Zákon stupně tří sekund

Aktuální verze stránky ještě nebyla zkontrolována zkušenými přispěvateli a může se výrazně lišit od verze recenzované 23. května 2021; ověření vyžaduje 1 úpravu .

Síla třísekundového zákona (Childův zákon [1] , Child-Langmuirův zákon, Child-Langmuir-Boguslavského zákon, Schottky-Gleichung v němčině, Schottkyho rovnice) v elektrovakuové technologii nastavuje kvazistatický (tedy téměř stabilní) proudově napěťová charakteristika ideální vakuové diody - tedy nastavuje závislost anodového proudu na napětí mezi její katodou a anodou - v režimu prostorového nabíjení . Tento režim je hlavní pro přijímací-zesilovací rádiové elektronky. Během ní omezuje zpomalovací účinek prostorového náboje katodový proud na hodnotu podstatně menší, než je maximální možný katodový emisní proud. Ve své nejobecnější podobě zákon říká, že proud vakuové diody Ia je úměrný napětí Ua zvýšenému na mocninu 3/2:

I_{a}=gU_{a}^{3/2},

kde g je konstanta ( perveance ) dané diody, závislá pouze na relativní poloze, tvaru a velikosti jejích elektrod.

První formulaci zákona navrhl v roce 1911 Child[2] , následně zákon upřesnil a zobecnil Langmuir (1913) [3] , který pracoval nezávisle na sobě , Schottky (1915) a Boguslavsky (1923 ). Zákon se s určitými výhradami vztahuje na výbojky s řídicí mřížkou ( triody , tetrody ) a katodová zařízení . Zákon platí pro střední napětí - od několika voltů po napětí, při kterých začíná přechod do režimu saturace emisního proudu. Zákon se nevztahuje na oblast záporných a malých kladných napětí, na oblast přechodu do saturačního režimu a na samotný saturační režim.

Podstata problému

Při dostatečně vysokých teplotách dochází na rozhraní mezi kovem a vakuem k jevu termionické emise . Wolframová katoda začíná emitovat elektrony při teplotě asi 1400 °C [5] , oxidová katoda - při teplotě asi 350 °C [6] . S dalším nárůstem teploty se emisní proud exponenciálně zvyšuje podle Richardsonova-Deshmanova zákona. Maximální prakticky dosažitelná proudová hustota emise wolframových katod dosahuje 15 A/cm 2 , oxidových katod - 100 A/cm 2 [7] [8] .

Při přivedení kladného (vzhledem ke katodě) potenciálu na anodu diody vzniká v mezielektrodovém prostoru diody elektrické pole urychlující elektrony ve směru k anodě . Dá se předpokládat, že v tomto poli budou všechny elektrony emitované katodou spěchat k anodě tak, že anodový proud bude roven emisnímu proudu, ale zkušenost tento předpoklad vyvrací. Platí pouze pro relativně nízké teploty a nízké hustoty emisního proudu. Při vyšších teplotách katody dosáhne experimentálně pozorovaný anodový proud nasycení a stabilizuje se na konstantní úrovni, která nezávisí na teplotě. S nárůstem anodového napětí roste tento omezující proud monotónně a nelineárně [9] . Pozorovaný jev je kvalitativně vysvětlen vlivem prostorového náboje :

