Вакуумные электронные приборы

Электронные приборы, как вакуумные так и газонаполненные, нашли настолько широкое применение, что следует коротко остановиться на начальном периоде истории их развития.

Первые работы,- послужившие фундаментом для создания простейших электронных приборов, относятся к 1873 г., когда русский ученый А. Н. Лодыгин создал лампу накаливания, а французский ученый Гютри заметил, что раскаленный металл выделяет электрически заряженные частицы.

В 1882—1889 гг. Эльстер и Гейтель, а несколько позже Эдиссон обнаружили явление односторонней проводимости между раскаленной нитью и холодной пластинкой. Предложения о применении простейшей двухэлектродной лампы сделал Флеминг в 1904 г., а в 1905—1907 гг. Ли де Форест ввел в лампу сетку. С этих пор развитие электронных ламп происходит все более быстрыми темпами. В 1910—1914 гг. В. И. Коваленков и Н. Д. Папалекси изготовили образцы трехэлектродиых ламп в России.

Трехэлектродные лампы, отличающиеся хорошим вакуумом, начали впервые, изготовляться в лаборатории Тверской радиостанции М. А. Бонч-Бруевичем в 1915 г. Работы М. А. Бонч-Бруевича имели огромное значение для развития электронных ламп. Продолжая свои исследования в созданной по указанию В. И. Ленина Нижегородской лаборатории (1918 г.), он наладил производство радиоламп и создал теорию их работы, что позволило перейти от кустарных методов производства к инженерным, основанным на правильном понимании физических процессов в электровакуумных приборах. Теория, разработанная Бонч-Бруевичем и опубликованная в 1919.г., оказалась более полной и общей, чем теория Баркгаузена, предложенная несколько позднее. М. А. Бонч-Бруевичем вместе с сотрудниками (Б.А. Остроумовым и др.) была создана технология изготовления электронных ламп и уже в 1920 г. начались работы по созданию мощных радиоламп с водяным охлаждением анодов. К 1923 г. лампы этого типа достигли мощности 25—30 квт. В то время за границей ламп такой мощности не могли изготовить и их были вынуждены заказывать в Советском Союзе.

Закон «трех вторых»

Рассмотренные в §1 явления дают нам возможность прийти к следующему выводу. Если такая система электродов, назовём её «электронной лампой, будет включена в электрическую цепь, содержащую источник э. д. с., то через нее будет проходить электрический ток за счет перемещения электронов. Такой механизм переноса заряда приводит к тому, что ток может проходить только в одну сторону — от анода к катоду (принятое направление тока соответствует перемещению положительного заряда).

Рассмотрим закономерности прохождения потоков заряженных частиц (электронов) между электродами простейшей двухэлектродной вакуумной системы «катод – анод» (иначе - «эмиттер — коллектор»», называемой в дальнейшем - «диодом».

Состояния заряженных частиц в какой-либо системе определяются их взаимодействиями. При движении заряженных частиц в вакууме такими взаимодействиями являются, во-первых, кулоновские взаимодействия их друг с другом и, во-вторых, взаимодействия их с внешними электрическими или магнитными полями. Поскольку специфические квантово-механические взаимодействия, например, учитываемые принципом Паули, практически никакой роли не играют из-за малых концентраций частиц в межэлектродном пространстве диода, то этот вид взаимодействия из рассмотрения исключаем. Волновые свойства частиц здесь также можно не учитывать, так как изменения потенциалов в полях, имеющих место в межэлектродных промежутках на отрезках протяженностью в длину де-бройлевской волны, очень малы.

Рассмотрение закономерностей движения заряженных частиц мы проведем на примере термоэлектронов. Однако все полученные выводы будут применимы и к анализу движения ионов с тепловыми начальными скоростями. В последнем случае вследствие значительно большей массы ионов по сравнению с массой электронов при тех же полях в межэлектродном пространстве скорость движения ионов будет значительно меньше, а поэтому объемная плотность заряда при равных плотностях электронного и ионного тока значительно больше в случае ионов, чем в случае электронов.

