konspekt_vpe

11

Швидке наростання концентрації електронів обмежується ростом просторового заряду, що порушує умову синхронізму. Явище вторинного електронного резонансу відіграє істотну роль у механізмі виникнення щільного прикатодного об'ємного заряду в магнетронах і амплітронах, а також у механізмі роботи динамічних фотоелектронних примножувачів. З іншого боку, це явище може бути причиною нестабільної роботи цих приладів і може обмежувати їх вихідну потужність.

1.2.5 Вторинна електронна-іонна емісія

Вторинна емісія може відбуватися не тільки під дією електронного бомбардування кристала а і при бомбардуванні його позитивними іонами. Така емісія називається вторинною іонно-електронною.

Коефіцієнт іонно-електронної емісії представляє відношення вторинного електронного струму Ie2 до іонного струму (Ii), залежить від матеріалу кристала, роду бомбардуючих іонів і їх кінетичної енергії. При енергіях порядку десятків і сотень електрон-вольт значення лежать в межах 10–3 10–1. Із збільшенням енергії іонів цей коефіцієнт зростає і при енергіях в декілька тисяч електрон-вольт може становити більше одиниці.

Експерименти показують, що існують два різні процеси вибивання вторинних електронів іонами. Вибивання електронів іонами за рахунок кінетичної енергії останніх називається кінетичним вириванням. Виривання електронів іонами за рахунок енергії, що вивільняється при рекомбінації на поверхні кристала або поблизу неї, називають потенційним вириванням.

Кінетичне виривання. При зіткненні іона з атомом кристала відбувається «струс» їх електронних оболонок, в результаті якого може звільнитися електрон з достатньою для подолання потенційного бар'єру енергією, або це є результатом іонізації поверхневого шару атомів кристала під ударами іонів.

При потенційному вириванні позитивний іон наближається до поверхні кристала, при цьому потенційний бар'єр між ними зменшується та звужується, що робить можливим перехід одного з найбільш швидких валентних електронів кристала до іона.

Вторинна іонно-електронна емісія спостерігається в умовах електричного розряду в газах.

1.2.6Фотоелектронна емісія

Фотоелектронна емісія (зовнішній фотоефект) – емісія електронів твердими тілами і рідинами під дією електромагнітного випромінювання (фотонів) у вакуум або інші середовища. Практичне значення в більшості випадків має фотоелектронна емісія із твердих тіл (металів, напівпровідників, діелектриків) у вакуум.

Основні закономірності фотоелектронної емісії сформовані Г. Герцем, О. Г. Столетовим та А. Єйнштейном

іполягають у наступному:

кількість електронів, що емітуються, пропорційна інтенсивності випромінювання;

для кожної речовини, при певному стані її поверхні і температурі T 0K, існує поріг – червона межа

фотоефекту (мінімальна частота 0 або максимальна довжина хвилі 0 випромінювання, за якими

фотоелектронна емісія припиняється);максимальна кінетична енергія фотоелектронів лінійно зростає із частотою випромінювання та не залежить від

його інтенсивності.

Фотоелектронна емісія або фотоефект – квантове явище, його відкриття і дослідження зіграли важливу роль в експериментальному обґрунтуванні квантової теорії: тільки на її основі виявилося можливим пояснення закономірностей фотоефекту. Вільний електрон не може поглинути фотон, тому що при цьому не можуть бути одночасно дотримані закони збереження енергії та імпульсу. Фотоефект із атома, молекули або конденсованого середовища можливий через зв'язок електрона з оточенням. Цей зв'язок характеризується в атомі енергією іонізації, у конденсованому середовищі – роботою виходу. Закон збереження енергії при фотоефекті виражається співвідношенням А. Эйнштейна:

W Wi ,

де W – кінетична енергія фотоелектрона, Wi – енергія іонізації атома або робота виходу електрона з тіла, –

постійна Планка, – частота випромінювання. При Wi фотоефект неможливий. Фотоелектронна емісія – результат трьох послідовних процесів:

-поглинання фотона і появи електрона з високої (у порівнянні із середньої) енергією;

-руху цього електрона до поверхні, при якому частина енергії може розсіятися;

12

-виходу електрона в інше середовище через поверхню розділу.