Studená katoda elektronky není schopna emitovat elektrony. V tomto režimu je vakuovou diodou konvenční vakuový kondenzátor . Síla elektrického pole uvnitř takového kondenzátoru je prakticky konstantní a elektrický potenciál mezi katodou a anodou v planparalelním uspořádání se mění lineárně. Jediný elektron zachycený v takovém poli se pohybuje s konstantním zrychlením , které je přímo úměrné zrychlujícímu poli a následně i napětí diody [10] .
Zahřátá katoda začne emitovat elektrony. Když je na anodu přivedeno dostatečně velké kladné napětí, všechny emitované elektrony zažívají zrychlení v mezielektrodovém prostoru a pohybují se směrem k anodě. Elektrony v mezielektrodovém prostoru tvoří prostorový náboj , který deformuje elektrické pole v kondenzátoru. Při nízkých emisních proudech a nízké koncentraci elektronů v mezielektrodovém vakuu je vliv prostorového náboje nevýznamný: potenciál všech bodů mezielektrodového prostoru klesá, ale pole ve všech bodech zůstává zrychlující se, takže téměř všechny elektrony emitované katoda dosáhne anody. Anodový proud je roven katodovému emisnímu proudu a nezávisí na anodovém napětí [11] .
S dalším zahříváním katody vzroste prostorový náboj natolik, že se v blízkosti katody objeví potenciálová jímka - oblast s potenciálem nižším, než je potenciál katody. Elektrony emitované katodou se odpuzují z oblasti prostorového náboje a padají do zpomalovacího pole. Elektrony, které opustily katodu dostatečně vysokou rychlostí (rychlé elektrony), překonávají potenciálovou jámu a pokračují v cestě k anodě. Jiné, pomalejší, elektrony se vracejí zpět ke katodě, takže anodový proud je výrazně nižší než emisní proud katody [11] . Praktická měření ukazují, že s nárůstem anodového napětí roste anodový proud monotónně a nelineárně.

Kvantitativní závislost proudu, omezeného prostorovým nábojem, na anodovém napětí je popsána zákonem tří sekund.

Řešení

Řešení pro planparalelní diodu

Childovo klasické řešení uvažuje s ideální planparalelní diodou s elektrodami nekonečné délky oddělenými mezerou o šířce d . Souřadnicová osa x , vzhledem k níž jsou řešeny diferenciální rovnice , je vedena podél normály k povrchu katody a počáteční bod (x=0) je nastaven na hranici katody a vakua. Předpokládá se, že:

povrchy katody a anody jsou ekvipotenciální;
teplota katody je dostatečně vysoká na to, aby byl anodový proud omezen prostorovým nábojem a nikoli úrovní emise katody;
zbytkový tlak plynu v mezielektrodovém prostoru je dosti nízký, takže interakci elektronů s molekulami plynu lze zanedbat;
intenzita elektrického pole E(0) na rozhraní katoda-vakuum je nulová;
rychlost elektronu při překročení hranice katoda-vakuum v(0) je rovna nule [12] [13] .

Poslední předpoklad – odmítnutí uvažovat o tepelné difúzi elektronů ve vakuu – je nejdůležitější. Právě to umožňuje nahradit těžkopádný, časově náročný výpočet jednoduchým analytickým řešením, ale také toto řešení znemožňuje v oblasti nízkých kladných a záporných anodových napětí, takže při nulovém napětí na diodě v reálném zařízení se anodový proud neotočí na 0 [13] .

V souladu s Gaussovou větou je prostorový náboj uzavřený v libovolně zvoleném objemu mezielektrodového prostoru úměrný toku vektoru intenzity elektrického pole uzavřeným povrchem omezujícím tento objem. V objemu ohraničeném hranolem přiléhajícím ke katodě s výškou x a základní plochou s je tok napětí bočními plochami roven nule. Intenzitní tok přes základnu přiléhající ke katodě je také roven nule v důsledku první okrajové podmínky. Proto se vektorový tok povrchem hranolu rovná součinu intenzity pole v bodě x a ploše základny hranolu:

Q(x)=\varepsilon _{0}{\int \limits _{Z}E\ dZ}=\varepsilon _{0}E(x)\ s

[čtrnáct]

Prostorový náboj v objemu hranolu je přitom roven součinu anodového proudu I a a doby letu elektronu od katody do roviny vzdálené od katody x :

{\displaystyle Q(x)=I_{a}\ {t(x)))

[čtrnáct]

proto lze intenzitu pole a zrychlení elektronů v libovolném bodě x vyjádřit jako anodový proud a dobu letu od katody k x:

E(x)={{I_{a}\ t(x)} \over {\varepsilon _{0}\ s))

{d^{2}\ x \over dt^{2}}={{eI_{a}\ t(x)} \over {m\ \varepsilon _{0}\ s}}

kde e a m jsou náboj a hmotnost elektronu,

ε 0 je dielektrická konstanta [14] .

