Большинство термоэмиссионных преобразователей работ в режиме насыщения, т. е. при отсутствии ограничений, связанных с налич. в межэлектродном зазоре пространственного заряда. При этих условиях не зависит от напряжения. Для лучшего понимания того, как наличие гг странственного заряда приводит к ограничению тока, мы выведем уравнен устанавливающее соотношение между приложенным напряжением и рез» ■ тирующим током в случае работы устройства в ненасыщенном режиме

Рассмотрим источник электронов (эмиттер), представляющий собой плос - 10 ю поверхность, находящуюся в плоскости с координатой х = 0 и способную создавать ток эмиссии плотностью /0 (рис. 6.5). Другая плоская поверхность (коллектор) расположена параллельно поверхности эмиттера на расстоянии d от нее. Предположим, что в пространстве между электродами существует абсолютный вакуум. Вначале рассмотрим случай, когда эмитированные электроны имеют нзлевую кинетическую энергию.

Пусть между эмиттером и коллектором приложен уско­ряющий электроны потенциал. Плотность тока /(где /< /0),

Івоторая установится между электродами:

q — заряд электрона: п — концентрация электронов, т. е.

-яисло электронов в единице объема; v — скорость электро - в: / есть не что иное, как поток заряда.

Значение /должно быть постоянным в межэлектродном ктранстве, в то время как п иг являются функциями ко- линаты х. Мы хотим вывести соотношение между плот - тью тока / и потенциалом V в любой плоскости с коор - аатой х. Примем, что V(x = 0) = 0. Тогда, учитывая предположение о том, что ель пая скорость эмитированных электронов равна нулю, имеем:

Однако наличие электронов, преодолевающих межэлектродное пространс - приводит к появлению пространственного заряда плотностью qn, так что ласно уравнению Пуассона

d2V _ nq dx2 є0

е„— диэлектрическая проницаемость вакуума. Далее

где

к, ТІШ.

ч'І’Л/

Решение уравнения (12) ищем в виде

V = а + Ьха.

Из условия V (х=0) = 0 следует, что а = 0. Таким образом, а (а - )bxn l = - Kb-ll2x~al2,

следовательно,

Итак,

Полученное соотношение, записанное в более общем виде, когда вмес плотности тока используется значение полного тока, известно как зак Чайлда-Ленгмюра:

Постоянная в законе Чайлда-Ленгмюра (постоянная пространственного ряда) имеет вид

в 2’33 !°6/).

где А — площадь электрода.

Закон Чайлда-Ленгмюра справедлив для диодов любой формы, однако по­стоянная в одноименном уравнении зависит от геометрии устройства.

В действительности скорость электронов, покидаюших поверхность эмитте­ра. не равна нулю. Спектр скоростей достаточно широк. Как говорилось выше, электроны на пути к коллектору формируют пространственный заряд, наличие которого приводит к тому, что потенциал в межэлектродном пространстве ста­новится ниже, чем в случае, когда электроны отсутствуют. Фактически значе­ние отрицательного потенциала в окрестности эмиттера может стать больше, чем самого эмиттера. В результате возникает тормозящее электрическое поле или «барьер».

Закон Чайлда-Ленгмюра справедлив и в этом случае, однако постоянная чостранстве иного заряда в уравнении теперь является функцией расстояния id - хт), а ток пропорционален величине (V + Vm)3/2, где хт — расстояние от эмиттера до плоскости, в которой имеет место минимум потенциала (см. рис. »4). Эта плоскость представляет собой виртуальный эмиттер, a V — значение потенциала при х = хт.

Даже при наличии пространственного заряда термоэмиссионный диод может работать в режиме насыщения, если приложить достаточное напряжение сме - сния. Рассмотрим диод, эмиттером которого служит вольфрамовая пластина, “згретая до 2500 К. При этой температуре ток эмиссии с поверхности вольфра­ма составляет /0 = 3000 А • м 2. Если падение напряжения между коллектором и миттером VCF достаточно мало, то J < /0 и закон Чайлда-Ленгмюра справедлив. При достаточно больших напряжениях между коллектором и эмиттером значение 'ка. вычисленное по уравнению Чайлда-Ленгмюра, может превысить значение, l ютветствуюшее эмиссионной способности катода.

Поскольку физически это невозможно, при больших значениях VCE величина J “стается равной /0 и не зависит от VCE. Напряжение, при котором происходит

:ыщение тока, определяется постоянной в уравнении Чайлда-Ленгмюра, т. е. рлвисит от межэлектродного расстояния d. Чем больше межэлектродный зазор, ем больше напряжение насыщения.

Вольт-амперные характеристики двух диодов с разными значениями посто­янной пространственного заряда представлены на рис. 6.6. Диод с межэлектрод­ным расстоянием 1 мм будет работать в режиме с ограничением, вызванным ространственным зарядом, т. е. подчиняться закону Чайлда-Ленгмюра, до тех пор, пока напряжение на коллекторе будет равно или меньше 118 В. Диод с межэлектродным зазором, равным 0,2 мм, переходит в режим насыщения уже гри 13,8 В.

Термоэмиссионные преобразователи работают в режиме обратного напря­жения смещения, и их ток строго ограничен значением суммарного простран - г^веиного заряда в межэлектродном пространстве.

Для того чтобы уменьшить суммарный пространственный заряд, электр< должны быть расположены очень близко или должен быть использован некив способ нейтрализации пространственного заряда. Существуют устройства ( межэлектродным зазором на уровне 10 мкм, однако сделать такие устройства ( большой площадью электродов очень трудно.

Можно получить практически нулевой межэлектродный зазор (по крайне* мере теоретически), используя конфигурацию, показанную на рис. 6.7, в ко­торой эмиттер и коллектор компланарны, а напротив них расположен треп электрод — ускоряющий.

Пусть между эмиттером и ускоряющим электродом приложено напряжение порядка 200 В. Наличие магнитного поля, направленного перпендикулярно плос­кости рисунка, приводит к тому, что направление движения электронов искрив­ляется от ускоряющего электрода в сторону коллектора. Эффективная постоянная
пространственного заряда для такого устройства будет бесконечно большой, и, таким образом, ток всегда будет равен току насыщения. Поскольку в идеальном тучае электроны не достигают ускоряющего электрода, то энергия в него не ■‘кладывается. На практике, однако, заметное количество электронов достигнет этого электрода, что приведет к определенным энергетическим потерям. Таким об­разом, только путем уменьшения межэлектродного пространства или использования каких-либо схем вряд ли удастся нивелировать эффект пространственного заряда.

В твердом теле дрейфовая скорость свободных электронов или других носи­телей ограничивается частотой соударений. Диссипируемая энергия проявляет. тбя как сопротивление протеканию электрического тока. Хотя в вакууме нет ріссеяния электронов, тем не менее существует серьезная помеха для свободно­го протекания тока — электроны своим присутствием создают пространствен­ный заряд, который препятствует их движению. Если вместо вакуума электро - к будут двигаться в разреженном газе положительных ионов, то определенное ■росеяние и соответствующие потери будут иметь место, но пространственный _ряд будет нейтрализован и электростатическая помеха протеканию тока будет ранена. В подавляющем большинстве термоэмиссионных преобразователей транственный заряд нейтрализуется. В следующем параграфе мы рассмот - ы режимы работы термоэмиссионного диода в предположении отсутствия - транстве иного заряда в межэлектродном зазоре.