ВОЗОБНОВЛЯЕМЫЕ ИСТОЧНИКИ ЭНЕРГИИ

Условия нейтрализации пространственного зарядэ

Цезиевые пары вводятся в диод с целью нейтрализации о

цательного пространственного заряда, возникающего в результате дни же электронов от эмиттера к коллектору. В предыдущем пункте мы показали, наличие газа, состоящего из атомов цезия, приведет к появлению в устрой ионного тока. Рассмотрим вопрос о значении ионного тока, которое позве компенсировать пространственный заряд электронов.

Средняя тепловая скорость ионов и электронов дается следующими вы жениями:

Плотности ионного и электронного токов (в предположении Т = Те= Т, ответственно равны:

(70)

Для нейтрализации пространственного заряда концентрация электронов долж - быть равна концентрации ионов, т. е. пс = пг Тогда

Следовательно, при

Jt>— (72)

'492 v '

іазме будет избыток ионов. Если приведенное неравенство не выполняется, via оказывается «обогащенной» электронами и отрицательный простран - нный заряд не нейтрализуется.

> лобно ввести параметр компенсации

Р = ^ • (73)

^ Є

При р < 1 отрицательный пространственный заряд компенсирован не полно - (недокомпенсированный режим, или режим с избытком электронов), при отрицательный пространственный заряд полностью нейтрализован (пере- пенсированный режим, или режим с избытком ионов).

6.7.3. Вольт-амперные ^./-характеристики

Выше было показано, что отрицательный пространственный . обусловленный электронным током Je, может быть нейтрализован ион - током значение которого примерно в 500 раз меньше. Такое положение

но тем, что ионы цезия в 500 раз «медленнее» электронов. Малый ион-

ток, необходимый для нейтрализации отрицательного пространственного. незначительно влияет на выходной ток устройства. Фактически можно бречь влиянием Ji на выходной ток при условии р < 10, что эквивалентно цю Jj < Je/50. Однако очень часто ионный ток значительно превыша - чение, требуемое для компенсации отрицательного пространственного

а. и его следует принимать во внимание при расчете ^/-характеристик В большинстве случаев обратная эмиссия с коллектора пренебрежимо из-за его низкой температуры. Но это не всегда справедливо. Бывают ■f, когда обратный ток эмиссии ^еС необходимо учитывать. То же самое сказать и про те редкие случаи, когда ионный ток эмиссии с коллекто-

pa JiC имеет заметное значение. В общем случае ток нагрузки JL должен 6 выражен как

J L = Ке ~ JeC ~ JiE + Л'С '

Каждый из токов, фигурирующих в (74). может быть записан в виде:

При этом сделаны предположения:

1) межэлектродный пространственный заряд либо равен нулю, либо п жителен, т. е. р > 1;

2) если межэлектродный пространственный заряд положителен, то он достаточно велик, чтобы серьезно ограничить ионные токи. Это доп> ние часто нарушается, и ионные токи при V> AVмогут быть значите меньше, чем вычисленные по приведенным выше формулам.

Для того чтобы проиллюстрировать некоторые режимные условия, рас с рим диод с вольфрамовыми электродами. Пусть температуры эмиттера и ко тора равны соответственно 1800 и 700 К. Изменение температуры резерв с цезием дает возможность получить выбранные значения р. Зависимо; вычисленные для значений р, равных 1, 10 и 100, представлены на рис. 6.20 и 6.21.

Кривая на рис. 6.19 соответствует случаю, когда температура резерву а цезием равна 580 К, что обеспечивает практически точную компенсацию странственного заряда. В этом случае ^/-характеристика представляет с характеристику идеального вакуумного диода (диода без пространственного рада). Ни ионные токи, ни обратная эмиссия не играют роли.

