică și potențială

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

[cincisprezece]

este posibil să se obțină o expresie pentru curentul anodic (formula copilului) [16] .:

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

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

[paisprezece]

Soluție pentru o diodă cilindrică

Ultima ecuație este valabilă și pentru o diodă cilindrică (cu catodul în interior și anodul în exterior) cu catod subțire (raza interioară a anodului r a este de zece ori mai mare decât raza exterioară a catodului r k ). În acest caz, în loc de distanța interelectrodă d , se înlocuiește raza interioară a anodului r a [17] .

Dacă raza exterioară a catodului nu este atât de mică, atunci nu mai poate fi neglijată. Pentru diodele cu catod gros , formula de calcul conform Langmuir și Boguslavsky ia forma:

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

unde factor de corecție [18] $\beta ^{2}=\left(1-{r_{k} \over r_{a}}\right)^{2}$

Formulare generalizată

Legea este valabilă pentru diode cu orice configurație a catodului și anodului și pentru orice temperatură a catodului la care este posibilă emisia termoionică. În general,

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

[19]

unde g este o constantă (așa-numita pervență ) a unei diode date, în funcție de configurația și dimensiunile geometrice ale electrozilor acesteia.

În cea mai simplă analiză, pervența nu depinde de curentul filamentului și de temperatura catodului; în lămpile reale, crește odată cu creșterea temperaturii catodului [20] .

Rezistența internă a diodei

Abruptul S a caracteristicii curent-tensiune a diodei la un punct de funcționare ales arbitrar este proporțională cu rădăcina pătrată a tensiunii anodului:

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

iar rezistența internă r i este invers proporțională cu aceasta:

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

[21]

Limite de frecvență

Timpul de zbor al electronilor de la catod la anod este determinat de relație

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

unde este viteza finală a electronilor .

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

În diodele reale, timpul de zbor este măsurat în unități de nanosecunde [22] .

Când se aplică anodului o tensiune alternativă de înaltă frecvență, a cărei perioadă este comparabilă cu timpul de zbor, faza și magnitudinea curentului anodului se modifică semnificativ. Defazatul curentului, sau unghiul span , este , unde este frecvența unghiulară a tensiunii anodului. La unghiul span , panta CVC dinamică a diodei scade cu 25% din panta cvasistatică, la care curentul alternativ este întrerupt. În practică, unghiul de limitare a intervalului, peste care utilizarea unei diode este nepractică, este echivalat cu , iar frecvența de funcționare limită a diodei f pr - to $\Theta =\omega \ \tau$ $\omega$ $\Theta =\pi$ $\Theta =2\pi$ $\pi$

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

[23]

În circuitele reale, frecvența de funcționare limitatoare poate fi și mai mică datorită influenței capacității diodelor parazite și capacităților parazite și inductanțelor de montare. Pe măsură ce frecvența crește, în diodă pot apărea fenomene de rezonanță, astfel încât frecvența de funcționare a diodei f p nu trebuie să depășească frecvența propriei rezonanțe f 0 :

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

[24]

Cu o inductanță tipică de montare L de 0,01 μH [24] și o capacitate tipică de montare de 10 pF, frecvența de rezonanță este de 500 MHz.

Legea celor trei secunde pentru o triodă

În 1919, M. A. Bonch-Bruevich a propus un model de triodă (în lucrările lui Bonch-Bruevich - „releu catodic”), în care trioda a fost înlocuită cu o diodă echivalentă. Curentul anodului din acest model a fost egal cu curentul diodei echivalente, căreia i se aplică tensiunea efectivă calculată - suma ponderată a tensiunilor de pe anodul U a și de pe grila U c :

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

, sau

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

unde este câștigul de tensiune al triodei , iar reciproca sa D este permeabilitatea rețelei. $\mu$