Начнем с рассмотрения качественной картины движения электронов. Предположим вначале для простоты, что система состоит из электрически соединенных и плоских: эмиттера (катода) и коллектора (анода). Направим ось х перпендикулярно к плоскостям катода и анода, а оси у и z параллельно им и поместим начало координат в плоскости катода. Расстояние между катодом и анодом обозначим через d. Пусть протяженность электродов в направлении осей y и z много больше d. Ясно, что все физические величины для этого случая зависят только от одной переменной х, т. е. рассматривается одномерная задача.

Распределение по составляющей u_х0 начальной скорости вдоль оси х для термоэлектронов подчиняется закону Максвелла:

(19)

где du - количество электронов, проходящих через единицу поверхности катода, с составляющей скорости но оси х, лежащей в интервале от u_х0 до u_х0 +du_х0; а' — постоянная, т — масса электрона, k — постоянная Больцмана, Т — абсолютная температура. Обозначим часть начальной кинетической энергии, связанную с компонентой скорости по оси х, через W_x₀:

(20)

Тогда из (1) имеем

(21)

где а — константа, равная а'/т. Из (3) легко получить среднее значение величины W_x₀ в потоке:

(22)

Например, при Т = 1000°К = 0,085 эв, т. е. малы и составляют сотые или десятые доли эв. Это позволит в дальнейшем при приближенном рассмотрении задачи положить = 0.

В случае электронов будем отсчитывать потенциалы от потенциала катода. Тогда наружная разность потенциалов V_Н просто будет равна анодному потенциалу V_А. Положим, что внешняя разность потенциалов V_Н = V_А такова, что внутренняя разность потенциалов V_В равна нулю (но ток, протекающий через диод, не равен, вообще говоря, нулю). В этом разделе током с анода мы будем пренебрегать. Объемный заряд индуцирует на катоде и на аноде положительные поверхностные заряды с равными плотностями s_0К и s_0А, на которых начинаются силовые линии электрического поля, создаваемого в межэлектродном пространстве движущимися электронами. Так как эти силовые линии кончаются на отрицательных зарядах в разных точках объема (рис.2.1), густота силовых линий, а следовательно, и абсолютная величина напряженности электрического поля |Е₀| наибольшими будут у катода и анода.

Рис. 2.1.

При этом Е₀(0)>0, тогда как Е₀(d)<0. Так как Е(x) непрерывная функция, она проходит черен нуль при некотором значении х = х_т. Но тогда при х = х_т имеется минимум потенциала V(х_т)=V_т, а у потенциальной энергии электрона еV(х) — максимум (рис. 2.2).

Таким образом, электроны, движущиеся в межэлектродном пространстве, создают потенциальный барьер, который со своей стороны влияет на их движение. Очевидно, что если у эмитируемого электрона W_x₀< еV_т, то такой электрон не сможет преодолеть этот барьер. При W_x₀>еV_т электрон преодолеет задерживающее поле и достигнет анода. Таким образом, лишь часть электронов, эмитируемых катодом, достигнет анода.

return false">ссылка скрыта

Рис. 2.2

Обозначим плотность этого тока, протекающего через диод, j, а плотность тока, соответствующего прохождению через диод всех термоэлектронов эмитируемых катодом, через j_s, (сокращенно будем называть j током диода, а j_s — током насыщения или током эмиссии катода). При V_в = 0 имеем j<j_s. Отметим, что наличие минимума потенциала в промежутке катод — анод является характерным свойством поля объемного заряда ρ(х); оно сохраняется и при V_в ≠ 0.

В случае V_в ≠ 0 напряженность Е(x) и потенциал V(х) электрического поля в межэлектродном пространстве складываются из напряженности Е_ρ(x)и потенциала V_ρ(x)поля объемных зарядов и напряженности и потенциала поля внутренней разности потенциалов V_в = V_A + V_крп, т. е.:

(23, 24)

Для каждого значения V_B установится свое поле объемных зарядов V_ρ(x). Если E_в<0, то знаки Е_ρ и Е_B, у катода противоположны, тогда как у анода одинаковы. Поэтому даже в случае поля Е_B, ускоряющего электроны от катода к аноду, напряженность результирующего поля у катода Е(0) может быть отрицательна, равна нулю или положительна. Рассмотрим режимы работы диода во всех этих трех случаях.

