при 400 С в течение 100 ч у снижается, а максимум исчезает (кривая 2), Ионная бомбардировка поверхности в тлеющем разряде в водороде приводит к дальнейшему спаду у во всем диапазоне Е/ ро (кривая 5). Анализ кривых позволяет сделать вьшод, что удаление окис-ной пленки приводит к увеличению работы выхода катода и сначала к исчезновению максимумов, связанных с фотоэффектом, а затем и к дальнейшему уменьшению у, причем кривая 3 имеет монотошо нарастающий вид, характерный для чисто ионного механизма вторичной эмиссии, когда

В дуговых приборах несамостоятельного разряда применяются термокатоды. Напомним, что закономерности термоэмиссии и виды таких катодов описаны в гл. 2, 3. В дуговых приборах самостоятельного разряда с жидким ртутным катодом имеет место электростатическая эмиссия, которая также была описана выше [см. гл. 2]. Наконец, в импульсных приборах, подобных разрядникам, на различных стадиях работы прибора существуют различные виды эмиссии. В начальной стадии возникновения разряда существенны 7-процессы, а в стадии протекания мощного импульса тока преобладает электростатическая или термоэлектронная эмиссия. Таким образом, в ионных приборах используются практически все основные известные типы эмиссии.

25.3. ЗАКОНОМЕРНОСТИ ДВИЖЕНИЯ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ В ГАЗЕ

Появляющиеся в результате ионизации или эмиссии в газе заряженные частицы, так же как и нейтральные частицы, находятся в состоянии непрерьшного движения. В отсутствие электрического поля и при условии, что концентрация заряженных частиц в пространстве всюду одинакова, движение частиц является строго беспорядочным, а все направления этого движения равновероятными. Создаваемый таким движением ток через любое сечение в газовом промежутке равен нулю.

Появление электрического тока, т. е. направленного движения частиц в газе, может быть связано с одной из двух причин: наличием электрического поля; неравномерностью распределения зарядов в пространстве.

Из-за большого числа нейтральных частиц движение заряженных частиц и при наличии тока остается в значительной степени беспорядочным, т. е. возникает так называемое беспорядочно-направленное движение. Для упрощения дальнейшего анализа будем считать, что имеются две независимые составляющие такого движения: беспорядочная и направленная.

Беспорядочно направленное движение заряженных частиц под воздействием электрического поля назьшается дрейфовым. Сначала рас-

смотрим дрейфовое движение электронов, считая, что они в основном испытывают jarpyrae соударения. В отличие от движения в вакууме, где электрон непрерьшно набирает скорость, пока не достигнет анода, в газе происходят многократные соударегшя, т. е. движение с "трением", в результате чего устанавливается сре1щяя скорость v.gx, направление которой противоположно вектору напряженности электрического поля Е и совпадает с осью X (рис. 25.5).

Найдем основные соотношения между средней скоростью направленного движения Vex, напряжешюстью электрического поля Е и средней длиной свободного пробега Ле. характеризующей число соударений, испытьшаемых электроном на 1 м пути. Очевидно, что Vex можно определить по формуле

Vex=Ax/T„p. (25.13)

Здесь Ах - среднее перемешение электрона в направлении оси X за время пролета т„р, протекающее между двумя последовательными соударениями электрона с атомами или молекулами (рис. 25.5). Для можно записать соотношение

r„p=K/ve, (25.14)

где Те - средняя скорость беспорягючного движения электронов. Тогда, считая движение электрона в поле равноускоренным и приняв начальную скорость электрона после соударения равной нулю, получаем

Ах=ат1р12, (25.15)

где ускорение

а-еЩте. (25.16)

Подставляя (25.14) - (25.16) в (25.13),получаем

Vex= -0,5етпр£/АИе = -0,Se\.EI rngVe = -kgE, (25.17)

ке = 0,5eXe/meVe- (25.18)

Таким образом, скорость направленного движения электрона пропорциональна напряженности электрического поля и направлена противоположно вектору Е. Коэффициент пропорциональности ке в (25.17) назьшается подвижностью электронов.

Выражение (25.17) в принципе отражает ход зависимости скорости направленного движения электронов от напряженности поля, однако численное значение коэффициента ке, вычисленное по (25.18), не точно. Это связано со следующими упрощениями при вьшоде:

3,75 7,5 11,25 f/„,BT.-.na-

Рис. 25.5. Беспорядочно направленное движение электронов

Рис. 25.6. Зависимость направленной скорости электронов от приведенной напряженности электрического поля

В (25.14) значение Тпр находится как отношение средних значений ддя числителя и знаменателя, в то время как правильнее усреднять частное;

предположение о нулевой начальной скорости электрона после соударения, из которого следует (25.15), не точно;

средняя скорость беспорядочного движения электронов Vg может зависеть от напряженности электрического поля.

Более точное решение для больших давлений и малых напряженно-стей электрического поля, когда vg еше не зависит от Е, дает вместо коэффициента 0,5 в (25.18) значение 0,815. Тогда с учетом (25.9) можно записать

Vex=-keoE/Po,

(25.19)

где kgo =0,815е}о/1ПеГе.

Таким образом, скорость направленного движения электронов обратно пропорциональна давлению газа. При меньших давлениях газа и большей напряженности электрического поля, т. е. при большем отношении E/pq средняя скорость беспорядочного движения электронов Tg начинает нарастать, а коэффициент kg в (25.17) падает. В конечном счете скорость направленного движения электрона оказьшается пропорциональной не первой степени, а корню квадратному из напряженности электрического поля, что иллюстрируется зависимостью Vex = f(E/po), приведенной на рис. 25.6.

Уравнение (25.17) позволяет определить плотность направленного тока /е„ через концентрацию электронов /% и напряженность электрического поля Е:

/ен = engVex = engkgE.

(25.20)