Стр.102-201 (1152179), страница 5
Текст из файла (страница 5)
сматриваемого катода прн весьма большом угле пролета (штрнх отличает этот ток от тока описываемого законом степени 3!2) Ток !'вона.к равен конвекционному току !вона. ! в тонком слое, расположенном в непосредственной близости к катоду. Используя соотношення (4 9) н (4. 10), получаем: , а) (! юанЮ)„ ! ! ! ! ! й т, т, .тт! т! и! ! н! ! ! ' б) ! ! ! ! ! ! ! ! 1 ! ! (анана)„ („„щ „ОС(т соз щг.
(4.11) 3 т,,тт 115 Уравнение (4,! 1) показывает г! ч„ l что конвекционный ток электронов покидающих катод, прн очень боль- .'.й ~ 8) шом угле пролета численно равен емкостному току того же зазора в Рнс 4.4 Форма кривой конвекцнонного отсутствне электронов. Однако прн тока с катода в случаях бесконечно ма- отрицательных значениях действую- лого (б) и весьма большого (е) углов щего напряжения, т. е. в моменты пролета прн неограниченном запасе Т эмиссии катода Т > г > — , электроны, имеющие 2 ' нулевые начальные скорости, не могут двигаться от катода. Конвекционный ток с катода в этн моменты равен нулю. Далее, прн рассмотрении эмиссии с катода представляет интерес лишь конвекционный ток положнтельного направления, соответствующий отбору электронов от катода в сторону к аноду (сетке). Отсю- да следует, что отбор тока с катода прн весьма большом угле пролета продол- жается в течение времени — > Ю > О.
Т 4 На рнс. 4 4, а построен график тока с катода !'„щщ н —— ) (Ю). Заштрнхован. ные участкн кривой соответствуют отбору электронов от катода Пунктиром по- казано изменеине емкостного тока в том же зазоре. Для наглядности масштаб времени выбран таким же, как при рассмотрении прохождения тока по закону степени 3/2 (рнс 4.4, б), На первый взгляд, полученные результаты являются несколько неожидан- ными. Отбор электронов от катода прн большом угле пролета продолжается в те- ченне чепмерши периода высокочастотного колебания, а не половины периода, как на низких частотах. Максимум конвекционного тока приходятся на начало положительного полупернода, а не на его середину. Начало эмиссии еопровож- дается резким броском тока до максимальной велнчнны, равной максимальному емкостному току.
При максимальном положительном действующем напряжении ток, отбираемый с катода, падает до нуля. С физической точки зрения, однако, указанные особенности должны быть совершенно понятными, если учесть сделанные выше замечания о природе пол. ного тока в разных участнах междуэлектродного зазора. Можно также наглядно представить, что каждая силовая линия, выходящая из анода (сетки), зананчи вается на свободном электроне вблизи катода и не доходит до катода, что отвечает равенству нулю напряженности поля на катоде.
В этом случае количество отбираемых от катода элентронов в каждый момент времени равно приращению числа силовых линий в зазоре Если прекращается рост напряженности поля, то дальнейшего отбора электронов не происходит, хотя высокочастотное напряжение остается ускоряющим (положительным) еще в течение четверти периода Если за время эмиссии, т. е.
за четверть периода высокочастотного напряжения, электроны успевают заметно сместиться относительно катода или даже частично пройти плоскость сетки, то происходящие процессы усложня. ются. Для компенсации электрического поля у катода взамен электро. нов, вышедших из зазора или приблизившихся к сетке, должны поступать из катода новые электроны. При этом конвекционный ток с катода прекращается не в момент максимального анодного напряжения, а несколько позднее Если угол пролета невелик, то характер протекания тока приближается к уста. новившемуся режиму. Тогда ток эмиссии определяется в основном не производной напряжения ди/д/, а мгновенным значением и.
Пользуясь уравнениями типа (4.5) н (4.1!), нетрудно найти максимальные значения токов 1„, и /'ы, обозначенные на рнс. 4лй Можно показать, что ток Пш начинает превышать амплитуду тока /нь вычисленную по уравнению степени З/2, уже при угле пролета а, равном приблизительно 51'. Таким образом, при конструировании ламп дециметрового и сантиметрового диапазонов, а в некоторых случаях и метрового диапазона, необходимо увеличивать эмиссионную способность катода в сравнении с требованиями, предьявляемыми при более низких частотах.