Din formule rezultă că caracteristicile curent-tensiune pentru diferite U c sunt identice și diferă doar printr-o deplasare de-a lungul axei tensiunii. La tensiunea rețelei de blocare, curentul anodic este întrerupt. Caracteristicile lămpilor reale corespund în general teoriei, dar panta și deplasarea lor nu sunt constante, iar întreruperea curentului la tensiuni de blocare are un caracter neted, „strâns” [25] . $U_{c}=-U_{a}/\mu$

Evaluări cantitative

Exemplu . Kenotronul cu un singur anod de joasă tensiune are o lungime efectivă a anodului l=40 mm, raza exterioară a catodului r la =2 mm, raza interioară a anodului r și =4 mm. Aria efectivă a catodului de oxid s la =5 cm 2 aria efectivă a anodului s și =10 cm 2 . Capacitatea interelectrodului calculată cu un catod rece C 0 \u003d 2π ε 0 l ln (r a / r k ) \u003d 1,5 pF fără a ține cont de capacitatea de montare. Tensiunea de funcționare a filamentului este aleasă astfel încât dioda să intre în modul de saturație la un curent I a =200 mA, ceea ce corespunde unei densități de curent de emisie de 40 mA/cm 2 . Această valoare este apropiată de valoarea maximă admisă pentru regimul staționar și este de aproximativ o mie de ori mai mică decât densitatea maximă posibilă a impulsurilor de curent pe termen scurt a emisiei catodului de oxid. Se realizează la o putere incandescentă de 10 până la 15 W (putere specifică de 2 până la 3 W/cm2 ) .

Percepția de proiectare a diodei este:

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}}

Puterea legii celor trei secunde și modelul încorporat în ea nu oferă indicații despre cât de lină sau ascuțită ar trebui să fie tranziția de la regimul de încărcare spațială la regimul de saturație. Curba teoretică a curentului anodic atinge valoarea curentului de emisie (I a \u003d 200 mA) la U a \u003d 49 V, la tensiuni mai mari curentul nu se modifică, iar puterea disipată crește proporțional cu tensiunea.

Tabelul arată dependențele indicatorilor cu diodă de tensiunea la anod, calculate în cadrul modelului Child. Indicatori atât de importanți precum densitatea maximă de încărcare a spațiului, adâncimea și profilul puțului potențial nu sunt determinați în acest model.

Index	Unități _	Tensiunea anodică U a , V						Note
		Modul de încărcare spațială				Zona de tranziție	Modul de saturație
		zece	douăzeci	treizeci	40	cincizeci	60
Curentul anodic, I a	mA	19	53	96	149	200	200	Natura tranziției la modul de saturație (tranziție lină sau întrerupere bruscă) nu este definită în model. Performanța dinamică în zona de tranziție poate fi determinată doar empiric.
Abruptul caracteristicii curent-tensiune, S	mSm	2.8	3.9	4.8	5.6	?	0
Rezistența internă, r i	kOhm	0,36	0,25	0,21	0,18	?	∞
Viteza maximă a electronilor, V max	mm/ns	1.9	2.6	3.2	3.8	4.2	4.6	$V_{max}={\sqrt {2{e \over m}U_{a}})$
Timpul de zbor al distanței interelectrozi, τ	ns	3.2	2.3	1.8	1.6	1.4	1.3	$\tau =3\d/V_{max}$
Încărcare de spațiu, Q	pc	59	118	178	237	286	261	$Q=I_{a}\ \tau$
Frecvența de tăiere, f pr	MHz	156	221	270	312	350	382	$f=1/{(2\\tau ))$

Aplicabilitatea legii la aparatele reale

Cei care cred că principalele proprietăți ale emisiei termoionice sunt descrise în teorie și verificate prin experiment se înșală. Interpretarea acestui fenomen din punctul de vedere al termodinamicii este adesea ridicată la rang de lege, dar trebuie subliniat încă o dată: dacă condițiile experimentale nu se încadrează în ipotezele care stau la baza modelului teoretic, acest model este inaplicabil pentru acest experiment. - Wayne Nottingham , 1956

Text original (engleză)[ arataascunde] Este o iluzie să credem că principalele caracteristici ale emisiei termoionice au fost elaborate teoretic și sunt în acord cu experimentul. În generalitatea adesea asociată cu interpretarea termodinamică a emisiei termoionice, trebuie să se pună accent pe faptul că această ramură a teoriei nu poate fi bazată pe această ramură a teoriei pentru a oferi informații exacte cu privire la fluxurile de curent care traversează o limită în condiții experimentale care încalcă ipotezele de bază ale teoria [26] .