Кількісною характеристикою фотоелектронної емісії є квантовий вихід Y , який визначається кількістю фотоелектронів, що приходяться на 1 фотон падаючого на поверхню емітера випромінювання. Величина Y залежить від властивостей тіла, стану його поверхні та енергії фотонів.

Фотоелектронна емісія з металів виникає, якщо енергія фотона перевищує роботу виходу металу e . Остання для чистих поверхонь металів більше 2 еВ (а для більшості з них більше 3 еВ), тому фотоелектронна емісія з металів (якщо робота виходу не знижена спеціальним покриттям поверхні) може спостерігатися у видимій і ультрафіолетовій (для лужних металів і барію) або тільки в ультрафіолетовій (для всіх інших металів) областях спектра.

Поблизу порога фотоелектронної емісії для більшості металів Y ~ 10 4 електрон/фотон. Мала величина Y обумовлена тим, що поверхні металів сильно відзеркалюють видиме і ближнє ультрафіолетове випромінювання (коефіцієнт відбиття R 90 % ), так що в метал проникає лише мала частка падаючого на нього випромінювання. Крім того, фотоелектрони при русі до поверхні сильно взаємодіють із електронами провідності, яких у металі

багато ( 1022 см-3), і швидко розсіюють енергію, отриману від випромінювання. Енергію, достатню для здійснення роботи виходу, зберігають тільки ті фотоелектрони, які утворилися поблизу поверхні на глибині, що не перевищує кілька нанометрів. Менш ―енергійні‖ фотоелектрони можуть пройти без втрат енергії в десятки разів більший шлях у металі, але їхня енергія недостатня для подолання поверхневого потенційного бар'єра і виходу у вакуум.

Зі збільшенням енергії фотонів квантовий вихід Y металів зростає. При 12 еВ Y чистих металевих плівок (отриманих випаром металу у високому вакуумі) становить для Al — 0,04, для Bi — 0,015 електрон/фотон. При 15 еВ Y збільшується і для деяких металів (Pt, W, Sn, Ta, In, Be, Bi) досягає 0,1–0,2 електрон/фотон. Випадкові забруднення можуть сильно знизити , внаслідок чого поріг фотоелектронної емісії

зрушується убік більше довгих хвиль, і Y в цій області може сильно зростати. Різкого збільшення Y і зміна порога фотоелектронної емісії металів у видиму область спектра досягають, покриваючи чисту поверхню металу моноатомним шаром електропозитивних атомів або молекул (Cs, Rb, Cs2O), що утворять на поверхні дипольний електричний шар. Наприклад, шар Cs знижує (і, відповідно, зміщує поріг фотоелектронної емісії: для W – з 5,05 до

1,7 еВ; для Ag – з 4,62 до 1,65 еВ; для Cu – з 4,52 до 1,55 еВ; для Ni – з 4,74 до 1,42 еВ.

Фотоефект може спостерігатися в газах на окремих атомах і молекулах (фотоіонізація). Первинним актом тут є поглинання фотона атомом і іонізація з випущенням електрона. З високим ступенем точності можна вважати, що вся енергія фотона за винятком енергії іонізації передається електрону. У конденсованих середовищах механізм поглинання фотонів залежить від їхньої внутрішньої енергії.

