Уэймаус д., Газоразрядные источники света (988969), страница 18
Текст из файла (страница 18)
Рас. 4-13. Измеренная величина ионного тока .на катод иа одни эмнттнронзнный электрон в зависимости от катедного падения прн разряде в смеси 90еуе неона, 10% аргонз и насыщенных паров ртути прн 20'С при давлении 130 Па (! мм рт, ст.). По нашей методике, рассматриваемой здесь, было измерено сопротивление вольфрамовой спирали (которое увеличивается с повышением температуры).
Затем его сравнивали с зависимостью сопротивления вольфрама от температуры, замеренной пирометром при выключенном разряде, причем спираль нацревалась только путем пропускания тока подогрева для определения средней температуры. Сопротивление спирали могло быть измерено путем определения тока подогрева при фиксированном напряжении подогрева. Однако ток не мог быть измерен из-за ложных ионизационных токов, возникающих меж- 90 ду держателями спирали, погруженными в отрицательное свечение, поэтому для измерения тока подогрева при внезапном выключении дуги был использован осциллограф. Ионизационные токи исчезли через несколько миллисекунд, в то время как температура катода достигла нового равновесия за полсекунды.
Измерение тока подогрева спирали через несколько миллисекунд после выключения разряда дало точное значение температуры катода с включенным разрядом. Рис. 4-14. Зависимость мощности, подподпмои к катоду, от катал- ного падения для двух различных катодов, нме~ощих различную работу ныходз. Разряд горит при токе 300 мд, давлении !30 Па (! мм рт. ст.), в смеси газов: 90% пеона, 10% аргона и насыщенных паров ртути при 20'С.
Один из интересных фактов, обнаруженных во время этого эксперимента, заключался в том, что катод был во многих случаях холоднее прц включенном разряде, чем при выключенном. Нп рис. 4-14 дано схсмат!шеское изображспис мощности двух катодов, получаемой катодом нз дуги, в функции катодпого падения. При катодпом падении больше 11 В происходит нагреванне благодаря ионной бомбардировке (подводимая мощность положительная) . Ниже этого значения катодного падения катод, однако, отдает тепло в разряд.
Это происходит вследствие его охлаждения электронами. Каждый электрон, эмиттируемый с катода, должен преодолеть энергетический барьер Фк для того, чтобы вырваться, таким образом происходит потеря энергии Ф„ на катоде. Из измерений, подобных измерениям, показанным па Рис. 4-!4, вместс с из- 7 — 69 97 вестной энергией ионной бомбардировки можно вычислить работу выхода Фк, которая обязательно должна лежать между 1 и 2 В. Это вполне приемлемое значение для окспдпого катода. Термоэлектронная эмиссия гэри нулеволг поле. В литературе представлено значительное количество методов измерения термоэлектронной эмиссии нулевого поля па катоде в газоразрядной трубке [Л. 4-71. Все они основаны на определении резких изменений в характеристиках разряда в момент, когда разрядный ток становится больше, чем эмиссионная способность катода прн нулевом поле.
Когда катод может эмиттировать больше электронов, чем нужно для поддержания разрядного тока, некоторые из иих должны быть отброшены назад к катоду, а замедляющее поле (область отрицательного пространственного заряда) должно находиться перед катодом. Для работы катода иет необходимости в геперировании значительного количества ионов, катодное падение низко или равно нулю. Перед катодом обычно находится видимая темная область, а отрицательное свечение илн очень мало, или совсем отсутствует, При увеличении тока разряда до уровня, превышающего термоэлектронную эмиссию нулевого поля, должен произойти переход к состоянию, описанному в 9 4-2б. Ускоряющие поля, появляющиеся около катода, положительные ионные токи, положительное катодное падение, исчезновение темного пространства, отрицательное свечение вокруг катода — любое из всех этих явлений может быть использовано для обнаружения перехода и, следовательно, для определения точки термоэлектропной эмиссии при нулевом поле.
Использованный автором книги метод заключается в обнаружении исчезновения минимума потенциала пространственного заряда электронов и создания ускоряющего поля, что определялось по радиочастотному шуму разряда 1Л. 4-81. На рис. 4-15,а — в показано приблизительное изменение потенциала в зависимости от расстояния от катода для трех случаев: разрядный ток больше термоэлектронной эмиссии (рис. 4-15,а), раз~ряднь>й ток точно равен термоэлектронной эмиссии (рис. 4-15,6), разрядный ток меньше термоэлектронной эмиссии (рис.
4-15,в). Только в случае рис. 4-15,в имеется отрицательный минимум потенциала перед катодом. Ионы, образованные 99 Рис 4-)б. Схематн»еское изогэражелие распределения потенциала в прикатодной области для разрядного тока: больше термозмиссии при нулевом поле (а), равного термозмиссии 1б) и меньше терно>вэнса»в (а). а> в основной части столба и идущие к катоду, могут быть захвачены в этот потенциальный миннмум. Когда это происходит, они колеблются взад и вперед и генерируют радиочастотный электрический сигнал, который может быть об- б) Ы наружен с наружной стороны разрядной трубки. Частота колебания такая же, какая могла бы быть у ионов ртути в потенциальной яме соответствующей глубины и размеров. Чтобы использовать этот сигнал для определения термоэлектроппой эмиссии нучевого поля п~ри температуре Тк, фиксируем Тк с помощью внешнего подогрева катода и медленно увеличиваем разрядный ток до такого значения, при котором радиочастотный шум прекращается.