Integrací posledního vztahu jsou dány závislosti souřadnice a rychlosti elektronu na době letu:

x(t)={1 \over 6}\ {{e\ I_{a}} \over {m\ \varepsilon _{0}\ s}}\ t^{3}

{dx \over dt}={1 \over 2}\ {{e\ I_{a}} \over {m\ \varepsilon _{0}\ s}}\ t^{2}

[patnáct]

Porovnání poslední rovnice s rovnicí týkající se kinetické a potenciální energie

{dx \over dt}={\sqrt {2{e \over m}U)),

[patnáct]

je možné odvodit výraz pro anodový proud (Childův vzorec) [16] .:

I_{a}={4 \over 9}\ \varepsilon _{0}\ {\sqrt {2{e \over m))}\ {s \over d^{2))\ U_{a }^{3 \over 2}

I_{a}=2.33~{\cdot }~10^{-6}\ {s \over d^{2}}\ U_{a}^{3 \over 2}

[čtrnáct]

Řešení pro válcovou diodu

Poslední rovnice platí i pro válcovou diodu (s katodou uvnitř a anodou vně) s tenkou katodou (vnitřní poloměr anody r a je desetkrát i vícekrát větší než vnější poloměr katody r k ). V tomto případě je třeba místo mezielektrodové vzdálenosti d nahradit vnitřní poloměr anody r a [17] .

Pokud vnější poloměr katody není tak malý, nelze jej již zanedbat. Pro diody se silnou katodou má výpočetní vzorec podle Langmuira a Boguslavského tvar:

I_{a}=2.33~{\cdot }~10^{-6}\ {s_{a} \over {r_{a}^{2}\ \beta ^{2))}\ U_{ a}^{3 \over 2},

kde korekční faktor [18] $\beta ^{2}=\left(1-{r_{k} \over r_{a}}\right)^{2}$

Zobecněná formulace

Zákon platí pro diody s libovolnou konfigurací katody a anody a pro jakoukoli katodovou teplotu, při které je možná termionická emise. Obecně,

I_{a}=g\ U_{a}^{3 \over 2},

[19]

kde g je konstanta (tzv. perveance ) dané diody v závislosti na konfiguraci a geometrických rozměrech jejích elektrod.

V nejjednodušší analýze perveance nezávisí na proudu vlákna a teplotě katody, ve skutečných lampách roste s rostoucí teplotou katody [20] .

Vnitřní odpor diody

Strmost S proudově-napěťové charakteristiky diody v libovolně zvoleném pracovním bodě je úměrná druhé odmocnině anodového napětí:

S={dI_{a} \over dU_{a}}={3 \over 2}\ g\ {\sqrt {U_{a}}}

a vnitřní odpor r i je mu nepřímo úměrný:

{\displaystyle r_{i}=1/S={2 \over 3}{1 \over {g\ {\sqrt {U_{a)))))))

[21]

Frekvenční limity

Doba letu elektronů od katody k anodě je určena vztahem

\tau ={3d \over V_{max)),

kde je konečná rychlost elektronů .

{\displaystyle V_{max}={\sqrt {2{e \over m}U_{a))))

U reálných diod se doba letu měří v jednotkách nanosekund [22] .

Při přivedení vysokofrekvenčního střídavého napětí na anodu, jehož perioda je srovnatelná s dobou letu, se výrazně změní fáze a velikost anodového proudu. Fázový posun proudu neboli úhel rozpětí je , kde je úhlová frekvence anodového napětí. Při úhlu rozpětí klesá strmost dynamického CVC diody o 25 % kvazistatické strmosti, při které je střídavý proud přerušen. V praxi se mezní úhel rozpětí, nad kterým je použití diody nepraktické, rovná , a mezní pracovní frekvence diody f pr - až $\Theta =\omega \ \tau$ $\omega$ $\Theta =\pi$ $\Theta =2\pi$ $\pi$

f={1 \over {2\ \tau }}

[23]

V reálných obvodech může být mezní pracovní kmitočet ještě nižší vlivem kapacity parazitní diody a parazitních kapacit a montážních indukčností. S rostoucí frekvencí může v diodě docházet k rezonančním jevům, takže pracovní frekvence diody f p by neměla překročit frekvenci její vlastní rezonance f 0 :

{\displaystyle f_{p}\leqslant f_{0}={1 \over {2\pi {\sqrt {L\ C_{ac)))))))

[24]

Při typické montážní indukčnosti L 0,01 μH [24] a typické montážní kapacitě 10 pF je rezonanční frekvence 500 MHz.