1). Е(0) < 0 и, следовательно, учитывая (23), Е_ρ(0)<— Е_B = . Так как Е_ρ(x)наибольшая у катода, то во всем межэлектродном пространстве E(х) <0, так что всюду между катодом и анодом на электроны действует только ускоряющее поле. Результирующая кривая еV(х) максимума не имеет. Схематически вид зависимостей Е_ρ(x), E_в(х) и E(х), а также еV_ρ(x), е V_в(х) и еV(х) показан на рис. 2.3, а и б.

Рис. 2.3.

Очевидно, что при Е(0) < 0 через диод протекает ток j, равный току насыщения катода. Будем называть этот режим режимом тока насыщения.

2) Е(0) > 0. Это означает, что Е_ρ(0) >— E_в = V_B/d.Так как по мере удаления от катода Е_ρ(x) уменьшается и проходит через нуль, кривая E(х) также будет проходить через нуль, а зависимость еV(х) — иметь максимум еV_т (рис. 2.4, а) и б).

Рис. 2.4.

В этом случае анода достигнут только те электроны, энергии W_х0 которых достаточны для того, чтобы преодолеть потенциальный барьер; через диод протекает ток j, меньший j_s. Такой режим работы (j < j_s) будем называть режимом ограничения тока объемным зарядом.

3) Е(0) = 0. Это означает, что Е_р(0) = — Е_в = V_в/d. Тогда при всех х > 0 напряженность поля Е(х) < 0. Кривая еV(х) имеет максимум лишь при х = 0 (рис. 2.5, а и б). При этом j = j_s. Очевидно, что режим тока насыщения в данном диоде наблюдается при бо'льших V_в, чем режим ограничения тока объемным зарядом.

Рис. 2.5.

В последнем режиме очевидно, что чем ниже V_в, тем меньше j по сравнению с j_s. Случай Е(0) = 0, соответствующий некоторому значению V_в = V_в*, разделяет указанные две области V_в. Хотя при этом j = j_s , чтобы отличить этот режим от режима, при котором Е(0)<0, будем его называть переходным.

Из приведенных качественных рассуждений вытекает, что вольт-амперная характеристика диода —j(V_в) — имеет вид, схематически показанный на рис 2.6.

Рис. 2.6.

Если изобразить вольт-амперную характеристику такого же диода, откладывая по оси абсцисс анодное напряжение V_А, то лишь в случае φ_А = φ_к, т. е. V_крп = 0, она совпадает с характеристикой рис. 2.6. При φ_А ≠ φ_к характеристика сместится на величину V_крп = влево, если φ_А < φ_к, и сместится вправо на ту же величину, если φ_А > φ_к (рис. 2.7).

Рис. 2.7. Рис. 2.8.

Отметим, что если пренебречь начальными энергиями электронов и положить их равными нулю, режим ограничения тока объемным зарядом, в отличие от рассмотренного выше, может иметь место только при Е(0) = 0. Правда, в этом случае остается неясным вопрос о механизме запирания части тока насыщения.

Очевидно, что вычисление конкретного вида зависимости j(V_в) в режиме ограничения тока объемным зарядом и значения V_в* для данного диода требует количественного рассмотрения электрического ноля в нем, создаваемого как объемным зарядом ρ(r), так и разностью потенциалов V_в.

Перейдем к решению этой задачи.

Выпишем сначала необходимые соотношения в общем виде. Пусть катод и анод имеют произвольную форму. Начало отсчета выберем в некоторой точке О (рис. 2.8). Тогда исходными соотношениями будут следующие.

1. Уравнение Пуассона, связывающее потенциал электрического поля с плотностью объемных зарядов:

(25)

2. Уравнение, связывающее элементарную плотность тока dj, создаваемую в некоторой точке пространства группой электронов, имеющей в этой точке скорость υ_i, со скоростью υ_i и плотностью объемного заряда dρ_i_;, создаваемого этой группой электронов:

(26)

Очевидно, что

(27)

и

(28)

где интегрирование надо провести по всем группам электронов, проходящих через точку r.

3. Закон сохранения энергии

(29)

где υ_i₀ — начальная скорость электрона.

