Уэймаус д., Газоразрядные источники света (988969), страница 19
Текст из файла (страница 19)
И вновь по этому вопросу в литературе о люмнпесцентных лампах много ошибок. Во многих низковольтных дугах (включая дугу с чисто ртутным катодом), где имеют место очень высокие плотности общего тока 10000 Л/сма и более, плотности ионного тока тоже очень высоки, поля на катоде очень большие; эмиссия за счет поля есть основной механизм электронной эмиссии, В люминесцентной лампе плотность тока у самокалящнхся катодов !02 почти никогда не превышают 50 Л/см'. В цепях быстрого пуска, где катод частично нагревается извне, температура на поверхности катода более равномерна и плотности тока бывают, как правило, от 1 — 2 А/сми.
Эмиссией за счет поля на таких катодах пренебрегают. Вторичная электронная элиссам. Типичный катод площадью ! см', работа!ощнй нри такой температуре, при которой его термоэлектроппая эмиссия при нулевом поле равна 100 мА, может легко поддержать дуговой разряд с током в 500 мА при наличии катодного падения, которое будет обеспечивать 25 мА ионного тока. Откуда же другие 375 мА? Одной из возможностей является вторичная электронная эмиссия, возника!ощая благодаря ионной бомбардировке. Точное значение коэффициента вторичной электронной эмиссии из-за наличия ионов ртути на оксндном катоде неизвестно, но оно должно быть меньше 1 (данные о напряжении зажигания позволяют предполагать, что он меньше О,1). Общая вторичная электронная эмиссия за счет ионной бомбардировки не может быть больше 25 мА.
На катод также падает поток УФ излучения из отрицательного свечения, который может вызвать фотоэлектронную эмиссию. Очевидно, он может быть меньше 0,1 Вт/сма, что в свою очередь при одинаковом значении коэффициента фотоэлектронной эмиссии дало бы только 20 мА эмиссии. Из отрицательного свечения на катод также попадают метастабильпые атомы, которые образуются примерно с той же скоростью что и атомы, возбуждаемые УФ излучением. Их вклад ао вторичную электронную эмиссию примерно тот же самый.
Таким образом, общая возможная электронная эмиссия с самыми болыпими допусками на коэффициенты эмиссии не может превышать 75 мЛ, более реалистичное значение 7,5 мЛ; поэтому должны набрать за счет эмиссии, по крайней мере, дополнительно 300 мА электронного тока, а более вероятно 375 мА. Источником этого добавочного тока является аномальный эффект Шоттки, который особенно сильно проявляется у оксидных катодов 1Л. 4-3, 4-101. Чтобы понять этот процесс, необходимо значительно углубиться в физику термоэмиссии, /Аля того чтобы вырваться из твердой поверхности, электрон должен обладать кинетической энергией намного выше уровня (называемого уровнем Ферми).
Эта энергия называется «работой выхода» Ф. Работа выхода 103 оксидного катода зависит от концентрации избыточного бария и может меняться в пределах 2 В для разных кристаллов. Если исходить из точки зрения наличия отрицательно заряженных электронов внутри твердого тела, то имеется потенциальный барьер Ф, блокирующий выход электрона с поверхности; этот барьер зависит от того, в каком месте электрон пытается вырваться с поверхности.
Однако закон сохранения энергии говорит о том, что удаление электрона в бесконечность из данной точки в твердом теле потребует того же самого общего количества энергии, независимо от пройденной траектории; различие энергий у электрона в твердом теле и у электрона, удаленного в бесконечность, обозначается еФ. Тогда каково же соотношение между средней работой выхода Ф и различными работами выхода Фь Фг для различных кристаллов на поверхности? Первым взялся за зту проблему Беккер (Вескег) [Л.
4-101 и позднее Ноттингем ((х)о(1)пй!тагп) (Л. 4-101, которые считали градиенты потенциалов пространства вне бесконечной поверхности состоящими из ряда плоскостей с потенциалами — Фь и — Фх. Решение этой проблемы включает решение уравнения Лапласа в полубесконечном полупространстве п~ри соответствуюгцих пограничных условиях для потенциала на поверхности. Беккер использовал двумерную систему отрезков, расположенных в шахматном порядке, а Ноттингем — ряд полос. Их основные результаты одинаковые. Если площади высокой и низкой работы выхода одинаковы, то потенциал в бесконечности равен Ф(( — г!з,) + +( — -Фг)1/2, т.
е. направление силы, действующей на электрон в просз)ранстве вне катода, имеющего пятна с переменной работой выхода Ф1 и Фь будет аналогично тому, как показано на рис. 4-18,а для системы переменных полос потенциала и Фь и — Фг. Потенциальная энергия электрона относительно уровня Ферми в твердом теле для двух секций ЛВ и СВ рис. 4-18,а показана на рис. 4-18,6. Поэтому, хотя электрон в одном кристалле с самой низкой !работой выхода (1Н может обладать достаточной кинетической энергией, чтобы вырваться с поверхности, но если он обладает недостаточной энергией, чтобы прсодолеть внешний барьер — Ф, то он не мог бы достичь бесконечности, т.