Zákon tří sekund pro triodu

V roce 1919 navrhl M. A. Bonch-Bruevich model triody (v dílech Bonch-Bruevich - "katodové relé"), ve kterém byla trioda nahrazena ekvivalentní diodou. Anodový proud v tomto modelu byl roven proudu ekvivalentní diody, na kterou je aplikováno vypočtené efektivní napětí - vážený součet napětí na anodě U a a na mřížce U c :

{\displaystyle I_{a}=g_{Tc}\ {\left(U_{c}+D\ U_{a}\right)}^{3 \over 2))

nebo

{\displaystyle I_{a}=g_{Ta}\ {\left(U_{a}+\mu \ U_{c}\right)}^{3 \over 2))

kde je napěťový zisk triody a jeho reciproční D je propustnost sítě. $\mu$

Ze vzorců vyplývá, že proudově-napěťové charakteristiky pro různé U c jsou shodné a liší se pouze posunem podél napěťové osy. Při blokovacím síťovém napětí je anodový proud přerušen. Charakteristiky skutečných žárovek obecně odpovídají teorii, ale jejich strmost a posun nejsou konstantní a proudové omezení při blokovacích napětích má hladký, „utažený“ charakter [25] . $U_{c}=-U_{a}/\mu$

Kvantitativní hodnocení

Příklad . Nízkonapěťový jednoanodový kenotron má efektivní délku anody l=40 mm, vnější poloměr katody r až =2 mm, vnitřní poloměr anody r a =4 mm. Účinná plocha oxidové katody s až = 5 cm 2 účinná plocha anody s a = 10 cm 2 . Vypočtená mezielektrodová kapacita se studenou katodou C 0 \u003d 2π ε 0 l ln (ra / rk ) \u003d 1,5 pF bez zohlednění montážní kapacity. Pracovní napětí vlákna je voleno tak, aby dioda vstoupila do saturačního režimu při proudu I a =200 mA, což odpovídá hustotě emisního proudu 40 mA/cm 2 . Tato hodnota se blíží maximální dovolené hodnotě pro stacionární režim a je asi tisíckrát menší než maximální možná hustota krátkodobých proudových pulzů emise oxidové katody. Dosahuje se ho při výkonu žhavení 10 až 15 W (měrný výkon 2 až 3 W/cm 2 ).

Konstrukce diody je:

g=2,33~{\cdot }~10^{-6}\ {{2\ \pi \ l} \over {r_{a}\ \left(1-{r_{k} \over r_{a}}\right)^{2}}}=0,000587~{A \over B^{3 \over 2}}

Síla třísekundového zákona a v něm obsažený model nenaznačují, jak hladký nebo ostrý by měl být přechod z režimu vesmírného náboje do režimu saturace. Teoretická křivka anodového proudu dosahuje hodnoty emisního proudu (I a \u003d 200 mA) při U a \u003d 49 V, při vyšších napětích se proud nemění a ztrátový výkon roste úměrně s napětím.

V tabulce jsou uvedeny závislosti diodových indikátorů na napětí na anodě, vypočtené v rámci Child modelu. V tomto modelu nejsou stanoveny tak důležité ukazatele, jako je maximální hustota vesmírného náboje, hloubka a profil potenciální studny.

Index	jednotky _	Anodové napětí Ua , V						Poznámky
		Režim vesmírného nabíjení				Přechodová oblast	Režim saturace
		deset	dvacet	třicet	40	padesáti	60
Anodový proud, I a	mA	19	53	96	149	200	200	Charakter přechodu do saturačního režimu (plynulý přechod nebo ostrý zlom) není v modelu definován. Dynamický výkon v přechodové zóně lze určit pouze empiricky.
Strmost charakteristiky proud-napětí, S	mSm	2.8	3.9	4.8	5.6	?	0
Vnitřní odpor, r i	kOhm	0,36	0,25	0,21	0,18	?	∞
Maximální rychlost elektronů, V max	mm/ns	1.9	2.6	3.2	3.8	4.2	4.6	${\displaystyle V_{max}={\sqrt {2{e \over m}U_{a))))$
Doba letu mezielektrodové vzdálenosti, τ	ns	3.2	2.3	1.8	1.6	1.4	1.3	${\displaystyle \tau =3\ d/V_{max))$
Vesmírný náboj, Q	PC	59	118	178	237	286	261	$Q=I_{a}\ \tau$
Mezní frekvence, f pr	MHz	156	221	270	312	350	382	${\displaystyle f=1/{(2\ \tau )))$