При енергіях фотонів , що багато разів перевищують енергію міжатомних зв'язків у конденсованому середовищі (гамма-випромінювання), фотоелектрони можуть вириватися з ―глибоких‖ оболонок атома. Вплив середовища на первинний акт фотоефекту в цьому випадку малий в порівнянні з енергією зв'язку електрона в атомі

і фотоефект відбувається так само, як на ізольованих атомах. Ефективний перетин фотоефекту f спочатку росте з , а потім, коли стає більше енергії зв'язку електронів найглибших оболонок атома, зменшується. Така залежність f від якісно пояснюється тим, що чим більше в порівнянні з Wi , тим менш суттєвий зв'язок електрона з атомом, а для вільного електрона фотоефект неможливий. Внаслідок того, що електрони К-оболонки сильно зв'язані в атомі і цей зв'язок зростає з атомним номером Z , f має найбільше значення для К-електронів і

швидко збільшується при переході до важких елементів ( ~ Z 5 ). При порядку атомних енергій зв'язку фотоефект є переважним механізмом поглинання гамма випромінювання атомами, при більш високих енергіях фотонів його роль стає менш істотної в порівнянні з іншими механізмами: ефектом Комптона, народженням електронно-позитронних пар.

Ядерним фотоефектом називається поглинання кванта атомним ядром, що супроводжується його перебудовою. Фотоефект широко використовується в дослідженнях будови речовини - атомів, атомних ядер, твердих тіл, а також у чисельних фотоелектронних приладах.

13

1.3Збудження і іонізація атомів газу

Імовірність зіткнень електронів з атомами і молекулами газу залежить від тиску газу. Для оцінки цієї імовірності можна скористатися величиною середньої довжини вільного пробігу електрона, під якою розуміється середня відстань, яку проходить електрон від одного зіткнення до іншого.

Середня довжина вільного пробігу електрона, відповідно до висновків кінетичної теорії газів, у 42 раз більше середнього вільного пробігу молекул газу, у якому рухається електрон, і так само, як для газових молекул,

електрона при тисках P1 і P2 . Якщо середній вільний пробіг електронів дорівнює і відстань від катода до анода дорівнює ra , то відношення числа електронів, що проходять ця відстань без зіткнення з газовими частками, до всього числа електронів, що рухаються, визначається формулою

Результат зіткнення електрона з атомом або молекулою газу може бути різним залежно від швидкості електрона. При дуже малих швидкостях мають місце переважно пружні зіткнення, при яких електрон, зіштовхуючись із атомом передає йому дуже малу частину своєї енергії. Змінюється тільки швидкості та їх напрямки руху, але усередині самого атома ніяких змін не робить.

При збільшенні швидкості руху вільний електрон при взаємодії з атомом передає йому більшу кількість енергії, внаслідок чого усередині атома відбуваються зміни його внутрішньої енергії. Такі зіткнення називають непружніми зіткненнями першого роду. Результатом непружнього зіткнення може бути збудження атома або його іонізація. Атом виявляється збудженим, коли один з електронів атома, одержуючи енергію із зовні, переходить від

свого нормального рівня енергії Wn до одного з можливих високоенергетичних рівнів енергії Wm . У збудженому стані атом може існувати дуже малий час (порядку 10-10– 10-3с) і швидко повертається до свого нормального енергетичного стану, випускаючи квант енергії W , тобто випромінюючи світло певної частоти .

Для збудження атома електрон, що зіштовхується з ним, повинен передати йому енергію, рівну різниці

При ще більшій швидкості електрон, зіштовхуючись із атомом, може відокремити від нього один електрон, внаслідок чого атом перетворюється в позитивний іон. Явище це називається ударною іонізацією.

Найменша енергія Wi , який повинен володіти електрон, щоб іонізувати атом, подібно енергії збудження,

різна для різних газів і виміряється величиною потенціалу U i іонізації.

Якщо електрон зіштовхується із уже збудженим атомом, то для іонізації цього атома потрібна енергія менша, чим для іонізації атома в нормальному стані; за рахунок такої ступінчастої (поступової) іонізації також може виникати іонізація в газі у випадку, коли прискорювальна різниця потенціалів менше потенціалу іонізації. Можливість ступінчастої (поступової) іонізації полегшується тим, що внаслідок зіткнень атомів з електронами в газі є довготривалі метастабільні рівні. Відповідно до теорії збурень, у атома можуть бути рівні енергії, з яких прямий перехід до нормального стану неможливий (метастабільне, або напівстійкий стан). Якщо внаслідок зіткнення атом перейшов у такий рівень енергії, то в ньому він може існувати відносно довгий час (тисячні і соті частки секунди), внаслідок цього виникає велика імовірність його подальшого збудження з метастабільного стану або іонізації. Такий вид взаємодії електрона з атомом отримала назву непружніх зіткнень другого роду. Наявність метастабільних рівнів в атомах збільшує імовірність ступінчастої (поступової) іонізації.