Ipotezele pe care se bazează modelul Child nu sunt valabile în diodele reale. Cele mai apropiate de modelul ideal sunt diodele de încălzire indirectă cu anozi cilindrici, cele mai îndepărtate de acesta sunt diodele de încălzire directă cu așezare în formă de W a filamentului catodic [27] . Diferențele dintre dispozitivele reale și modelul Child sunt cele mai semnificative în regiunea tensiunilor negative și mici pozitive și în regiunea tranziției la modul de saturație. Între ele se află regiunea tensiunilor medii, în care legea puterii de trei secunde aproximează cu exactitate proprietățile unei diode reale.

Zona de tensiuni joase

Legea celor trei secunde nu se aplică în zona tensiunilor anodice negative și pozitive mici (unități V). Din legea rezultă că la tensiune zero curentul anodului ar trebui să fie egal cu zero, iar la o tensiune negativă formula celor trei secunde nu este deloc definită. În diodele reale la tensiune anodică zero, un curent de electroni diferit de zero curge deja de la catod la anod - este acest fenomen, descoperit în 1882 de Elster și Geitel și în 1883 de Edison și interpretat științific în 1889 de Fleming , William . Preece a numit „efectul Edison” [28] [29] [30] . Întreruperea completă a curentului are loc numai atunci când tensiunea anodului scade cu câțiva V sub zero. De exemplu, într-o diodă de zgomot încălzită direct 2D2S, curentul anodului are loc la o tensiune anodică de aproximativ -2 V, iar la tensiunea anodică zero, curentul atinge 200 μA la o tensiune de filament de 1,5 V (100 μA la un filament). tensiune de 1,2 V) [31] .

Deplasarea caracteristicilor diodei spre stânga cu −1,5 V poate fi explicată prin neechipotențialitatea catodului încălzit direct. În 1914, Wilson, analizând caracteristicile I–V ale diodelor încălzite direct, a propus un model rafinat bazat pe formula lui Child [32] . În modelul Wilson, curentul în secțiunea inițială a CVC este proporțional cu tensiunea cu puterea de 5/2, iar în regiunea tensiunilor medii, CVC coincide cu legea celor trei secunde [33] . Deplasarea suplimentară spre stânga de -0,5 V nu poate fi explicată în modelul Child. Această schimbare este o consecință a vitezelor inițiale diferite de zero și a difuziei termice a electronilor. Curentul care curge „pe cont propriu” într-o diodă cu un anod împământat este curentul de electroni rapizi care pot depăși bine potențialul de încărcare a spațiului. La o tensiune de încălzire de 1,5 V, curentul de emisie a catodului 2D2S este de aproximativ 40 mA, iar energia cinetică medie a electronilor emiși este de aproximativ 1 eV . Curentul de emisie menține constant o sarcină spațială negativă concentrată în apropierea catodului, fundul puțului de potențial este situat la o distanță de 0,01 până la 0,1 mm de limita catod-vid. Majoritatea absolută a electronilor emiși revin înapoi la catod, dar electronii relativ rapidi depășesc bine potențialul, cad în câmpul slab al anodului și sunt atrași de acesta. Energia care conduce acești electroni este împrumutată nu de la sursa tensiunii anodice, ci de la sursa curentului de filament [34] .