В общем виде выражение для электрического поля в диоде не найдено. Задача решена для некоторых частных, наиболее простых и в то же время представляющих наибольший практический интерес, случаев. Во-первых, задача решена для электронов нулевых начальных энергий в случаях плоской, цилиндрической и сферической конфигураций электродов и, во-вторых, для электронов с максвелловским распределением скоростей в случае плоских электродов.

Прежде всего, рассмотрим те упрощения уравнений (25) — (29), которые следуют из пренебрежения начальными энергиями электронов. Из предположения υ_i₀=0 вытекает равенство энергий всех электронов, движущихся в точке r и одинаковость направлений их движения. Вынося одинаковое для всех электронов значение скоростей υ_i(r) из-под интеграла в (28) и отбрасывая ½ m υ_i₀² в (29), получим

(30)

(31)

(32)

При этом векторное равенство (31) можно привести к скалярному:

(33)

в котором для того, чтобы получить правильный знак ρ(r), необходимо иметь в виду, что для электронов (или отрицательных ионов) j и υимеют разные знаки, тогда как для положительных ионов — одинаковые знаки.

Учитывая (9.15) и (9.14), получим

(34)

Тогда, подставляя в (9.12) значение ρ(r), согласно (9.16), имеем

(35)

Для удобства решения перейдем в уравнении (35) к абсолютным значениям входящих в него величин, которые обозначим так:

Тогда в случае е < 0 имеем

и уравнение (35) перепишется в виде

(36)

Аналогичным образом для е > 0 получим в

и уравнение (35) также принимает вид (36).

Таким образом, для случая нулевых начальных энергий система уравнений (30)—(32) приводит к уравнению (36).

Рассмотрим теперь упрощения задачи, вытекающие из плоской конфигурации электродов. Для плоского случая все величины могут зависеть только от одной переменной х. Кроме того, для плоского диода в стационарном состоянии имеем

(37)

При указанных условиях уравнение (9.18) принимает вид

(38)

или

(39)

где

Помножив уравнение (39) на получим

откуда первый интеграл уравнения (39) равен

(40)

где С — постоянная интегрирования. Определим величину С для случая

(41)

Условие (41) при нулевых начальных энергиях электронов соответствует значениям V_в ≤ V_в*. Из (40) и (41) получаем С = 0. Тогда

(42)

Интегрируя уравнение (42), получим

где С’ — постоянная интегрирования, которая определяется из условия V’ = 0 при x = 0; отсюда С’ = 0. Тогда

(43)

Подставляя в (43) значение B, получим

(46)

и, следовательно,

(47)

(48)

Распределения потенциала, напряженности поли и плотности объемных зарядов, определяемых уравнениями (46) — (48), изображены на рис. 2.9.

Подставляя в (46) х =d, найдем V’_в, необходимую для того, чтобы диод мог пропустить ток j'. С другой стороны, разрешив (46) относительно j' и подставив в него также х=d, можно найти ток j', который может протекать через диод при разности потенциалов V’_в:

(49)

Рис. 2.9.

Таким образом, формула (49) определяет «токовую пропускную способность» плоского диода при данном V’_в. В случае, если определенный по (49) ток j' < j_s, диод при выбранном значении j' работает в режиме ограничения тока, бъемным зарядом. При j' = j_s V’_в = V*_в. Таким образом, формула (49) является вольт-амперной характеристикой плоского диода при V’_в ≤ V*_в в приближении нулевых начальных энергий электронов. Подставляя численные значения входящих в (49) величин, выражая j' в а·см^-2, V’ в вольтах и d — в см, получим

(50)

где М — молекулярный вес вещества заряженных частиц, который для электронов равен 1/1840. Тогда для электронов имеем