При деякій прикладеній різниці потенціалів між електродами іонного приладу виникає газовий розряд. Цей розряд може відбуватися як при розігрітому, так і при холодному катоді.

1.4Джерела носіїв заряду

16

Величина ефективності катода залежить від його робочої температури. Для вольфрамових катодів величина H змінюється від 2 до 10 мA/Bт. Термін служби вольфрамового катода при номінальних робочих температурах складає 2-3 тисячи годин. Основною перевагою вольфрамового катоду є сталість його емісійних властивостей. До позитивних якостей вольфрамового катода варто також віднести властивість парів вольфраму вступати в хімічні сполуки із залишковими газами і тим самим покращує знегажування лампи. Вольфрамові катоди застосовуються в потужних лампах, що працюють при високій анодній напрузі, коли робота катодів інших типів робиться нестійкою. Сталість емісійних характеристик визначило використання суцільно металевих катодів у високоточній вимірювальній апаратурі.

Танталові катоди

Тантал має температуру плавлення близько 3120K; робота виходу в танталу дорівнює 4.07 еВ, що трохи менше, ніж у вольфраму. Завдяки меншій роботі виходу тантал при температурах 2300-2500K дає емісію в 10 разів більшу, ніж вольфрам при однакових температурах. Застосовуються танталові катоди в потужних високовольтних лампах.

Недоліком чистих танталових і вольфрамових катодів є те, що при сильних нагрівах матеріал катода кристалізується, що робить катоди досить крихкими і ламкими. Шляхом додавання до танталу і вольфраму невеликих кількостей інших речовин, наприклад, молібдену, вдається рекристалізацію трохи зменшити. Однак введення домішок негативно позначається на величині роботи виходу і ефективності катода.

Торійовані катоди

Ці катоди являють собою вольфрамовий дріт, поверхня якого покрита одноатомним шаром торію. Торійовані катоди працюють при більш низьких температурах і є більш економічними, ніж катоди із чистого вольфраму. Робоча температура торійованого катода знаходиться в інтервалі 1800-1900 K. При цих температурах ефективність катода складає від 35 до 50 мA/Bт. Термін служби торійованого катода визначається, як правило, не його перегорянням, а станом активного шару на поверхні катода. При нормальних умовах роботи катода випаровування торію з поверхні безупинно поповнюється атомами, що дифундують із глибини катода до поверхні катода між кристалами вольфраму. При тривалій роботі катода під дією високої робочої температури кристалічна структура вольфраму змінюється – кристали робляться більших розмірів, що зменшує кількість шляхів для атомів торію, і дифузія торію на поверхню катода зменшується. Внаслідок цього, а також внаслідок поступового збідніння катода торієм, розміри активного шару починають зменшуватися, що викликає спочатку зменшення емісії, а потім і її повну втрату.

На цілісність активного шару катода сильно впливають залишкові гази. Цей вплив позначається в хімічній взаємодії залишкового газу з активним шаром катода, а також у руйнуванні торієвого активатора іонами при бомбардуванні. Тому для активованих катодів питання зменшення кількості залишкових газів після відкачки є дуже важливим і вирішується звичайно застосуванням газовбирачів.

До недоліків торійованого катода можна віднести нестійку емісію через вплив зазначених вище явищ, а також руйнування активного шару при застосуванні високої анодної напруги. Тому торійовані катоди застосовуються тільки в деяких типах вимірювальних (електрометричних) ламп.