При р порядка 10 ионный ток становится достаточно большим, чтобы зывать влияние на характеристики устройства. При большом напряжении

Рис. 6.20. При Р = 10 ионный ток начи­нает влиять на значение выходного тока, ко­торый при большом выходном напряжении принимает отрицательное значение

°ис. 6.21. При р = 100 ионный ток су - нно влияет на выходной ток

Рис. 6.22. При температуре эмиттера, недостаточно большой по сравнению с температурой коллектора, обратная эмис­сия становится существенной

нагрузке ионный ток доминирует и выходной ток меняет свое направлені Наконец, при (З порядка 100 вычисленное значение ионного тока становит очень большим. В действительности по результатам измерений должно бы по-видимому, получено меньшее значение ионного тока, поскольку в наш расчетах не учитывается положительный пространственный заряд, образовав которого приведет к серьезному ограничению ионного тока.

Понижая температуру эмиттера до 1200 К и одновременно поднимая тем - ратуру коллектора до 750 К, мы создаем условия, при которых обратная эмисс становится существенной (рис. 6.22). Работа выхода коллектора при этих условг равна 1,81 эВ (благодаря 100 %-ному цезиевому покрытию), поэтому естествен - что с него эмитируется большой электронный ток, в то время как работа вы* более горячего эмиттера все еще достаточно велика и составляет 2,82 эВ.

Рис. 6.23. Зависимость электронного и ионного токов от давления паров цезияТе, кто внимательно изучил три ^./-характеристики на рис. 6.19-6.21, м заметить очевидный парадокс. Кажется, что увеличение температуры резерв> с цезием (и, следовательно, повышение давления паров цезия) должно привс к увеличению значения р, поскольку большее количество пара цезия может б ионизовано, что в свою очередь будет способствовать увеличению ионного 1 Тем не менее для увеличения значения р необходимо уменьшать температур) Для понимания сложившейся ситуации обратимся к рис. 6.23.

При относительно высокой температуре эмиттера 2100 К конденсация ров цезия на нем незначительна до тех пор, пока давление паров не дості значения порядка 1 Па. Работа выхода эмиттера остается на уровне, соот

■лтощем работе выхода с поверхности чистого металла 4,52 эВ, и, следова - ;ьно, электронный ток эмиссии относительно мал и практически не меняется.

• другой стороны, в этом диапазоне низких давлений паров цезия ионный ток Пропорционален величине pCs, т. е. он растет с ростом pCs. Величина (3, будучи рр - іпорциональна J - / Je, также растет. Когда давление паров превысит 1 Па, 9, начинает уменьшаться, приводя к экспоненциальному росту JE. Но так как

падает, разность (ф£ — фіоп) уменьшается, в результате снижается скорость

• низации газа. Ионный ток уменьшается, вызывая уменьшение (3. Таким разом, зависимость (3 от pCs имеет немонотонный характер. В нашем при - ре величина (3 достигает максимума в окрестности pCs = 8 Па. Рис. 6.19-6.21

тветствуют диапазону изменения (3, когда этот параметр падает с увеличе - ч давления паров цезия.

диодов высокого давления. В приведенном выше неравенстве d — межэлек ное расстояние (м).

На рис. 6.24 затененная область, в которой (3 < 1, соответствует пали отрицательного пространственного заряда. В этой области режим работы ода является промежуточным между режимом работы вакуумного устройс и идеального устройства, в котором нет пространственного заряда. Незате ная область при (3 > 1 и pCsd < 0,0033 Н/м — это область с избытком ионов, диод низкого давления имеет идеальную характеристику. В вертикальной моугольной области справа неравенство pCsd < 0,0033 Н/м нарушается. Ши этой затененной области относится к диодам с малым межэлектродным paL я ниєм порядка 100 мкм. Здесь диод уже не является диодом низкого давле Для диодов с большим межэлектродным расстоянием затененная область и соответственно ограничения на выходные параметры более жесткие. Хотя дп функционирующие в незатененной области, могут иметь почти идеальные хара ристики, их выходная мощность оставляет желать лучшего: она сравнима с bl ной мощностью вакуумных устройств. Мы возвращаемся к ситуации, в которо! аналогии с вакуумными приборами для создания приемлемого устройства треб> обеспечить исключительно малый зазор между эмиттером и коллектором.