Проанализируем теперь применимость полученных формул к реальным эмиттерам, у которых υ₀_i ≠0. Прежде всего заметим, что формулы выведены для случая Для реального эмиттера это условие выполняется только для переходного режима, т. е. при V_в = V*_в. Далее, из формулы (48) следует, что ρ(0) =∞. Этот результат вытекает уже из формулы (31) при υ(0) = 0. В реальном диоде из-за наличия начальных скоростей у термоэлектронов приближенно имеем , где — средняя начальная скорость термоэлектронов. Так как V(х) и Е(х) определяются ρ(х), то и значения потенциала и напряженности поля вблизи катода, описываемые формулами (38) и (47), также отличны от реальных. Поскольку в действительности ρ(х) у катода меньше ее теоретического значения, определяемого (48), то и значения V(х) и Е(х) у катода в реальном эмиттере меньше значений, даваемых (46) и (47). Область указанных заметных отклонений простирается от катода на расстояния, где начальные энергии электронов сравнимы с энергиями, полученными в межэлектродном промежутке, т. е. еV’(х) ≈ = кТ. Так как составляют сотые или десятые доли эв, то при еV*_в>>кТ, что во многих случаях имеет место, рассматриваемая область вблизи катода мала, так что для реальных диодов в большей части межэлектродного пространства, найденные по (46) — (48) значения ρ'(х), E'(х) и V’(х) мало отличаются от действительных. Что касается величины V*_впри фиксированном значении тока j_s, то в силу сказанного выше она окажется несколько меньше, чем это следует по (49). Однако при еV*_в>>кТ это различие незначительно.

Таким образом, формула (49) достаточно хорошо определяет «токовую пропускную способность» реального плоского диода для режима если еV*_в>>кТ.

Обсудим теперь вопрос о возможности применения полученных формул для реального плоского диода при работе его в режиме ограничения тока объемным зарядом, т. е., когда (рис. 2.10).

Рис. 2.10.

Обратим внимание на то, что в этом случае в плоскости х = х_т выполняется условие . Следовательно, для области пространства от х_т до d при условии, что еV*_в>>кТ, можно использовать полученные выше формулы. Тогда «токовая пропускная способность» этой части диода приближенно определяется величиной й — х_т, т. е. уравнением (49), в котором, очевидно, следует заменить V’_ввеличиной V’_в+ V’_т ,а d – величиной d-х_m , т.е.

(51)

При V’_т<< V’_в и х_т << d формула (51) совпадает с (49). Указанные неравенства при еV*_в>>кТ, как будет показано в следующем параграфе, обычно выполняются.

Таким образом, формула (51) (или менее точная формула (49)) приближенно является вольт-амперной характеристикой реального плоского диода при еV*_в>>кТ. Это означает, что при работе реального плоского диода в режиме ограничения тока объемным зарядом при данном V_вв межэлектродном пространстве возникает потенциальный барьер, который обеспечивает прохождение через него такой доли тока эмиссии катода j_s, которая примерно находится в соответствии с законом (49). При еV_в, лишь несколько превосходящих кТ или сравнимых с кТ, вольт-амперная характеристика описывается формулами, отличными от полученных выше.

Отметим, что при учете начальных скоростей становится ясным механизм, который делит эмитируемый катодом ноток электронов на два: поток, проходящий через диод, и поток, который возвращается на катод. Именно величина начальной скорости электрона определяет, пройдет ли электрон над потенциальным барьером.

Из формулы (49) следует, что для фиксированного значения тока j_s величина V*_ввозрастает с увеличением d. Это означает, что крутизна вольт-амперной характеристики для данного j_s увеличивается при уменьшении d (рис. 2.11).

Рис. 2.11.

Перейдем к рассмотрению в приближении нулевых начальных скоростей случая, когда электроды системы представляют собой два бесконечно длинных коаксиальных цилиндра [4]. Радиусы внутреннего и наружного цилиндров равны r₁ и r₂ соответственно. Пусть внутренний цилиндр является катодом. Из соображений симметрии следует, что в этом случае все величины зависят только от r. Поэтому будем решать задачу в цилиндрических координатах, в которых уравнение Пуассона принимает вид

(52)

или, используя формулу (34)

(53)

Условие стационарности протекании тока в цилиндрическом диоде

(54)

где i₁ — ток, проходящий через единицу длины диода. Тогда из (53) получим

(55)

Будем искать решение этого уравнения в виде

(56)

где С и α — постоянные величины. Подстановка (56) в (55) дает

(57)

Так как правая часть уравнения (57) не зависит от r, то не должна от него зависеть и левая часть, т. е. α = ²/₃; но тогда

а следовательно, из (56) найдем

(58)

Подставляя сюда r = r₂ и соответственно V’(r₂)= V’_в, получим

(59)

откуда

(59а)

Полученная формула (59а) дает зависимость i^’₁(V’_в) такого же вида, как и формула (49) для плоского диода, только с другим численным коэффициентом. Однако между формулами (59а) и (49) есть и одно существенное различие. Оно состоит в том, что хотя функция (59) и является частным решением уравнения (52), она не удовлетворяет условию , а дает .