е. был бы отброшен назад на поверхность «отрсзочными полями», Я С ю Ф> Фг Ф г "Ф г Ф г еФ С-Е еф, Уаодснь еФ„ еФ, У огонь срна г) сФцсФ г) Х- сФ=сФ / вФ У вдень р 9>срма Яотснсгииньнан Мерсин ааснтроноа Яоесрхность на>нос>а Рисса>от>ив тн поссрхности натара !05 Рис. 4-!8.
Нэпрзилеиие сил, действующих иа злектрои в системе, состоящей из бесконечного ряда бесхоиечио длинных отрезков (полосок) при потенциалах — Ф, и — Фз (а); потенциальная эиергия эдектроиа иеред катодом, состоящая частично из работы выхода Ф~ и Фз, это то же самое, что и потенциальная энергия электронов в системе (а) ио линиям АВ и СВ (б); потеицизльиая энергия злохтроиз перед катодом с ускоряющим полем среднего зиачеиия (Е=(Фг-Ф~(а(,где с( — длина отрезка) (в); и потенциальная эиергия электрона перед катодом я сильно ускоряющем поле ЕЪ)Фз — Ф~)с( (г).
Однако, когда ускоряющие поля прикладываются к поверхности, картина меняется. На диаграмме (рис. 4-18,6) показано, что ускоряющее электрическое поле приводит к непрерывному уменьшению потенциальной энергии в направлении ускорения. 1>езультаты действия такого ускоряющего поля показаны на рнс. 4-18,п. Следует обратить внимание иа то, что электроны при низкой работе выхода кристаллов должны только преодолеть потенциальный барьер еФ'!<с!1>, Часть электронов в твердом теле с кинетической энергией, достаточной для преодоления барьера — Ф, представлена выражением ехр( — еФ)йТ), так что относительно малые изменения в значении Ф вызывают большие различия в эмиссионном токе. На рнс.
4-!8,г показано, что для еще более высоких ускоряющих полей потенциальный барьер приближается к — Фг, поэтому при нулевом электрическом поле термоэмиссия может описываться выражением ехр ( — гФ) йТ) = ехр г! — е (Ф, + йФ)2 У~!ОТ~, где Лц> — разность Ф,— Фь Когди ускоря>о!цне поля намного спльпсс отрезочных полей (несколько тысяч вольт ца сантиметр), тогда термоэмиссия равна схр( — сг1>!1йТ), что больше, чем ехр(еЛФ>(2йТ).
При !разнице в работе выхода в 1 В между участками с высокой и низкой работой выхода увеличение термоэмиссии нулевого поля за счет ускоряющих полей 10000 В/см будет около е'=100. На рис. 4-19 приведены данные о зависимости «фактора усиления» (общая электронная эмиссия, деленная на электронную эмиссию нулевого поля) от ионного тока для типичного катода. Ссылка на (4-5) напомнит, что электрическое поле иа катоде увеличивается с увеличением ионного тока. Причина подъема кривых фактора усиления при росте ионного тока заключается в том, что различная температура катода необходима для достижения данного ионного тока при каждом значении полного тока, а температура катода также включена в комплекс величин, определяющих фактор усиления — выражение ехр(еХФ!2>ОТн). Оказывается, возможно отыскать единственное значение сзФ для приведения к стандартной температуре катода в 1160 К, которая сливает все эти четыре кривые в одну кривую, показанную в зави- 100 Злсптричеспае пале пи падерхпасти патада, П1см ,зппп аппп спмости от тока 1+ на рпс.
4-20. Если пренебречь изменением катодного падения (что повлияет па электрическое поле только как и 2П «и (> . это эквивалентно пы Иаппый тан, л>Д получению зависимости фактора усиления как корня квадратного из электрического поля на поверхности катода. Значение ЛФ, 2П «и лапеыи тсп, ыа которое наблюдалось при исследовании большого количества катодов, обычно приблизительно 1 В, что является приемлемым !Л.
4-!1]. 107 Рнс. 4-19. Обедая электронная эмиссия, деленная на термоэлектронную эмиссию при пулевом поле в зависимости от разрядного тока. Условия разряда: давление !30 Па (1 мм рт. ст,); наполнение 90% нсона и 10% аргона в смеси с насыщенными нарами ртути прн температуре 20'С. Π— ооотоянныв тон ЗОО мЛ; Π— ЗОО мА; А — 400 мЛ; БОО мА. ф. о, эм >и я 6 о Ь Рис, 4-20, Фактор усиления, приведенный к по. стоянной температуре катода. Необходиыая равнина в работе выхода Фг — Ф~ = !2 В, при кото.
рои конно четыре кри. вые рис. 4-!9 прсдстанить в виде одиои кривой. Π— оостоянныз онзоянныа тон ЗОО мА: Π— ЗОО мА; А — ЮО мл Хà — ЗОО мл.' Интересный результат был получен при изучении катодов: хотя имели место отклонения на порядок в эмиссии нулевого поля, общая электронная эмиссия при ионном токе в 50 мА(см' изменялась только в 2 раза. Конечно, эмиссия при высоких ускоряющих полях зависит преимущественно от участков катода с самой низкой ~работой выхода, и эти результаты предполагают, что у всех этих катодов почти та же самая наименьшая работа выхода.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