Regiunea de medie tensiune (regim de încărcare spațială)

La tensiuni anodice de ordinul a mai multor V sau mai mult (dar înainte de trecerea la modul de saturație), legea descrie destul de precis proprietățile diodelor reale. În această zonă, se observă două tipuri de abateri de la modelul ideal:

În modelul Child, pervența diodei este independentă de temperatura catodului. În lămpile reale, pervența crește odată cu creșterea temperaturii din cauza distribuției neomogene a temperaturii de-a lungul lungimii catodului. Capetele catodului, fixate în traversele de lagăr ale fitingurilor din lampă, sunt întotdeauna mai reci decât partea sa din mijloc. Cu o încălzire insuficientă, emisia este concentrată în partea de mijloc a catodului, iar pervianța este semnificativ mai mică decât cea calculată. Odată cu creșterea curentului de încălzire, lungimea părții centrale fierbinți a catodului și suprafața efectivă a anodului cresc, iar pervianța se apropie de cea calculată [35] .
În modelul lui Child, energia electronilor la trecerea graniței catod-vid este egală cu zero. În realitate, electronii părăsesc catodul cu o viteză diferită de zero: energia cinetică tipică a unui electron emis este de aproximativ 1 eV, astfel încât curbele reale curent-tensiune sunt deplasate spre stânga față de cele calculate cu aceeași cantitate. La o tensiune anodică de zeci de V, această deplasare poate fi neglijată [36] .

Regiunea de saturație

Odată cu creșterea tensiunii anodului, curentul anodic, determinat de legea a trei secunde, se apropie de valoarea curentului de emisie. Aproape de valoarea limită, legea celor trei secunde încetează să funcționeze, creșterea curentului anodic încetinește, iar când este atinsă limita, se oprește. Creșterea curentului filamentului catodic crește temperatura acestuia și curentul de emisie. „Raftul” caracteristicii curent-tensiune se deplasează în sus, în regiunea curenților mai mari, iar ramura ascendentă, descrisă de legea celor trei secunde, rămâne neschimbată în teorie . De fapt, așa cum se arată mai sus, pe măsură ce temperatura catodului crește, ramura ascendentă se deplasează și în sus [35] .

Modelul simplificat care stă la baza legii puterii de trei secunde nu oferă o idee despre natura întreruperii caracteristicii curent-tensiune în timpul trecerii la modul de saturație. În diodele reale, zona de tranziție este întinsă, lățimea sa pe curba I–V este comparabilă cu lățimea regiunii în care curba urmează legea puterii celor trei secunde. O tranziție lină este o consecință a diferitelor fenomene care nu se încadrează în modelul ideal al copilului:

În lămpile cu incandescență directă, cea mai mare contribuție are neechipotențialitatea catodului, la capete ale cărora se aplică o tensiune de filament constantă sau alternativă [27] ;
Catozii de toate tipurile sunt încălziți neuniform. Capetele relativ reci ale catodului intră în saturație mai devreme decât partea centrală fierbinte [37] ;
Curentul de emisie al catozilor reali depinde nu numai de temperatură, ci și de intensitatea câmpului din apropierea catodului, care la rândul său este determinată de tensiunea la anod [27] .

Modul de saturație

Într-o primă aproximare, saturația curentului poate fi considerată absolută: curentul de saturație al unei diode ideale nu depinde de tensiunea anodului. În dispozitivele reale în modul de saturație, curentul anodului crește lent odată cu creșterea tensiunii anodului. Acest fenomen este asociat cu efectul Schottky : cu o creștere a intensității câmpului, funcția de lucru a unui electron din catod scade, ceea ce duce la creșterea curentului de emisie [38] . În catozii de oxid, a căror suprafață poroasă este formată prin sinterizarea granulelor de bariu, stronțiu și oxizi de calciu, creșterea curentului de emisie este deosebit de mare datorită neomogenităților de suprafață [27] [39] . De fapt, se poate argumenta că catozii de oxid nu se saturează deloc [40] .