Карбідовані катоди

Для підвищення стійкості емісії торійованого катода і можливості застосування його при більших анодних напругах виконують карбідування торійованого катода. Цей процес полягає в прожарюванні ще неактивованого катода в атмосфері вуглеводнів, наприклад, у парах бензолу (С6Н6) при температурі близько 1600К. При зіткненні молекули бензолу з гарячою поверхнею катода молекула розкладається на водень і вуглець. Останній, осаджуючись на поверхні катода, дифундує у вольфрам, утворюючи карбід вольфраму W2C. Карбідування припиняють, коли вміст вуглецю у вольфрамі підвищиться до 0,2-0,5%.

Після карбідування виконується активування катода. Активний шар атомів торію розташовується на карбіді вольфраму. Теплота випаровування торію з поверхні карбіду вольфраму більша, ніж з поверхні чистого

17

вольфраму. Тому карбідовані катоди можуть працювати при більш високих температурах, ніж прості торійовані, без руйнування активного шару торію. Швидкість випаровування торію з вольфраму при однакових температурах може зменшуватися до одного порядку. Робоча температура карбідованого катода становить 1950-2000 К. При такій температурі збільшується емісія катода і його ефективність, що досягає в карбідованних катодах значеннь 50-

70м/Bт.

Завдяки зазначеній властивості активний шар карбідованого катода є міцнішим, ніж у простих торійованих катодів. Інтенсивне руйнування під дією іонного бомбардування починається з 6-8 кВ анодної напруги.

Недоліком карбідованих ниток є їх крихкість, обумовлена крихкістю карбіду вольфраму і тим, що коефіцієнти розширення карбіду вольфраму та чистого вольфраму неоднакові. Внаслідок цього при нагріванні і охолодженні катода поверхня його покривається тріщинами, що зменшує механічну міцність нитки. Довговічність карбідованих катодів близько 2000 годин.

Крім торійованого вольфраму, для виготовлення карбідованих катодів застосовують іноді торійований молібден. Карбідовані катоди знаходять застосування в генераторних лампах.

Барієво-вольфрамові катоди.

У барієво-вольфрамовому катоді (Л-катода) застосована спеціальна конструкція, що забезпечує його характеристики і зображена на рис. 1.10).

Рисунок 1.10 - Конструкція барієво-вольфрамового катода.

Корпус катода зроблений у вигляді молібденового стаканчика 1. У нижній частині корпуса міститься електричний підігрівник 4, а верхня частина представляє собою ємність яка заповнена пористим вольфрамом 2, зовнішня поверхня якого є робочою поверхнею катода. Всередині вольфраму розміщена таблетка із суміші карбонатів барію та стронцію 3. При досить сильному нагріванні катоду карбонати барію і стронцію розкладаються, утворюючи окисли барію і стронцію. Окис барію вступає в реакцію з молібденом і вольфрамом. В результаті цієї реакції барій відновлюється і дифундує скрізь пористий вольфрам на поверхню, утворюючи активну плівку.

При робочих температурах в інтервалі від 1200К до 1600К барієво-вольфрамові катоди мають ефективність від 100 м/Bт до 1000 м/Bт. При цих і більших температурах проявляється основний недолік цього катода – інтенсивне розпилення барію та інших металів. Осадження їх на електродах лампи (зокрема, сіток) приводить до шкідливого збільшення термоелектронної емісії з поверхні та підвищенню імовірності пробоїв. Тому барієвовольфрамові катоди часто використовуються або в лампах, що дозволяють розборку та чистку, або в лампах (у тріодах дециметрового і сантиметрового діапазону) при більш низьких температурах (1200К-1350К). Ефективність при цьому зменшується, але розпилення барію з поверхні катода практично зникає.

Важливою перевагою барієво-вольфрамових катодів є їх здатність відновлювати активований шар при нагріванні, що обумовлено безперервним надходженням барію зсередини на поверхню катода. Стійкість катодів до інтенсивного електронного та іонного бомбардування дозволяє їх застосовувати в електровакуумних приладах з агресивними умовами роботи – високі значення питомих струмів емісії та високі потенціали на електродах магнетрони, потужні клістрони та інші.