Сделанные выводы о характере отбора тока с катода в режиме больших амплитуд применимы ие только к триодам и диодам, но и к тетродам СВЧ и к другим электронным приборам с электростатическим управлением, катод кото. рых находится непосредственно в области высокочастотного электрического поля. в. Пролетные явления в аространсгве катод — сетка При рассмотрении пролетных явлений в пространстве катод †сет триода СВЧ, работающего в режиме больших амплитуд, удобно использовать фиктивный угол пролета, определяемый в соответствии с (2 29) соотношением (4.12) Через (/и, здесь, как и прежде, обозначена амплитуда управляющего напряжения на сетке по отношению к катоду; дио — расстояние между катодом и центром плоской сетки.
Обратимся сначала к заведомо упрощенному случаю, когда катод триода работает в режиме насыщения, т. е. когда отсутствует пространственный заряд в промежутке катод †сет. Пространственно-временная диаграмма движения электронов в этом случае имеет вид, обсуждавшийся в 4 2.2,в применительно к плоскому диоду Сетка триода на этой диаграмме (см.
рнс. 2.2, б) соответствует горизонтальной прямой х = сопИ. Чем больше угол пролета а„с, тем выше должна быть проведена эта прямая. Прн угле пролета инс, стремящемся к нулю, все электроны, выходящие из катода, достигают плоскости сетки и двигаются далее к аноду. Эта группа электронов полезна и необходима для работы триодного генератора н усилителя. Именно такими электронами образованы сгустки, получаемые при нормально действующем электростатическом управлении (см.
выше рис. 2.17). С увеличением 116 (нны)г б) О Рис. 4.5. Движение электронов в зазоре катод †сет в режиме больших амплитуд (а) и вид кривых конвекционного тока в плоскости сетни (б) и скоростей электронов в той же плоскости (в) угла пролета, однако, появляется группа электронов, эмиттпрованных в конце положительного полупериода, которые, не долетев до плоскости сетки, возвращаются на катод. Для наглядности иа рис. 4,5, а воспроизведена пространственно-времен.
ная диаграмма при большой величине мне На этом рисунке показаны пространственно-временнйе траектории четырех типичных электронов, вышедших из катода в разные моменты времени в течение одного положительного полупериода высокочастотного напряжения. Электрон типа ! начинает свое движение в момент перехода управляющего напряженна и через нуль от тормозящего к ускоряющему полю.
Этот электрон оназывается в переднем фронте сгустка, пересекающего плоско ть сетки, и подходит к сетке в момент Г, со значительной скоростью. Электрон типа 4, вышедший из катода незадолго до конца того же полупериода, возвращается на катод, В момент о) ! ' ' ) удара о катод электрон имеет конечную кинетическую энергию Об этом свидетель- ! ствует угол наклона его траектории на рис.
4.5,а по отношению к плоскости ка- 1 234 ~ Ф" г тода Таким образом, электрон типа 4, по- 1 глотивший часть энергии высокочастотного поля, рассеивает ее на катоде, что вызывает дополнительный разогрев катода 1 Существование группы электронов, возвращающихся на катод триода СВЧ, является одним из важных отличий режима 1 1 больших амплитуд от режима малых амплитуд, при котором, как указывалось, электроны не изменяют направления своего движения в междуэлектродном промежутке.
Проследим движение электрона типа 3, эмиттнрованного из катода в момент максимального ускоряющего напряжения (рнс. 4.5, а). Этот электрон может неограниченно долго колебаться в междуэлектродном пространстве, возвращаясь к катоду с нулевой скоростью ровно через один период высокочастотного напряжения Анализируя уравнение (2.23), нетрудно показать, что условием, при котором электрон типа 3 не пересечет плоскость сетки, является ганс > 2 рад. Таким образом, пристав > 2 рад половина эмиттнрованных электронов, т. е.
все электроны, вышедшие из катода во второй половине ускоряющего полупериода после электрона типа 3, не достигают сетни н возвращаются на катод. Остальные электроны, эмиттированные катодом в первой половине ускоряю. щего полупериода, поступают в пространство сетка — анод Однако часть этих электронов пересекает плоскость сетки лишь после одного нли нескольких ко. лебаний в пространстве катод — сетка. Для иллюстрации на рис. 4.5, а изображено движение электрона типа 2, приближающегося к сетке в момент Гз со скоростью, стремящейся к нулю. С помощью рис. 4.5, а можно качественно построить графики конвекционного тока и скоростей электронов, пересекающих плоскость сетки (рнс. 4 5, б, а), Если отвлечься от рассмотренна многократных нолебаннй электронов, то дли.
тельность импульса конвекционного тока в плоскости сетки определяется моментами времени Г, н Гз. Скорости электронов в сгустке оиазываются различиымн, причем электроны, последними проходящие плоскость сетни, имеют скорости, близкие к нулю. Как будет показано в дальнейшем, разброс скоростей электронов снижает к. п.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