Note

↑ Reich, 1948 , p. 57.
↑ Copil CD descărcare de la fierbinte CaO // Fiz. Rev. (Seria I). - 1911. - T. 32 . - S. 492-511 . - doi : 10.1103/PhysRevSeriesI.32.492 .
↑ Langmuir I. The Effect of Space Charge and Residual Gases on Thermionic Currents in High Vacuum // Fizic. Rev.. - 1913. - T. 2 . - S. 450-486 . - doi : 10.1103/PhysRev.2.450 .
↑ Iorish et al., 1961 , Graficul curentului de emisie luat de la ill. 3-2 la p. 150.
↑ Reich, 1948 , p. 49.
↑ Iorish et al., 1961 , p. 150.
↑ Iorish et al., 1961 , p. 150-151. Cifra dată pentru catozii de oxid se realizează numai într-un impuls scurt. Nivelurile sigure de emisie ale catozilor de oxid în modul staționar sunt de aproximativ o mie de ori mai mici.
↑ Batushev, 1969 , p. 11-13.
↑ Batushev, 1969 , p. 13.
↑ Batushev, 1969 , p. zece.
↑ 1 2 Batushev, 1969 , p. unsprezece.
↑ Reich, 1948 , p. 58.
↑ 1 2 Batushev, 1969 , p. 14-15.
↑ 1 2 3 4 Batushev, 1969 , p. cincisprezece.
↑ 1 2 Batushev, 1969 , p. 16.
↑ Kalashnikov S. G. , Electricitate, M., GITTL, 1956, „Adăugiri”, 6. „Legea Boguslavsky-Langmuir”, p. 650-651;
↑ Batushev, 1969 , p. optsprezece.
↑ Batushev, 1969 , p. 17-18.
↑ Batushev, 1969 , p. 18-19.
↑ Batushev, 1969 , p. 19-21.
↑ Batushev, 1969 , p. 24-26.
↑ Batushev, 1969 , p. 47.
↑ Batushev, 1969 , p. 50-51.
↑ 1 2 Batushev, 1969 , p. 52.
↑ Batushev, 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. treizeci.
↑ Reich, 1948 , p. 43.
↑ Batushev, 1969 , p. 22-23.
↑ Van der Bijl, 1920 , p. 64.
↑ Van der Bijl, 1920 , pp. 65-67.
↑ Batushev, 1969 , p. 21-23.
↑ 1 2 Batushev, 1969 , p. douăzeci.
↑ Reich, 1948 , p. 62.
↑ Batushev, 1969 , p. 20-21.
↑ Nottingham, 1956 , pp. 10-11.
↑ Batushev, 1969 , p. 158.
↑ Van der Bijl, 1920 , p. 37.

Literatură

În rusă

Batushev, V. A. Dispozitive electronice. - M . : Şcoala superioară, 1969. - 608 p. — 90.000 de exemplare.
Dulin V. N., Avaev N. A., Demin V. P. et al. Electronic devices / Ed. G. G. Shishkina .. - M . : Energoatomizdat, 1989. - 496 p. — ISBN 5-283-01472-X .
Dobretsov LN Emisii electronice si ionice. - M .; L .: Stat. Editura de teorie tehnică. lit., 1952. - 312 p.
Iorish, A. E., Katsman, Ya. A., Ptitsyn, S. V. Fundamentele tehnologiei pentru producția de dispozitive electrovacuum. - M. - L.: Gosenergoizdat, 1961. - 516 p. — 14.000 de exemplare.
Reich, G. J. Teoria și aplicarea dispozitivelor electronice. - L . : Gosenergoizdat, 1948. - 940 p. — 7.000 de exemplare.
- traducere din engleză Reich, Herbert J. Teoria și aplicațiile tuburilor electronice . — Ed. a II-a. - McGraw-Hill Book Company, Inc., 1944. - 716 p.

În engleză

Van der Bijl, H. Thermionic Vacuum Tube-Physics and Electronics . — McGraw-Hill, 1920.
Nottingham, W. Thermionic Emission. - Institutul de Tehnologie din Massachussets, 1956. - 178 p.

Link -uri

Legea gradului de trei secunde - un articol din Marea Enciclopedie Sovietică .