Оксидні катоди

18

Найпоширенішим типом катода в електровакуумних приладах є напівпровідниковий оксидний катод, винайдений ще у 1904р. Схема пристрою оксидного катода показана на рис.1.11.

Рисунок 1.11 - Будова оксидного катода.

Основою катода є металевий керн, виготовлений зі спеціальних сплавів нікелю або з вольфраму. На керн наноситься оксидне покриття, що складається із суміші окислів барію і стронцію (іноді кальцію). Ці окисли нестійкі до впливу парів води та вуглекислого газу тому спочатку на керн наносять обприскуванням або електролітичним осадженням суміш вуглекислих солей барію і стронцію (кальцію). Після відкачки з лампи повітря, катод нагрівається до температури 1600 К. Вуглекислі солі барію і стронцію розкладаються на окисли металів і вуглекислий газ. Окисли металів залишаються на поверхні катода у вигляді білої плівки товщиною від 20 до 100мкм. Вона має шорсткувату поверхню у вигляді нагромаджених один на однин кристалів ВаО і SrО розмірами від 1 мкм до 5 мкм. Окисли лужноземельних металів мають іонну кристалічну решітку, у вузлах якої перебувають двовалентні іони металу (Ме++) і кисню. Ширина ―забороненої‖ смуги енергій для ВаО і SrО порядку декількох електрон-вольт, тому оксидне покриття у звичайному (неактивованому) стані є діелектриком.

Надлишкові атоми барію, що показані кружками на рис. 1.11, розподіляються по товщі покриття. Вони відіграють роль металевої домішки до оксидного шару, тобто є донорами. Тому при активуванні катода оксидний шар із діелектрика перетворюється в напівпровідник з електронною провідністю. Повна робота виходу оксидних катодів при термоелектронній емісії становить від 1 до 1,1 еВ; при цьому внутрішня робота виходу 0,7 – 0,8 еВ, а зовнішня робота виходу порядку 0,3 еВ.

Завдяки малій величині роботи виходу значна термоелектронна емісія оксидного катода досягається вже при температурах 1000 К – 1120 К (розжарення темно-червоного кольору), ефективність катода при цих температурах від 60 до 100м/Bт.

Високі емісійні властивості оксидного катода обумовлюють шорсткістю його поверхні і наявність пор в оксидному покритті. Завдяки цьому збільшується діюча емісійна поверхня катода і додається емісія електронів через пори в оксидному шарі.

Оксидні катоди з відносно гладким покриттям (наприклад, одержані електролітичним осадженням вуглекислих солей барію і стронцію із суспензії) застосовуються в лампах із гранично малими міжелектродним відстанями і у тих електровакуумних приладах в яких є висока імовірність пробою.

З причини надлишкової хімічної активності атомів барію присутність малої кількості повітря, залишкових газів або парів води всередині лампи помітно погіршують емісійні властивості оксидного катода, скорочують строк його служби. Тому необхідно підтримувати тиск залишкових газів у межах 10 – 7 мм рт.ст. Термін служби оксидного катода в різних типах електровакуумних приладів неоднаковий; сильно розрізняється довговічність катода становить 500-100000 годин.

Експериментально були виявлені винятково високі емісійні властивості оксидного катода в імпульсному режимі (при тривалості імпульсів порядку 1–10 мкс і тривалості пауз порядку мілісекунд). У цьому режимі зі звичайних оксидних катодів при досить високих анодних напругах вдалося знімати емісійні струми в кілька десятків амперів на квадратний сантиметр, а з удосконалених — навіть більше 100 A/см2. В той же час у безперервному режимі найбільша щільність катодного струму оксидних катодів не перевищує 0,5 A/см2.