Это соответствует исчезновению мицумума потенциала, переходу от случая рис. 4-15,в к случаю рис. 4-15,6 или а и, следовательно, к термоэлсктронной эмиссии катода п4>и нулевом или ускоряющем поле. На рис. 4-15 приведена оспяллограмма радиочастотного шума при нескольких различных разрядных токах, из которой можно определить, что термоэлектронная эмиссия этого катода находится в пределах от 0,20 до 0,21 Л. Одним из интересных аспектов этих измерений было удивительное открытие того, что термоэлектронная эмиссия нулевого поля зависит (по крайней ме~ре, в пределах интересующей нас температуры) от рода и давления наполняющего инертного газа, как показано на рис.
4-17. Эти данные получены для одного и того же катода при изменении рода наполнягощего газа и его давления я могут быть воспроизведены в течение многих циклов. «Теоретические» кривые, проведенные через данные точки, основаны на предположении, что эмиссия оксид99 ного катода изменяется, как квадратный корень из кбличества свободного бария (Л, 4-9], а количество свободного бария в свою очередь определяется равновесием между постоянной скоростью образования и скоростью потерь, ~ранее определяемой за счет испарения и диффу- зии с катода в инертном газе-наполнителе.
Чем тяжелее газ или выше давление, тем медлен~се происходит диффузия и выше давление паров бария (и, следовательно, количество свободного бария на катоде при данной ско-' рости его образования); преимущества более высокого давления газа и более тяжелого инертного газа для улучшения эмиссии катода очевидны. Рис. 4-!6. Оспиллограмма радиочастотного шума, обнаруженного спарузки разридпай трубки длп трех различных разрндных токов. йб ее ба ч ю з .о 1 ю о Яб дю ' 'с ~~ еь ялгпя яп го дуадяея!тг, /7а 100 Рис. 4-!Т. Зависимость относительной термозмиссии нулевого паля катода от давлении наполннюшего газа длп трех различных газов. — — зкспернментальпые; — — — — — аычпслены прн ус снп пропарпнональпа корню квадратному нз давление парол берне на католазнп, что змнсде, которое в свою очередь зазнснт от казеенпнента днееузни паров барин е нзполнлющем газе.
д) Вычисления, основанные на измерениях Кигодная оболочка. д(аниме рис. 4-13 показыва1от, что отношение ионного тока к электронному в люмнпесцснт~ых лампах мспее 20% при обычном для ламп катодпом падении. При такой напряженности электрического поля скорость электронов примерно в 1000 раз больше скорости ионов. Поэтому в катодной оболочке, где ток состоит из потока электронов, выходящего за пределы оболочки, и потока ионов, движущегося впурь оболочки, плотность ионов должна быть соответственно в 50 — 200 раз больше плотности электронов. Ионы движутся в 1000 раз медленпес, по переносят от 5 до 207а тока. Фактически можем рассматривать катодную оболочку как диод Чайлда — Ленгмюра (СЫЫ вЂ” 1.'апя!пп(г), не. сущий ионно-пространственный заряд положительных ионов от внешней границы оболочки к катоду.
С очень небольшой ошибкой можем пренебречь пространственным зарядом электронов. Прн данной плотности ионного тока и катодного падения толщина оболочки может быть описана выражением я== '/', (е,!у+)'" (2е/пт )ьм ()з!', (4. 4) где Ц; — катодпос падеплс папршксния, В; тп! — масса иона, кг, уь — плотность ионного тока, А(мз, за — диэлектрическая постоянная свободного прост1рапсгва. Г!оле на катоде, В1м, описывается выражением Е„=-2 (т — '-+-,— ~п ин'.
(4.5) В табл. 4-1 даны толщина оболочки н напряженность электрического поля на поверхности катода для раз.пичной плотности ртутного ионного тока. Отсюда вытекает два вывода. Во-первых, оболочка тонкая. Средняя длина свободного пробега ионов ртути в аргоне приблизительно равна 0,06/р, мм, где р — дав- 101 2аблипа 4-! Зависимость толщины оболочка от плотности тока при катодном падении напряжения 1О В Наирямсннссть а исичиичссиаго яочя на гюясииности «атола, В1см Плотность асиного тока, мА1слл' Толюяна обллочия, мм 900 2 9 10л 9.10' 2,9 !О' 9 1О' О,!1 0,030 0,011 0,0030 0,0011 1 1О 100 1000 10 000 ление аргона, 130 Па. При давлении аргона 330 Па (2,5 мм рт. ст.) средняя длина свободного пробега ионов приблизительно равна 0,025 мм, а для всех плотностей ионного тока больше 100 мА/сми (в соответствии с плотностью общего тока в пределах от 0,5 — 1,0 А/см') толщина оболочки значительно меньше длины свободного пробега ионов.
В общем, плотность полного тока на катоде изменяется в пределах ! — 50 А/сма, поэтому для любых практических целей можно с уверенностью сказать, что ионы не имеют столкновений в оболочке, а достигают катода с полной энергией катодного падения. Некоторые авторы считали, что инертный газ с низким давлением и более легкий инертный газ уменьшают срок службы лампы, так как эти оба фактора в меньшей степени препятствуют приходу ионов на катод и поэтому дают больше возможностей для распыления эмиссионного материала. Автор данной книги полагает, что положение неверно и предполагает другое в $ 4-2е.
Во-вторых, главное в том, что ускоряющие поля низки даже при относительно высоких плотностях ионного тока. Даже при большом допуске на усиление эмиссии за счет неровностей на поверхности ускоряющие поля много ниже 1О' — 10' В/см, т. е. напряженности, необходимой для электронной эмиссии за счет поля.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