Použitelnost zákona na skutečné spotřebiče

Ti, kteří se domnívají, že hlavní vlastnosti termionické emise jsou teoreticky popsány a ověřeny experimentem, se mýlí. Interpretace tohoto jevu z hlediska termodynamiky je často povýšena na úroveň zákona, ale je třeba ještě jednou zdůraznit: pokud experimentální podmínky nezapadají do předpokladů, na nichž je založen teoretický model, je tento model nepoužitelný tento experiment. — Wayne Nottingham , 1956

Původní text (anglicky)[ zobrazitskrýt] Je iluzí věřit, že hlavní rysy termionické emise byly teoreticky propracovány a jsou v souladu s experimentem. Vzhledem k obecnosti, která je často spojována s termodynamickou interpretací termionické emise, je třeba klást důraz na skutečnost, že na toto odvětví teorie se nelze spolehnout, že poskytne přesné informace o proudových tocích přes hranici za experimentálních podmínek, které porušují základní předpoklady teorie [26] .

Předpoklady, na kterých je Childův model založen, u reálných diod neplatí. Ideálnímu modelu jsou nejblíže diody nepřímého ohřevu s válcovými anodami, nejvzdálenější jsou od něj diody přímého ohřevu s uložením katodového vlákna ve tvaru W [27] . Rozdíly mezi reálnými zařízeními a Childovým modelem jsou nejvýraznější v oblasti záporných a malých kladných napětí a v oblasti přechodu do saturačního režimu. Mezi nimi je oblast středních napětí, ve které zákon síly tří sekund přesně aproximuje vlastnosti skutečné diody.

Oblast nízkého napětí

Zákon tří sekund neplatí v oblasti záporných a malých kladných (jednotky V) anodových napětí. Ze zákona vyplývá, že při nulovém napětí by měl být anodový proud roven nule a při záporném napětí není vzorec tří sekund vůbec definován. Ve skutečných diodách při nulovém anodovém napětí již proudí nenulový elektronový proud od katody k anodě - je to tento jev, který objevili v roce 1882 Elster a Geitel a v roce 1883 Edison a vědecky interpretovali v roce 1889 Fleming , William Preece nazval „Edisonův efekt“ [28] [29] [30] . K úplnému přerušení proudu dojde pouze tehdy, když anodové napětí klesne o několik V pod nulu. Například u přímo vyhřívané šumové diody 2D2S se anodový proud vyskytuje při anodovém napětí asi −2 V a při nulovém anodovém napětí dosahuje proud 200 μA při napětí vlákna 1,5 V (100 μA na vláknu napětí 1,2 V) [31] .

Posun charakteristiky diody doleva o −1,5 V lze vysvětlit neekvipotenciálností přímo žhavené katody. V roce 1914 Wilson při analýze I–V charakteristik přímo vyhřívaných diod navrhl zdokonalený model založený na Childově vzorci [32] . U Wilsonova modelu je proud v počáteční sekci CVC úměrný napětí s mocninou 5/2 a v oblasti středních napětí se CVC shoduje se zákonem tří sekund [33] . Dodatečný posun doleva o -0,5 V nelze v rámci Childova modelu vysvětlit. Tento posun je důsledkem nenulových počátečních rychlostí a tepelné difúze elektronů. Proud tekoucí "sám" v diodě s uzemněnou anodou je proud rychlých elektronů, které dokážou dobře překonat potenciál prostorového náboje. Při zahřívacím napětí 1,5 V je emisní proud katody 2D2S asi 40 mA a průměrná kinetická energie emitovaných elektronů je asi 1 eV . Emisní proud neustále udržuje záporný prostorový náboj koncentrovaný v blízkosti katody, dno potenciálové jímky je umístěno ve vzdálenosti 0,01 až 0,1 mm od hranice katody a vakua. Naprostá většina emitovaných elektronů se vrací zpět ke katodě, ale poměrně rychlé elektrony překonávají potenciálovou jámu, dopadají do slabého pole anody a jsou k ní přitahovány. Energie pohánějící tyto elektrony se nevypůjčuje ze zdroje anodového napětí, ale ze zdroje proudu vlákna [34] .

