Общие свойства плазменных источников электронов. Эмиссия электронов из плазмы и прохождение тока в диодах с плазменным катодом. Электронные источники на основе разрядов с холодным катодом в магнитном поле, страница 48

При попадании атомов на поверхность нагретого металла часть аз них испаряется в вакуум в виде ионов. Доля ионизованных атомов определяется формулой Саха—Ленгмюра

                                             ,                                                  (46)

где U_i— потенциал ионизации падающих атомов; φ— эффективная работа выхода электрона из металла.

Для увеличения коэффициента поверхностной ионизации целесообразно использовать атомы с малым потенциалом ионизации и эмиттер с большой работой выхода, нагретый до высокой температуры. Обычно ионы получают этим методом введением паров цезия (U_i=3,89 В) в катодную полость из вольфрама или тантала. При этом накаленный эмиттер наряду с ионами испускает электроны в соответствии с (6). Термоэлектронную эмиссию можно значительно усилить снижением работы выхода эмиттера при покрытии части поверхности θ атомами цезия. Влияние паров цезия на электронную эмиссию вольфрама иллюстрируется известной номограммой Тейлора— Ленгмюра (рис. 73), определяющей зависимость плотности электронного тока от температуры вольфрама Т_к и потока μ_н падающих на вольфрам атомов цезия. При определенном соотношении между температурами катода и цезиевой ванны, из которой пары цезия поступают в катодную полость, смесь электронов и ионов в полости образует квазинейтральную плазму. По сравнению с плазмой, получаемой в газовых разрядах, в том числе и с полыми катодами, плазма, синтезированная в катодной полости при поверхностной ионизации атомов и термоэлектронной эмиссии, отличается низкой электронной температурой, соизмеримой с температурой катода, высокой степенью ионизации и низким уровнем шумов.

В упрощенной модели полого катода с цезиевой плазмой предполагается, что поля в катодной полости отсутствуют, эмиттируемые электроны движутся до оси, а затем вдоль оси выходят из полости. Ионы же, покидая стенку полости, пересекают ее ось и попадают на противоположную стенку. Тогда, исходя из условия нейтральности плазмы (ρ_е=ρ_i), соотношение между плотностями электронного и ионного токов, эмиттируемых катодом, можно записать в виде

.   (47)

С другой стороны, плотность ионного тока

                                      ,                                            (48)

где μ_н—поток атомов цезия на единичную поверхность катода; р— давление насыщенных паров цезия, связанное с температурой Т₀ цезиевой ванны уравнением lgp=11,5—1,35lgT₀— —4040/T₀.

Из (46) и (47) следует, что поток атомов цезия, необходимый для компенсации отрицательного пространственного заряда, равен

                                                  .                                                      (49)

На рис. 73 показана линия θ_n, удовлетворяющая условию компенсации заряда. Кроме того, компенсация может быть обеспечена при θ=0, если поток атомов цезия соответствует (47). В последнем случае требуется более высокая температура катода, но значительно меньший поток атомов, почти полностью ионизующийся на катоде.

В реальном полом катоде, заполненном плазмой, у поверхности катода образуется слой пространственного заряда, который тормозит частицы одного знака и ускоряет другого. От характера слоя и потенциального барьера, создаваемого им, зависят потенциал плазмы в апертуре катодной полости и соотношение между плотностью электронного тока в апертуре и плотностью тока термоэлектронной эмиссии с внутренних стенок катодной полости. Оба эти параметра можно изменять, регулируя поток атомов цезия в катодной полости.

24. ОСОБЕННОСТИ ПИЭЛ С СИНТЕЗИРОВАННОЙ ПЛАЗМОЙ

Использование полого накаленного катода, заполненного плазмой, позволяет отбирать через малое отверстие в стенке катодной полости все электроны, испускаемые внутренними стенками катода. При этом плотность .извлекаемого из плазмы тока может на три порядка превышать плотность тока термоэлектронной эмиссии и достигать 10³ А/см².