Поэтому выражение (59) определяет не наименьшее значение V’_в, при котором возможен ток i^’₁т. е. не значение V*_в', а значение V’_в большее V*_в. Вследствие этого полученная зависимость i^’₁(V’_в) не является вольт-амперной характеристикой цилиндрического диода. Однако найденное выражение (58) может быть использовано для получения искомого решения. Последнее было найдено С. А. Богуславским, а также Ленгмюром и Адамсом в 1923 г. [4].

Обозначим через В коэффициент, стоящий в формуле (58) перед членом r^2/3. Было показано, что решение, удовлетворяющее уравнению Пуассона и условию , можно представить в виде

(60)

Функция была найдена в виде ряда

где γ = ln(r/r₁). График функции — приведен на рис. 2.12.

Рис. 2.12.

Из (60) находим

(61)

Тогда, подставляя в (61) r= r₂ , V’= V’_в и функцию β при , получим вольт-амперную характеристику для этого случая:

(62)

Из (62) прежде всего следует, что зависимость i^’₁от V’_в та же, что и в предыдущем рассмотрении (при , а именно i^’₁ ~ (V’_в)^3/2. Далее из графика β²(r/r₁), изображенного на рис. 2.12, следует, что значения β² заметно отличны от единицы только при небольших значениях r/r₁ (меньших 10). При r/r₁≥10 значения β² отличаются от единицы не более, чем на несколько процентов. Поэтому ход потенциала V’(r) в цилиндрическом диоде существенно отличается от хода, даваемого формулой (58), только вблизи катода при r, близких к r₁. Что касается вольт-амперной характеристики, то поправочная функция β² пренебрежимо мало отличается от единицы, если r₂/r₁>10. Различия между значениями i^’₁, найденными из (59а) и (62), в этом случае меньше, чем отступления реального тока от вычисленного из (62), вызываемые наличием распределения эмитированных электронов по скоростям, которое выше не учитывалось при выводе этих формул. Отметим, что из (62) вытекает сильная зависимость тока i^’₁от r₂ и слабая зависимость от r₁ (так как r₁ находится под знаком логарифма).

Было показано, что решение (62) справедливо также и тогда, когда катодом является внешний цилиндр, а анодом — внутренний, т. е. когда r₂/r₁<1. В этом случае для нахождения β²(r/r₁) надо пользоваться левой частью графика β²(r/r₁), соответствующей этим значениям r/r₁ (рис. 2.12). Таблица функции β²(r/r₁) как для r/r₁ > 1, так и для r/r₁ < 1 дана, например, в работе [5].

Далее можно показать, что для случая сферических концентрических электродов зависимость полного тока диода i от V_вимеет вид

(63)

где α² — функция отношения r₁/r₂ (r₁ и r₂ — радиусы катода и анода), графика которой мы не приводим (таблица этой функции дана также в [5]).

Таким образом, в диодах с электродами трех различных конфигураций — плоских, цилиндрических и сферических — ток, ограниченный объемным зарядом, пропорционален V_в^3/2 . Можно доказать, что зависимость i ~ V_в^3/2 справедлива при любой геометрии электродов, т.е. в общем случае приближённо вольт-амперная характеристика в одласти ограничения тока объёмным зарядом имеет вид

(64)

где С - постоянная, зависящая от геометрических параметров системы электродов и величины e'/т движущихся в диоде частиц; ее удается вычислить только для указанных выше трех частных случаев. Уравнение (64) принято называть «законом трех вторых».

«Электронные лампы»

Приборы, использующие перемещение электронов в вакууме, уже давно нашли широкое применение в экспериментальной физике. Благодаря легкости управления движением электронов были поставлены эксперименты по определению удельного заряда электрона (Томсон), проверке формулы Лоренца—Эйнштейна (Капица — Триккер) и др. Вакуумные приборы применяются для измерения и усиления электрических токов, а также для многих других целей. В настоящее время они стали почти обязательной принадлежностью экспериментальных установок в физических лабораториях и многих приборов в большинстве отраслей техники.