Oblast středního napětí (režim vesmírného nabíjení)

Při anodových napětích řádově několik V nebo více (ale před přechodem do saturačního režimu) zákon poměrně přesně popisuje vlastnosti skutečných diod. V této oblasti jsou pozorovány dva druhy odchylek od ideálního modelu:

V Childově modelu je propustnost diod nezávislá na teplotě katody. U skutečných lamp se propustnost zvyšuje s rostoucí teplotou v důsledku nehomogenního rozložení teploty po délce katody. Konce katody, upevněné v ložiskových traverzách armatur ve výbojce, jsou vždy chladnější než její střední část. Při nedostatečném ohřevu se emise soustředí ve střední části katody a propustnost je výrazně menší než vypočítaná. S nárůstem topného proudu se zvětšuje délka horké střední části katody a efektivní plocha anody a propustnost se blíží vypočtené [35] .
V Childově modelu se energie elektronů při překročení hranice katoda-vakuum rovná nule. Ve skutečnosti elektrony opouštějí katodu nenulovou rychlostí: typická kinetická energie emitovaného elektronu je asi 1 eV, takže skutečné křivky proud-napětí jsou posunuty doleva oproti vypočteným o stejnou hodnotu. Při anodovém napětí v řádu desítek V lze tento posun zanedbat [36] .

Oblast nasycení

S nárůstem anodového napětí se anodový proud určený zákonem tří sekund blíží hodnotě emisního proudu. V blízkosti mezní hodnoty přestává platit zákon tří sekund, růst anodového proudu se zpomaluje a po dosažení meze se zastaví. Zvýšení proudu katodového vlákna zvyšuje jeho teplotu a emisní proud. "Polička" charakteristiky proud-napětí se posouvá nahoru, do oblasti vyšších proudů, a vzestupná větev, popsaná zákonem tří sekund, zůstává teoreticky nezměněna. Ve skutečnosti, jak je ukázáno výše, jak se teplota katody zvyšuje, vzestupná větev se také posouvá nahoru [35] .

Zjednodušený model, který je základem zákona o síle tří sekund, nedává představu o povaze přerušení charakteristiky proud-napětí při přechodu do saturačního režimu. U skutečných diod je přechodová zóna roztažena, její šířka na I–V křivce je srovnatelná s šířkou oblasti, ve které křivka sleduje mocninu třísekundového zákona. Hladký přechod je důsledkem různých jevů, které nezapadají do ideálního Childova modelu:

U přímých žárovek nejvíce přispívá neekvipotenciálnost katody, na jejíž konce je přivedeno konstantní nebo střídavé napětí vlákna [27] ;
Katody všech typů se zahřívají nerovnoměrně. Relativně studené konce katody přecházejí do nasycení dříve než její horká střední část [37] ;
Emisní proud skutečných katod závisí nejen na teplotě, ale také na intenzitě pole v blízkosti katody, která je zase určena napětím na anodě [27] .

Režim sytosti

K první aproximaci lze saturaci proudu považovat za absolutní: saturační proud ideální diody nezávisí na anodovém napětí. V reálných zařízeních v saturačním režimu se anodový proud pomalu zvyšuje s nárůstem anodového napětí. Tento jev je spojen se Schottkyho jevem : se zvýšením intenzity pole se snižuje pracovní funkce elektronu z katody, což vede ke zvýšení emisního proudu [38] . U oxidových katod, jejichž porézní povrch je tvořen slinováním zrn oxidů barya, stroncia a vápníku, je nárůst emisního proudu zvláště velký v důsledku nehomogenit povrchu [27] [39] . Ve skutečnosti lze tvrdit, že oxidové katody se vůbec nesytí [40] .