Одержанню з оксидного катода більших емісійних струмів, близьких до його повної термоелектронної здатності, перешкоджають в основному дві обставини:

кількість тепла за одиницю часу при проходженні струму I k , в імпульсному режимі набагато менше, ніж у безперервному.

19

2. Іскріння катода при подачі на анод лампи високих напруг і знятті з катода великого значення щільності струму в імпульсному режимі. При цьому спостерігаються електричні розряди в лампі із відокремленням від

катода розпечених часток оксиду. Це явище обмежує величину припустимого катодного струму Ik ìàõ і анодної напруги Ua ìàõ . Іскрінню сприяють: шорсткість поверхні оксидного катода, наявність запірного шару, підвищений

опір напівпровідникового, недостатньо міцне зчеплення оксидного покриття з керном; бомбардування катода іонами. Схильність до іскріння і недостатньо високий термін служби в імпульсному режимі роботи є головними недоліками оксидного катода, що обмежують його застосування в сучасних імпульсних електровакуумних приладах.

З метою боротьби з іскрінням і збільшення терміну служби розроблені різновиди оксидного катода, що є по суті не напівпровідниковими, а складними катодами. Прикладом таких катодів служить так званий губчатий, або сітчастий катод (рис. 1.12а). Поверхнею емісії в ньому служать відкриті торці трубок. У такому катоді є великий запас активної речовини й, крім того, його провідність більше.

На нікелевий керн наноситься металева сітка або губка, отримана спіканням дрібнозернистого нікелевого порошку. В отвори губки вводиться (утирається) оксидне покриття. Поверхня катода стає більше гладкою, частки оксиду міцніше зчіплюються з губкою, теплопровідність і електропровідність покриття (метал + напівпровідник) набагато більше, ніж в оксидного катода. Застосування найчистішого нікелю як матеріал для керна і губки перешкоджає утворенню запірного шару. На зовнішній поверхні складного катода перемежовуються ділянки зі структурою, аналогічній структурі плівкових (виступи металевої сітки) і товстошарових напівпровідникових катодів (зерна оксиду). Емісійна здатність губчатих і інших складних катодів трохи нижче, ніж в оксидних.

Рисунок 1.12 - Пристрій трубчастого (а) і пластинчастого (б) катодів

Для підвищення стійкості оксидного катода проти іонного бомбардування застосовуються ламельні, або пластинчасті, катоди, пристрій яких показано на рис. 1.12 б. Оксидним шаром покриваються тільки бічні стінки ламелей, на які попередньо зміцнює нікелева сітка. Зовнішнє поле, проникаючи між ламелями, сприяє руху електронів, що виходять з катода. Іони, потрапляючи в простір між ламелями, не руйнують оксидне покриття, тому що градієнт поля в напрямку бічних поверхонь невеликий.

Оксидні торієво-оксидні катоди

У цих катодах оксидне покриття з окису торію розміщується на вольфрамовому, молібденовому або танталовому керні. Для одержання гарного зчеплення покриття з керном до окису торію додають невелика кількість нітрату торію, що, розкладаючись при прожарюванні катода, утворить більш міцний шар окису торію. У порівнянні з оксидними катодами із лужноземельних металів оксидні торієво-оксидні катоди мають наступні особливості.

По-перше, після прожарювання у вакуумі для видалення з них газу, вони вже дають майже повну емісію, що значно полегшує подальший процес активування. По-друге, у торієво-оксидних катодах відсутній запірний шар між шаром оксиду і керном, внаслідок чого ці катоди виявляються придатними для роботи в імпульсних режимах при відборі з них більших значень щільності імпульсного струму. Явище спаду емісії в торієво-оксидних катодах практично не спостерігається для імпульсів із тривалістю до 100 мкс. В силу зазначених властивостей торієвооксидні катоди особливо придатні для імпульсних електровакуумних приладів зокрема, імпульсних магнетронів.