Рассмотрим процессы, происходящие в этих приборах, обычно называемых электронными лампами. Распределение потенциала между катодом и анодом показано на рис 2.13.

Рис. 2.13. Распределение потенциала в двухэлектродной лампе, катод и анод у которой представляют собой плоские пластинки, расположенные на расстоянии l друг от друга.

Т_к – температура катода, u_а=V_а – V_к , u₃>u₂>u₁>0.

Кривая 1 соответствует случаю, когда потенциал анода равен нулю (т.е. потенциалу катода), кривые 2 и 3 — положительным потенциалам анода, а кривая 4 — случаю насыщения; пунктирная линия соответствует отсутствию пространственного заряда (нерабочее состояние: нет эмиссии электронов).

Отрицательный пространственный заряд уменьшает действие положительного заряда анода. Следовательно, пространственный заряд, являясь причиной, препятствующей передвижению электронов, влияет на сопротивление электрическому току участка катод—анод, т.е. на величину, определяемую отношением разности потенциалов V_а — V_к к току, проходящему через прибор.

Таким образом, если изменять каким-либо способом пространственный заряд, можно одновременно управлять омическим сопротивлением лампы и током через нее.

Изменение распределения потенциала обычно производится при помощи дополнительного управляющего электрода, помещаемого в пространстве между катодом и анодом. Управляющий электрод (сетка) делается в виде проволочной сетки (или спирали). Распределение потенциала между катодом и анодом при наличии третьего электрода — сетки показано на рис. 2.14.

Рис. 2.14. Распределение потенциала в трехэлектродной лампе с плоскими электродами.

V_с —потенциал сетки; U_с=V_с-V_к; u_c₁> u_c₂>…u_c₅; Т_к=const.

Все кривые на рисунке (й_с1÷и_с5) построены для одного и того же постоянного потенциала анода, но при различных определенных значениях потенциала сетки.

Схемы конструкций иногда применяемых цилиндрических электродов двухэлектродной и трехэлектродной ламп показаны на рис. 2.15.

Рис. 2.15. Схема конструкции цилиндрических электродов двух электродной (а) и трех электродной (б) ламп.

Поскольку проводники, образующие сетку, не заполняют поверхности цилиндра, потенциал будет несколько различным в точках на проводниках и в точках между ними. Поэтому изображенные на рис. 2.5 кривые соответствуют некоторым средним эквивалентным значениям потенциалов, Очевидно, чем гуще сетка, тем заметнее ее управляющее действие.

Обычно важно управлять током без перемещения больших количеств электричества в управляющей цепи. Это означает, что нежелательно наличие-- какого-либо тока, замыкающегося в цепи сетка—катод, что в свою очередь накладывает некоторые условия на конструкцию и режим использования электровакуумного прибора.

Во-первых, на управляющей сетке во все моменты времени ее рабочего состояния потенциал не должен становиться положительным, в противном случае на сетку буду попадать электроны, и создадут в ее цепи ток.

Во-вторых, пространство, в котором перемещаются электроны, должно быть свободно от молекул газов, иначе образующиеся при ионизации остатков газа положительные ионы будут привлекаться сеткой и создавать в ее цепи ионный ток, даже если она заряжена отрицательно. Кроме того, образующиеся ионы создают в рассматриваемом пространстве дополнительные заряды, искажающие управляющее действие сетки. Вредное действие остатков газа заключается также в том, что их влияние на ток не является постоянным, оно меняется из-за нестабильно явлений абсорбции и выделения молекул газа электродами или стенками сосуда, что ухудшает вакуум в приборе.

Благодаря возможности изменения тока в цепи, электровакуумный прибор с управляющей сеткой можно рассматривать как управляемое сопротивление, которое для осуществления изменения тока в каком-либо приборе (нагрузке) естественно включать с ним последовательно. Электровакуумные приборы в таком включении чаще всего и используются.

Электронные приборы делятся на типы по количеству применяемых в них электродов. Например, прибор, содержащий только два электрода — катод и анод, называется диодом. Прибор, имеющий управляющую сетку, называется триодом. Лампы с еще большим количеством электродов (4, 5, 6. и т. д.) называются соответственно тетродами, пентодами, гексодами.