Poznámky

↑ Reich, 1948 , str. 57.
↑ Child CD Discharge from Hot CaO // Phys. Rev. (Série I). - 1911. - T. 32 . - S. 492-511 . - doi : 10.1103/PhysRevSeriesI.32.492 .
↑ Langmuir I. Vliv vesmírného náboje a zbytkových plynů na termionické proudy ve vysokém vakuu // Phys. Rev.. - 1913. - T. 2 . - S. 450-486 . - doi : 10.1103/PhysRev.2.450 .
↑ Iorish et al., 1961 , Graf emisního proudu odebraného z ill. 3-2 na str. 150.
↑ Reich, 1948 , str. 49.
↑ Iorish a kol., 1961 , s. 150.
↑ Iorish a kol., 1961 , s. 150-151. Uvedený údaj pro oxidové katody je dosažen pouze v krátkém pulzu. Bezpečné úrovně emisí oxidových katod ve stacionárním režimu jsou asi tisíckrát nižší.
↑ Batushev, 1969 , s. 11-13.
↑ Batushev, 1969 , s. 13.
↑ Batushev, 1969 , s. deset.
↑ 1 2 Batushev, 1969 , s. jedenáct.
↑ Reich, 1948 , str. 58.
↑ 1 2 Batushev, 1969 , s. 14-15.
↑ 1 2 3 4 Batushev, 1969 , str. patnáct.
↑ 1 2 Batushev, 1969 , s. 16.
↑ Kalašnikov S. G. , Elektřina, M., GITTL, 1956, „Doplňky“, 6. „Zákon Boguslavského-Langmuira“, s. 650-651;
↑ Batushev, 1969 , s. osmnáct.
↑ Batushev, 1969 , s. 17-18.
↑ Batushev, 1969 , s. 18-19.
↑ Batushev, 1969 , s. 19-21.
↑ Batushev, 1969 , s. 24-26.
↑ Batushev, 1969 , s. 47.
↑ Batushev, 1969 , s. 50-51.
↑ 1 2 Batushev, 1969 , s. 52.
↑ Batushev, 1969 , s. 67,68.
↑ Nottingham, 1956 , pp. 6-7.
↑ 1 2 3 4 Reich, 1948 , str. 60.
↑ Nottingham, 1956 , s. 7.
↑ Van der Bijl, 1920 , str. třicet.
↑ Reich, 1948 , str. 43.
↑ Batushev, 1969 , s. 22-23.
↑ Van der Bijl, 1920 , str. 64.
↑ Van der Bijl, 1920 , pp. 65-67.
↑ Batushev, 1969 , s. 21-23.
↑ 1 2 Batushev, 1969 , s. dvacet.
↑ Reich, 1948 , str. 62.
↑ Batushev, 1969 , s. 20-21.
↑ Nottingham, 1956 , pp. 10-11.
↑ Batushev, 1969 , s. 158.
↑ Van der Bijl, 1920 , str. 37.

Literatura

V ruštině

Batushev, V. A. Elektronická zařízení. - M . : Vyšší škola, 1969. - 608 s. — 90 000 výtisků.
Dulin V. N., Avaev N. A., Demin V. P. a kol. Elektronická zařízení / Ed. G. G. Shishkina .. - M . : Energoatomizdat, 1989. - 496 s. — ISBN 5-283-01472-X .
Dobretsov LN Elektronická a iontová emise. - M .; L . : Stát. Nakladatelství technické teorie. lit., 1952. - 312 s.
Iorish, A. E., Katsman, Ya. A., Ptitsyn, S. V. Základy technologie pro výrobu elektrovakuových zařízení. - M. - L.: Gosenergoizdat, 1961. - 516 s. — 14 000 výtisků.
Reich, G. J. Teorie a aplikace elektronických zařízení. - L . : Gosenergoizdat, 1948. - 940 s. — 7000 výtisků.
- překlad z angličtiny Reich, Herbert J. Teorie a aplikace elektronek . — 2. vyd. - McGraw-Hill Book Company, Inc., 1944. - 716 s.

V angličtině

Van der Bijl, H. Thermionic Vacuum Tube-Fysics and Electronics . — McGraw-Hill, 1920.
Nottingham, W. Thermionic Emission. - Massachussets Institute of Technology, 1956. - 178 s.

Odkazy

Zákon stupně tří sekund - článek z Velké sovětské encyklopedie .