Цікавим різновидом описаного вище катода є металокерамічний оксидний торієво-оксидний катод. Цей складний катод виготовляється за допомогою спікання суміші дрібнозернистих порошків вольфраму і окису торію

20

(близько 96% W і 4% Th2) у металокерамічні стрижні або тонкостінні трубки. Останні за допомогою молібденового порошку потім спікаються з молібденовими циліндрами (кернами) усередину яких розміщається ізольований вольфрамовий нагрівач. Такий катод має робочу температуру 1500 К–1900 К. Він активується нагріванням до Т=2100 К -2200 К на протязі декількох хвилин, а при роботі в магнетроні добре активується без додаткового нагрівання. Металокерамічний оксидний торієво-оксидний катод має порівняно малу термоелектронну емісію (0,5 A/см2 при T 1600 К), але завдяки великому коефіцієнту вторинної емісії, він дає в імпульсному магнетроні струм в 15 A/см2. При цьому катод стійкий до електронного і іонного бомбардування і до впливу залишкових газів, добре працює при високих анодних напругах, має малу схильність до іскріння. Металокерамічний торієво-оксидний катод призначений у першу чергу для імпульсних магнетронів а також для потужних генераторних ламп.

1.4.4. Автоемісійні катоди

Розширення сфер застосування інтенсивних електронних пучків стимулює розробки систем їх формування на основі автоемісійних [104-106] емітерів. Підвищений інтерес до автоемісійних катодів (АЕК) обумовлений їх унікальними властивостями: високою економічністю, безінерційністью, можливістю роботи при низьких температуpax, навіть в режимі надпровідності. АЕК у вигляді металевих вістрів і лез забезпечують високу щільність емісійного струму: в стаціонарному 103–105 А/см2 і в імпульсному до 107 –109 А/см2. Це дозволяє формувати тонкі висококонцентровані електронні пучки.

Важливою особливістю автоелектронної емісії є сильна її залежність від роботи виходу, що є однією з причин нестабільності АЕК, пов'язаної, наприклад, з адсорбцією або міграцією яких-небудь домішок, що впливають на роботу виходу.

Іншою істотною причиною нестабільності АЕК, яка помітно проявляється при поганому вакуумі і наявності рухливих адсорбованих плівок, є різка, експоненціальна залежність автоелектронної емісії від напруженості електричного поля. В той же час, така залежність дозволяє створювати електронні прилади з суто нелінійними характеристиками, що використовуються як ефективні генератори гармонік.

Іншою корисною якістю АЕК є малий енергетичний розкид емітованих електронів, який дозволяє забезпечувати високу точність фокусування електронних пучків.

Катодом служить металеве вістря з радіусом закруглення 0,1 мкм. Воно приварене на кінці вольфрамової петлі (не показаною на малюнку), призначеної для прогрівання катода і очищення його від шкідливих домішок. Біля вістря катода розташовуються аноди для створення необхідних умов автоемісії та прискорення автоелектронів.

Одним з можливих шляхів підвищення первеансу є використання багато вістрійних і лезоподібних АЭК [104], а також матричних мікракатодів [105, 1139 Найбільший прогрес в створенні і використанні микракатодів для низьковольтних електронних приладів досягнутий авторами [113]. У цій роботі розглянуті матричні АЭК з високою щільністю розміщення вістрів. Конфігурація окремого осередку мікрокатода зображена на рис. 1.13. Моліб-деновий мікракатод має радіус закруглення 0,05-0,06 мкм крок між вістрями 12,5 мкм. Для отримання автоелектронної емісії з катода на електрод подається постійна позитивна напруга 100-300 В. При цьому з одного вістря вдавалося отримати струм від 50 до 150 мкА Середня щільність струму матричного катода перевищувала 10 А/см2. При вакуумі 10-7 Па мікракатоди стійко давали емісію на протязі більше ніж 7000 год.

Рисунок 1.13 – Електронно-оптична комірка з мікракатодом (розміри в мікраметрах): 1 – молібденовий катод; 2 – керуючий електрод; 3 – діелектрична плівка з окислу кремнію; 4 – провідна підкладка.